авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 12 | 13 || 15 | 16 |   ...   | 25 |

«ОГЛАВЛЕНИЕ Том I Предисловие................................................... 11 ...»

-- [ Страница 14 ] --

Cliver et al., 2005). Ускорение основной массы частиц, наблюдаемых в межпланетной среде, происходит на ударной волне, формируемой при распространении КВМ. Частицы генерируются в короне и межпланетной среде и, по мнению физиков, развивающих это направление (Gosling, 1993;

Reames, 1999), не имеют отношения к вспышке.

Нужно заметить, что разделение на импульсные и постепенные события было произведено в первую очередь для того, чтобы, исходя из различия их характеристик, получить подтверждение их разного происхождения. Хотя в первом приближении это верно, реально вклад в постепенные события может дать импульсная компонента, и наоборот (например, Cohen, 2004). Мощные динамические процессы могут откры вать магнитные поля во время вспышки, позволяя вспышечным частицам наблюдать ся также и во время постепенных событий. Наличие открытых магнитных силовых линий во вспышечной области следует из радионаблюдений (Cane et al., 2002).

В некоторых постепенных событиях при энергиях 10 МэВ/нуклон элементный состав, зарядовое состояние ионов и обогащенность 3 Не соответствуют типичным 12* 356 Гл. 3. Гелиосфера импульсным событиям, фракционирование СКЛ по первому ионизационному по тенциалу отражает распространенность элементов в пределах нескольких радиусов Солнца, а не состав солнечного ветра (Mewaldt et al., 2002). Релятивистские со бытия СКЛ (наземные возрастания) являются самыми мощными по интенсивности и энергии частиц и сопровождаются КВМ, но в то же время они всегда хорошо связаны с мощными оптическими и рентгеновскими вспышками и наблюдаются только из западного полушария Солнца (Базилевская и др., 2003). В ряде случаев релятивистские СКЛ приходят так быстро, что, скорее всего, не хватает времени для формирования ускоряющего ударного фронта (Simnett, Roelof, 2005;

Bazilevskaya, 2006).

Таким образом, строгое разделение событий СКЛ по происхождению на два класса вряд ли корректно, хотя полезно для понимания основных процессов, опре деляющих развитие данного события. Разные физические условия в месте ускорения (например, турбулентность от предшествовавшего взрывного энерговыделения, кон фигурация магнитных полей, наличие или отсутствие прежде ускоренных частиц для вовлечения в механизм ускорения) дают возможность реализации разным меха низмам ускорения — электрическим полем (например, Veselovsky, 2002;

Litvinenko, 2003), стохастическому механизму (например, (Miller et al., 1997), регулярному ускорению на ударной волне (Крымский, 1977;

Axford et al., 1977;

Бережко и др., 2001). Различные условия дальнейшего ускорения и распространения в межпла нетной среде — в первую очередь конфигурация магнитного поля ударной волны и наличие крупномасштабных структур ММП — приводят к большому разнообразию наблюдаемых временных профилей, анизотропии потоков и энергетических спектров СКЛ и дают простор для построения разных физических и численных моделей (Ng et al., 2003;

Li, Zank, 2005;

Lee, 2005;

Kocharov et al., 2005).

3.6.9. СКЛ в межпланетной среде Все крупные длительные события СКЛ, наблюдаемые на орбите Земли, так или иначе связаны с межпланетными ударными волнами. Именно эти события представ ляют наибольший интерес как для практических целей изучения и предсказания космической погоды, так и с точки зрения физических процессов в межпланетной среде, участвующих в их формировании.

При распространении ударной волны, инициированной КВМ, процесс ускорения частиц продолжается во внешней короне и даже в межпланетной среде. Понимание этого привело к пересмотру представлений о распространении СКЛ в ММП. Если 40–50 лет назад учитывались лишь процессы диффузии, конвективного переноса и адиабатического охлаждения СКЛ солнечным ветром, то теперь рассматрива ются следующие основные процессы, имеющие место при распространении СКЛ:

регулярное ускорение на ударной волне, инициированной КВМ;

возбуждение волн энергичными протонами в области перед фронтом и взаимодействие волн и частиц;

магнитная фокусировка в расходящемся ММП в силу сохранения адиабатического инварианта sin2 /B;

конвективный перенос и адиабатическое охлаждение СКЛ в расширяющемся солнечном ветре. Качественно эволюцию СКЛ можно представить себе следующим образом (Reames, 1999;

Ng et al., 2003;

Lee, 2005). Движущаяся ударная волна перед ВКМ ускоряет частицы, которые при убегании в область перед фронтом генерируют в солнечном ветре турбулентность (усиление фоновых альве новских волн). Частицы генерируют волны при условии резонанса, когда частота вращения вектора электрического поля волны пропорциональна гирочастоте частицы в системе ведущего центра, т. е. с увеличением жесткости частицы генерируют более длинные волны. Эти волны способствуют удержанию частиц в области ускорения (малый пробег для рассеяния 0,1 а. е.), ограничению потока убегающих частиц 3.6. Энергичные частицы и космические лучи и увеличению их максимальной энергии. С другой стороны, выход частиц из области ускорения зависит от отношения заряда частицы к ее массе, и таким образом, от этой величины зависит завал энергетического спектра в области больших энергий (Ellison, Ramaty, 1985). Убегающие частицы распространяются в ММП практически без рассеяния, с пробегом 1 а. е. (важную роль играет адиабатическая фокусировка).

Наблюдатель видит быстрое нарастание потока частиц в начальной фазе события (см. рис. 3.6.9). Ограничение потока убегающих частиц приводит к предельным наблюдаемым интенсивностям J(10 МэВ) 100 (см2 · с · ср · МэВ)1. Дальнейшее увеличение потоков (до двух порядков величины при E = 10 МэВ) может реги стрироваться при пересечении наблюдателя фронтом ударной волны (так называемые быстрые штормовые частицы, энергия которых в большинстве случаев не превышает 50 МэВ, но иногда достигает 500 МэВ). Это соответствует области повышенной турбулентности вблизи фронта. На рис. 3.6.9 моменты прихода на орбиту Земли удар ной волны отмечены треугольниками. За фронтом ударной волны находится область, где потоки частиц монотонно уменьшаются при постоянном энергетическом спектре (инвариантный спектр). Наиболее ярким подтверждением правильности этой модели является объяснение чрезвычайно сложного временного поведения элементного со става постепенного события в его начальной фазе, когда ускорение и ускользание частиц из области ускорения происходят пропорционально отношению заряда иона к его массе Q/A (Tylka, 2001). При интегрировании по всему событию элементный состав постепенных событий соответствует составу короны.

В реальности наблюдаемые характеристики СКЛ сильно варьируют от случая к случаю, так как зависят от многих причин. Интенсивность потоков и энергетиче ский спектр зависят от следующих факторов:

1) мощности и временной динамики источника (балл и продолжительность вспышки, длительная или многократная инжекция, угловые размеры и ско рость КВМ, замедление ударной волны);

2) механизма ускорения и его эффективности, в частности, от топологии ударного фронта при ускорении на ударной волне (параллельная или перпендикулярная, что часто определяется гелиодолготой источника по отношению к наблюдателю) и воз можного вклада от нескольких действующих механизмов;

3) состояния среды, предшествующего данному событию (наличие частиц с энер гией выше энергии инжекции от предыдущего события, присутствие другого фронта, который совместно с фронтом данного события образует сходящиеся отражающие стенки, возмущенность среды, с которой взаимодействуют убегающие частицы).

Постепенные события СКЛ дают уникальную возможность изучать процессы ускорения, возбуждения волн и взаимодействия волна—частица в межпланетном пространстве.

3.6.10. Заключение Энергичные частицы исключительно важны для понимания физических про цессов в гелиосфере (связи с межзвездной средой, ускорения, взаимодействия волна—частица, модуляции потоков космических лучей солнечной активностью).

С другой стороны, энергичные частицы являются важным фактором космической погоды, что требует развития методов прогнозирования их появления, спектров и абсолютных потоков. Еще одна важная проблема, имеющая фундаментальное и прикладное значения — роль космических лучей в атмосферных процессах — требует усиленного внимания ввиду значительных изменений климата, с которыми столкнулось человечество. Это означает, что в ближайшие годы наблюдения энер гичных частиц и изучение их характеристик будут усиленно развиваться.

358 Гл. 3. Гелиосфера 3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы В. В. Измоденов 3.7.1. Введение Структура и свойства внешней гелиосферы определяются взаимодействием сол нечного ветра с межзвездным окружением Солнца — локальным межзвездным облаком (ЛМО). В настоящее время нет сомнений, что ЛМО является частично ионизованным облаком c температурой 104 K и концентрацией частиц 0,2 см3.

Заряженная компонента ЛМО взаимодействует с плазмой солнечного ветра. Об разуемая при этом взаимодействии газодинамическая структура, которую принято для краткости называть гелиосферным интерфейсом (иногда термин гелиосферный интерфейс заменяют оборотом «область взаимодействия солнечного ветра с локаль ной межзвездной средой»), показана качественно на рис. 3.7.1. Другие компоненты межзвездной среды и солнечного ветра, взаимодействуя с плазменной компонентой, влияют и изменяют структуру гелиосферного интерфейса. К основным эксперимен Рис. 3.7.1. Гелиосферный интерфейс — область взаимодействия солнечного ветра с локальной межзвездной средой. Гелиопауза — контактная поверхность, отделяющая плазму солнечного ветра от межзвездной плазмы. В гелиосферной ударной волне солнечный ветер тормозит ся от сверхзвуковых до дозвуковых скоростей. Во внешней ударной волне до дозвуковых скоростей тормозится поток межзвездной среды. Область гелиосферного интерфейса может быть разделена на четыре подобласти, с существенно различными свойствами плазмы в них: 1) сверхзвуковой солнечной ветер, 2) область дозвукового солнечного ветра между гелиопаузой и гелиосферной ударной волной (эту область часто называют внутренним гелио шисом), 3) область возмущенной межзвездной плазмы между гелиопаузой и внешней ударной волной (эту область часто называют внешним гелиошисом), 4) область сверхзвукового потока межзвездной среды 3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы тальным источникам информации о структуре гелиосферного интерфейса и положе нии гелиосферной ударной волны можно отнести следующие измерения на косми ческих аппаратах: 1) прямые измерения межзвездных захваченных ионов, которые образуются из межзвездных атомов вследствие процессов перезарядки и фотоиони зации и измеряются на космических аппаратах «Ulysses» и ACE (прибор SWICS);

2) измерения аномальной компоненты космических лучей (АКЛ), которая образуется из части захваченных ионов, ускоренных до высоких энергий;

АКЛ измеряются на космических аппаратах «Voyagers», «Pioneers», «Ulysses», ACE, SAMPEX и «Wind»;

3) измерения рассеянного солнечного L -излучения на космических аппаратах SOHO и Hubble Space Telescope (HST) на 1 а. е., а также космическими аппаратами «Voyager-1, 2» и «Pioneer-10» во внешней гелиосфере;

4) прямые измерения пара метров солнечного ветра (в частности его скорости) на больших гелиоцентрических расстояниях на космическом аппарате «Voyager-2»;

5) измерения радиоизлучения на космических аппаратах «Voyager-1» и 2.

Спектры поглощения в линии L, измеренные в направлении ближних звезд на космическом аппарате HST (Linsky, Wood, 1996;

Wood et al., 2000;

Izmodenov et al., 1999a, 2002), также являются источником информации о гелиосферном ин терфейсе, и, в частности, о водородной стенке вокруг гелиопаузы (которая будет обсуждаться ниже). Свойства внутреннего гелиошиса (или гелиослоя) (см. рис. 3.7.1) будут изучены в ближайшее время с помощью измерений потоков энергичных атомов гелиосферного происхождения, которые будут проводиться на космическом аппарате IBEX (Interstellar Boundary Explorer) (Gruntman et al., 2001;

космический аппарат IBEX будет запущен NASA в 2008 г.: http://ibex.swri.edu/).

Для того чтобы на основе измерений с одной или нескольких астрономических единиц определить структуру гелиосферного интерфейса, а также изучать происхо дящие в нем физические процессы, необходимо построение теоретической модели гелиосферного интерфейса. Построение теоретической концепции гелиосферного ин терфейса началось с работ Паркера (Parker, 1961) и Баранова, Краснобаева и Кули ковского (Baranov et al., 1971). Главная трудность в построении полной модели гелио сферного интерфейса состоит в многокомпонентной природе как ЛМО, так и солнеч ного ветра. ЛМО состоит, по меньшей мере, из пяти компонент: плазмы (электронов и протонов), атомов водорода, межзвездного магнитного поля, галактических косми ческих лучей и межзвездной пыли. В гелиосфере плазменная компонента состоит из частиц солнечного ветра (протонов, электронов, альфа-частиц, и др.), захваченных ионов, АКЛ. Захваченные ионы начинают влиять на течение гелиосферной плазмы начиная с расстояний в 20–30 а. е., а АКЛ влияют на течение плазмы солнечного ветра в окрестности гелиосферной ударной волны (создавая предвестник), а также в области внутреннего гелиошиса. Для построения адекватной многокомпонентной модели гелиосферного интерфейса необходимо выбрать адекватное теоретическое описание для каждой из компонент межзвездной среды и солнечного ветра.

3.7.2. Обзор подходов для описания различных компонент Рассмотрим теоретические подходы, которые необходимо использовать для опи сания различных компонент межзвездной среды и солнечного ветра.

Атомы водорода. Наибольшее содержание в локальной межзвездной среде име ют атомы водорода. Эти атомы проникают глубоко в гелиосферу и эффективно взаимодействуют как с протонами солнечного ветра и захваченными протонами, так и протонами межзвездной среды. Сечения упругих столкновений атомов водорода между собой и с протонами пренебрежимо малы по сравнению с сечением резо нансной перезарядки (Izmodenov et al., 2000). Таким образом, именно перезарядка является процессом, который определяет свойства атомов водорода в области ин 360 Гл. 3. Гелиосфера терфейса и внутри гелиосферы. Вновь рожденные в результате перезарядки атомы имеют локальные свойства плазмы в месте их рождения. Так как свойства плазмы существенно отличаются в каждой из четырех подобластей гелиосферного интерфей са, показанных на рис. 3.7.1, то Н-атомы в гелиосфере удобно разделить на четыре сорта в зависимости от места их рождения. Эффективность взаимодействия атомов водорода с протонами может быть оценена через длину свободного пробега атомов в плазме. Эффективная длина свободного пробега по потере импульса частицы сорта s в t-газе (т. е. газе с частицами сорта t) может быть определена по следу ющей формуле: l = ms ws /(Mst /t), где ws — индивидуальная скорость s-частицы, Mst /t — скорость потери импульса s-частицы в t-газе. Оценки показывают, что для каждого из четырех сортов существует, по крайней мере, одна подобласть гелиосферного интерфейса, где число Кнудсена Kn l/L 0,5–1,0. Таким образом, для корректного описания течения Н-атомов в гелиосферном интерфейсе необходимо применять кинетический подход.

Функция распределения по скоростям для Н-атомов fH (r, wH, t) определяется из решения кинетического уравнения F fH f f + wH · H + · H = fH |wH wp |ex fp (r, wp )dwp + HP t r mH wH + fp (r, wH ) |wH wH |ex fH (r, wH )dwH (ph + impact )fH (r, wH ), (3.7.1) HP где fH (r, wH, t) — функция распределения атомов водорода, fp (r, wp, t) — функция распределения протонов, wH, wp — индивидуальные скорости атомов и протонов HP соответственно, ex — сечение перезарядки атомов водорода на протонах;

ph — частота фотоионизации, mH — масса атома водорода, impact — частота ионизации электронным ударом;

F — равнодействующая сил солнечного гравитационного при тяжения и радиационного давления.

Помимо перезарядки, в уравнении (3.7.1) учитываются и другие физические про цессы, которые влияют на распределение атомов водорода в гелиосфере. Это фотоио низация, солнечное гравитационное притяжение, радиационное давление солнечного излучения, которые влияют на распределения атомов в окрестности Солнца, а также ионизация электронным ударом, которая влияет на распределение атомов в области внутреннего гелиошиса (Baranov, Malama, 1996;

Izmodenov et al., 2004;

Malama et al., 2006). Взаимодействие Н-атомов с протонами приводит к обмену массой, импульсом и энергией между этими компонентами, который учитывается в правых частях гидродинамических уравнений (3.7.2)–(3.7.4) для заряженной компоненты.

Соответствующие правые части (источниковые члены) гидродинамических уравнений выражаются через интегралы от функции распределения Н-атомов, которые приво дятся ниже в уравнениях (3.7.5)–(3.7.7).

Заряженная компонента (протоны и электроны) межзвездной среды и сол нечного ветра. Основные допущения, которые необходимо учитывать, рассматривая гидродинамическое приближение для космической плазмы, были проанализированы Барановым. В частности, в работе (Baranov, 2000) было сделано заключение, что в задаче о структуре гелиосферного интерфейса и локальная межзвездная среда, и солнечный ветер могут быть описаны в рамках гидродинамического приближения.

В самом деле, длина свободного пробега заряженных частиц в локальной меж звездной среде порядка 1 а. е., что много меньше характерного размера гелиосферы.

Таким образом, локальная межзвездная среда является столкновительной, и для ее описания может быть использовано гидродинамическое приближение.

3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы Плазма солнечного ветра является бесстолкновительной, так как длина свободно го пробега солнечных протонов и электронов по кулоновским столкновениям много больше, чем характерный размер гелиосферы — расстояние до гелиопаузы. Таким образом, гелиосферная ударная волна является бесстолкновительной. Тем не менее, гидродинамический подход применим и для бесстолкновительной плазмы в случае, если рассеяние заряженных частиц на флуктуациях магнитного поля является доста точно эффективным. В этом случае, длина свободного пробега l по столкновениям заменяется lcoll — длиной свободного пробега по так называемым «коллективным столкновениям». При этом предполагается, что lcoll L. Однако, интеграл столкнове ний для «коллективных процессов» является слишком сложным, чтобы на его основе вычислить коэффициенты переноса для бесстолкновительной плазмы. Обычно, при моделировании гелиосферного интерфейса используется одножидкостное приближе ние для описания течения плазмы солнечного ветра и межзвездной среды. Опре деляющими уравнениями при этом являются законы сохранения массы, импульса и энергии:

+ · (V) = q1, (3.7.2) t (V) + P + · (V V) [rot B B] = Pcr + q2, (3.7.3) t 3 P + · P V V · P = q3 q2 · V V · Pcr. (3.7.4) t 2 Здесь = mp (np + npui );

P = Pe + Pp + Ppui ;

Pe, Pp, Ppui и Pcr — парциальные давления, электронов, протонов, захваченных ионов и космических лучей соответ ственно, q1, q2 и q3 — источниковые члены массы, импульса и энергии вследствие процессов перезарядки, фотоионизации и ионизации электронным ударом, которые определяются следующими интегралами:

(3.7.5) q1 = mp nH (ph + impact ), q2 = mp (ph + impact )vH fH (vH )dvH + uex (u)(wH wp )fH (wH )(fp (wp ) + fpui (wp ))dwH dwp, (3.7.6) HP + mp wH q3 = mp (ph + impact ) fH (wH )fp (wp )dwp dwH + wH wp 2 HP (3.7.7) + mp uex (u) fH (wH ) (fp (wp ) + fpui (wp )) dwp dwH.

Здесь fp — локально максвелловская функция распределения протонов солнечного ветра и локальной межзвездной среды (ЛМС) по скоростям, fpui — функция распре деления захваченных ионов, которая может быть получена из решения кинетического уравнения для захваченных ионов, или на основе упрощающего предположения о мгновенной ассимиляции захваченных ионов в плазмы солнечного ветра.

Для того, чтобы замкнуть систему уравнений (3.7.2)–(3.7.4), к ней необходимо добавить уравнение для индукции магнитного поля. В случае идеальной проводимо сти это уравнение записывается в виде B = rot[v B]. (3.7.8) t 362 Гл. 3. Гелиосфера Систему уравнений (3.7.2)–(3.7.8) для одножидкостного приближения можно по лучить, суммируя уравнения баланса массы, импульса и энергии для электронов и протонов. При этом необходимо делать ряд упрощающих предположений, которые обсуждаются в работах (Baranov, Fahr, 2003a, b;

Florinsky et al., 2003). Уравнения идеальной МГД с правыми частями q1, q2, q3 были решены совместно с кинетическим уравнением (3.7.1) Алексашовым и др. (Alexashov et al., 2000) в частном случае, когда межзвездное магнитное поле параллельно скорости относительного движения Солнца и межзвездной среды, а также Измоденовым и др. (Izmodenov et al., 2005b) в случае, когда направление магнитного поля составляет 45 к направлению набега ющего (в системе координат связанной с Солнцем) потока межзвездной среды.

Для того, чтобы получить классическую систему гидродинамических уравнений для гелиосферного интерфейса, необходимо опустить все члены, содержащие маг нитные и электрические поля в уравнениях (3.7.3) и (3.7.4). В этом случае система уравнений (3.7.2)–(3.7.4) совместно с кинетическим уравнением (3.7.1) и выражения ми (3.7.5)–(3.7.7) для источниковых членов q1, q2 и q3 является замкнутой системой уравнений.

Захваченные ионы. Для изучения эволюции захваченных ионов во внешней гелиосфере и гелиосферном интерфейсе необходимо понимать процесс ассимиля ции заряженной частицы в плазму, обладающую магнитным полем. Сразу после своего рождения под действием электромагнитного поля захваченный ион начинает вращаться по циклоидальной траектории с дрейфующим со скоростью солнечного ветра ведущим центром. Радиус вращения (гирорадиус) частицы много меньше, чем характерный размер задачи так, что, возможно усреднить функцию распреде ления по гиротропному движению. Начальное круговое распределение захваченных ионов является неустойчивым. Основными процессам, которые определяют эволюцию функции распределения, являются: рассеяние по питч-углам, конвекция, адиабати ческое охлаждение в расширяющемся солнечном ветре, инжекция вновь рожденных атомов, диффузия в пространстве энергий при взаимодействии с электромагнитными волнами, распространяющимися в солнечном ветре и генерируемыми как самими захваченными ионами, так и в результате плазменных различных неустойчивостей в солнечном ветре.

Наиболее полная форма кинетического уравнения, описывающая изменение ги ротропной функции распределения захваченных ионов fpui = fpui (t, r, v, ) в плазме солнечного ветра, движущейся со скоростью Vsw, приведена, например, в работах Изенберга (Isenberg, 1997) и Чалова и Фара (Chalov и Fahr, 1998). fpui является функцией модуля скорости солнечного ветра в системе координат, связанной с сол нечным ветром, а также косинуса питч-угла.

Далее будет показано, что предположение о мгновенной ассимиляции захвачен ных ионов в плазму солнечного ветра приводит к резкому росту температуры плазмы с увеличением гелиоцентрического расстояния. Так как такое увеличение не наблю дается, то ясно, что протоны солнечного ветра и захваченные протоны являются двумя отдельными компонентами вплоть до гелиосферной ударной волны. Однако, измерения температуры солнечного ветра на космическом аппарате «Voyager-2» пока зывают меньший спад температуры по сравнению с тем, что следует ожидать вслед ствие адиабатического охлаждения. Наблюдаемый профиль температуры может быть объяснен разогревом солнечного ветра волнами, которые генерируются захваченными ионами (Williams et al.,1995;

Smith et al., 2001). Различные аспекты эволюции захваченных ионов были рассмотрены в литературе (см., например, Chalov, Fahr, 1999;

и обзоры Zank, 1999;

Fichtner, 2001). Заметим, что до последнего времени, детальное описание процесса захвата и переноса захваченных ионов в солнечном 3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы ветре не рассматривалось ни в одной глобальной модели гелиосферного интерфейса (см., однако, Malama et al., 2006).

Космические лучи. Космические лучи связаны с течением плазмы посредством рассеяния на электромагнитных волнах в плазме. На космические лучи действуют процессы конвективного переноса и диффузии на неоднородностях магнитного поля, распространяющихся в плазме. Как аномальная, так и галактическая компоненты космических лучей могут рассматриваться как высокоэнергетичные популяции с пре небрежимо малой массовой плотностью (по сравнению с плотностью плазмы), но значительной (не пренебрежимо малой) плотностью энергии. На гидродинамическом уровне описания влияние космических лучей на течение несущей плазменной ком поненты выражается через градиент давления космических лучей Pc и перенос энергии от несущей фазы к космическим лучам с частотой V · Pc. Давление косми fc (r, p, t)wp3 dp, где fc (r, p, t) — ческих лучей определяется формулой Pc (r, t) = изотропная функция распределения космических лучей.

Уравнение переноса космических лучей имеет следующую форму (см., например, Fichtner, 2001):

1 fc f fc + (kfc ) V · fc + ( · V) p2 D c (3.7.9) =2 + S(r, p, t).

t p p lnp p Здесь p — модуль импульса частицы;

D — коэффициент диффузии в простран стве скоростей, который часто в моделях полагается равном нулю, k — тензор определяющий пространственную диффузию;

V = U + Vdrift — скорость конвекции;

U — массовая скорость плазмы;

Vdrift — скорость дрейфа в гелиосферном или межзвездном магнитном поле, и S(r, p, t) — источниковый член.

На гидродинамическом уровне описания уравнение переноса космических лучей может быть проинтегрировано и записано в виде Pc = [kPc c (U + Udr )Pc ] + (c 1)U · Pc + Qacr,pui (r, t). (3.7.10) t При выводе последнего уравнения предполагалось, что D = 0;

Udr — осредненная по функции распределения дрейфовая скорость;

— индекс политропы и Qacr,pui — коэффициент притока энергии, описывающий получение энергии АКЛ от захвачен ных ионов. Чалов и Фар (Chalov, Fahr, 1996, 1997) записали коэффициент Qacr,pui в виде Qacr,pui = ppui · U, где — коэффициент определяющий интенсивность инжекции, который определяется свойствами плазмы. Для ГКЛ коэффициент полагается равным нулю, так как источники ГКЛ находятся вне гелиосферы.

3.7.3. Обзор современных моделей гелиосферного интерфейса Спустя почти 40 лет после появления первых моделей взаимодействия солнечного ветра с локальной межзвездной средой, численной модели, самосогласованно учи тывающей все компоненты солнечного ветра и межзвездной среды, не построено до сих пор. Однако, в течение последних лет произошел существенный прогресс в этом направлении. Множество работ было посвящено изучению влияния отдельных (или нескольких) компонент на структуру гелиосферного интерфейса отдельно от влияния других компонент. Недавний обзор этих работ дан в (Izmodenov, 2004).

Так как вся имеющаяся экспериментальная информация о гелиосферном интер фейсе связана с межзвездными атомами или c захваченными ионами и АКЛ, т. е.

с частицами, которые рождаются из Н-атомов, здесь мы остановимся только на тех моделях гелиосферного интерфейса, в которых учитывается (самосогласованно) влияние Н-атомов на заряженную компоненту.

364 Гл. 3. Гелиосфера Впервые самосогласованная модель взаимодействия солнечного ветра с двух компонентной (плазменная компонента и Н-атомы) локальной межзвездной средой была разработана Барановым и Маламой (Baranov, Malama, 1993). В этой моде ли межзвездный ветер рассматривался как плоскопараллельный однородный поток, а солнечный ветер как сверхзвуковой сферически-симметричный на орбите Земли.

При таких граничных условиях гелиосферный интерфейс имеет осесимметричную форму. В модели предполагалось, что заряженная и нейтральная компоненты вза имодействуют главным образом посредством перезарядки. Процессы фотоиониза ции, солнечной гравитации и радиационного давления, влияющие на распределение Н-атомов в окрестности ( 10–15 а. е.) Солнца также учитывались в модели.

Для описания нейтральной компоненты использовался кинетический подход, а для заряженной компоненты — гидродинамический. Кинетическое уравнение (3.7.1) для Н-атомов решалось совместно с уравнениями Эйлера (3.7.2)–(3.7.4) для заря женной компоненты. Влияние Н-атомов учитывалось в правых частях уравнений (3.7.2)–(3.7.4), содержащих источниковые члены q1, q2, q3, являющиеся интегралами (3.7.5)–(3.7.7) от функции распределения атомов водорода fH (VH ). Источниковые члены вычислялись методом Монте-Карло с расщеплением траекторий (Malama, 1991). Система, состоящая из кинетического уравнения и уравнений Эйлера, ре шалась методом глобальных итераций, предложенным Барановым и др. (Baranov et al., 1991). Сверхзвуковые граничные условия принимались для невозмущенной межзвездной среды и солнечного ветра на орбите Земли. Функция распределения Н-атомов в невозмущенной ЛМС принималась максвелловской. Результаты, полу ченные на основании этой модели, обсуждаются ниже.

Заряженная компонента. Межзвездные атомы сильно влияют на положение ударных волн, а, следовательно, и на распределения параметров Н-атомов и плаз мы в гелиосферном интерфейсе. В двухкомпонентной модели с учетом влияния Н-атомов, гелиосферный интерфейс находится много ближе к Солнцу, по сравнению с моделью, в которой нейтралы не учитывались (рис. 3.7.2). При этом гелиосферная Рис. 3.7.2. На рисунке показано влияние межзвездных атомов водорода на размер и структуру гелиосферного интерфейса: a — гелиосферный интерфейс в случае полностью ионизованной ЛМС;

б — случай частично-ионизованной ЛМС. BS — внешняя ударная волна, HP — гелиопауза, TS — гелиосферная ударная волна, MD — диск Маха, TD — тангенциальный разрыв, RS — отраженная ударная волна 3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы ударная волна принимает более сферическую форму. Диск Маха и сложная ударная структура в хвостовой области, состоящая из отраженной ударной волны (RS) и тангенциального разрыва, исчезают в модели, учитывающей Н-атомы.

Сверхзвуковые течения плазмы в областях перед гелиосферной и внешней удар ными волнами становятся возмущенными вследствие перезарядки. Действитель но, течение сверхзвукового солнечного ветра возмущено вследствие перезарядки солнечных протонов на межзвездных атомах. Вновь рожденные в результате пе резарядки протоны захватываются магнитным полем солнечного ветра. В модели Баранова—Маламы предполагается, что захваченные ионы мгновенно ассимилиру ются в плазму солнечного ветра, т. е. становятся неотличимыми от оригинальных солнечных протонов. Поэтому солнечные протоны и захваченные ионы рассматри ваются как одна компонента. Концентрация, скорость, температура, и число Маха плазменной компоненты показаны на рис. 3.7.3, а. Влияние перезарядки на пара метры солнечного ветра значительно: в окрестности гелиосферной ударной волны солнечный ветер теряет 15–30 % своей скорости, его концентрация увеличивается на 20–50 %, а температура вырастает в 5–8 раз в зависимости от параметров межзвезд ной среды.

В случае с нейтралами межзвездная плазма становится возмущенной в области перед внешней ударной волной. Это происходит в результате процесса перезарядки межзвездных протонов на вторичных атомах водорода, которые рождаются в сол нечном ветре, а затем благодаря большим длинам свободного пробега переносятся в область межзвездной среды перед гелиосферной ударной волной. Перезарядка протонов на вторичных атомах приводит к нагреву межзвездной среды в области перед внешней ударной волной на 40–70 %, а также к торможению межзвездного ветра на 15–30 % (рис.3.7.3, б). Число Маха перед ударной волной уменьшается и для некоторого диапазона параметров межзвездной среды (nH,LIC np,LIC ) внешняя ударная волна может исчезать. Сплошные линии на рис. 3.7.3, б соответствуют малой степени ионизации ЛМС (np /(np + nH ) = 1/6). В этом случае внешняя ударная волна практически исчезает.

Межзвездные атомы существенно влияют и на течение заряженной компоненты в области внутреннего гелиошиса между гелиосферной ударной волной и гелиопау зой. В случае чистой газовой динамики (т. е. в модели без учета Н-атомов) плотность и температура плазмы за гелиосферной ударной волной примерно постоянны. Однако процесс перезарядки приводит к значительному увеличению концентрации плазмы и уменьшению ее температуры при приближении к гелиопаузе (рис. 3.7.3, в). Процесс фотоионизации электронным ударом также приводит к изменению течения плазмы во внутреннем гелиошисе. В частности, ионизация электронным ударом приводит к росту плотности плазмы во всей области между гелиосферной ударной волной к гелиопаузой (Baranov, Malama, 1996;

Izmodenov et al., 2004).

В модели Баранова—Маламы как солнечный ветер, так и заряженная компо нента межзвездной среды считались состоящими только из электронов и протонов.

Влияние межзвездного гелия на гелиосферный интерфейс исследовалось в работе Izmodenov et al. (2003b). Одновременно с учетом ионов гелия в этой работе учитыва лось также влияние альфа-частиц солнечного ветра, концентрация которых состав ляет 2,5–5 % от концентрации протонов солнечного ветра. Динамическое давление альфа-частиц в солнечном ветре составляет 10–20 % от динамического давления протонов солнечного ветра. Учет ионов гелия качественно не влияет на структуру гелиосферного интерфейса. Однако, в модели, которая учитывает и ионы гелия, и альфа-частицы, гелиопауза, гелиосферная ударная волна и внешняя ударная волна 366 Гл. 3. Гелиосфера Рис. 3.7.3. Распределения плотности плазмы, ее скорости, температуры и числа Маха в сверх звуковом солнечном ветре: а — до гелиосферной ударной волны;

б — в межзвездной среде до внешней ударной волны, в — в области внутреннего гелиошиса. Распределения показаны в направлении к набегающему потоку. Сплошные линии соответствуют nH,LIC = 0,2 см3, np,LIC = 0,04 см3. Пунктирные линии соответствуют nH,LIC = 0,14 см3, np,LIC = 0,10 см3.

В обоих расчетах скорость межзвездной среды и ее температура полагались: VLIC = 25,6 км/с, TLIC = 7000 K (Izmodenov, 2000) 3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы находятся ближе к Солнцу на 12 а. е., 2 а. е., 30 а. е., соответственно, по срав нению с моделью Баранова—Маламы. Заметим, что учет ионов гелия и альфа-частиц солнечного ветра практически не влияет на распределение Н-атомов в гелиосферном интерфейсе.

Атомы водорода. Процесс перезарядки приводит также к существенному из менению параметров межзвездных атомов при их прохождении через гелиосфер ный интерфейс. Рожденные в процессе перезарядки атомы приобретают скорость протона — партнера по перезарядке. Таким образом, функция распределения вновь рожденных атомов зависит от локальных свойств плазмы в области их рождения.

Так как область гелиосферного интерфейса разделена двумя ударными волнами и гелиопаузой на четыре подобласти, то удобно различать четыре сорта атомов в зависимости от подобласти их рождения. Сорт 1 образуется из атомов, которые родились в области сверхзвукового солнечного ветра до гелиосферной ударной волны (область 1). Сорт 2 состоит из атомов, рожденных в области внутреннего гелио шиса, между гелиосферной ударной волной и гелиопаузой (область 2). Сорт 3 — из атомов, рожденных в области внешнего гелиошиса (гелиослоя) — возмущенного межзвездного ветра между гелиопаузой и внешней ударной волной. Н-атомы, кото рые родились в невозмущенной ЛМС, будем приписывать к сорту 4. На рис. 3.7. показаны плотности и массовые скорости четырех введенных сортов Н-атомов в за висимости от гелиоцентрического расстояния. Функцию распределения Н-атомов fH (wH, r) можно представить как сумму функций распределения введенных сортов:

fH = fH,1 + fH,2 + fH,3 + fH,4. Метод Монте-Карло позволяет рассчитать функции распределения для каждого из этих четырех сортов. Функции распределения атомов водорода были вычислены и приведены для 12 характерных точек гелиосферного ин терфейса в работах (Izmodenov, 2001;

Izmodenov et al., 2001). В качестве примера на рис. 3.7.5 показаны функции распределения четырех сортов Н-атомов в окрестности гелиосферной ударной волны по направлению к набегающему потоку межзвездной среды.

Оригинальные (или первичные) межзвездные атомы сорта 4 претерпевают существенную фильтрацию (т. е. происходит уменьшение их концентрации) в гелио сферном интерфейсе перед тем, как они достигают гелиосферной ударной волны (рис. 3.7.4, а). В процессе прохождения через гелиосферный интерфейс, перезарядка происходит более интенсивно на атомах, обладающих меньшими скоростями, чем на относительно «быстрых» атомах. Это связано с тем, что длина свободного пробега у «медленных» атомов меньше. Этот кинетический эффект, называемый в литературе «селекцией», приводит к отклонению функции распределения первичных атомов от максвелловской (рис 3.7.5, а). В результате «селекции» происходит так называемое, эффективное ускорение первичных Н-атомов в области гелиосферного интерфейса, т. е. увеличение на 10 % средней массовой скорости первичных Н-атомов в области между ЛМС и гелиосферной ударной волной (рис. 3.7.4, в).

Вторичные межзвездные атомы (сорт 3) рождаются в возмущенной меж звездной среде вследствие перезарядки первичных атомов на протонах в области внешнего гелиошиса (между гелиопаузой и гелиосферной ударной волной). Протоны, в свою очередь попадают во внешний гелиошис, проходя через внешнюю ударную волну, на которой происходит их нагрев и торможение до дозвуковых скоростей.

Как следствие, атомы сорта 3 имеют меньшую скорость и большую температуру по сравнению с первичными межзвездными атомами. Средняя массовая скорость атомов этого сорта в окрестности гелиосферной ударной волны 18–19 км/с (знак «ми 368 Гл. 3. Гелиосфера Рис. 3.7.4. Концентрации и скорости четырех сортов атомов водорода в гелиосферном ин терфейсе как функции гелиоцентрического расстояния в направлении к набегающему потоку ЛМС. Кривые 1 соответствуют атомам, рожденным в области сверхзвукового солнечного ветра (сорт 1), кривые 2 — атомам, рожденным в области внутреннего гелиошиса (сорт 2), кривые 3 — атомам, рожденным в области возмущенной межзвездной среды — внешнего гелиошиса (сорт 3). Кривые 4 соответствуют первичным межзвездным атомам. Концентрации отнесены к концентрации нейтралов в ЛМС nH,LIC, а скорости отнесены к скорости движе ния ЛМС относительно Солнца, VLIC. При расчетах предполагалось, что nH,LIC = 0,2 см3, np,LIC = 0,04 см3 (Izmodenov et al., 2001) нус» означает, что атомы движутся по направлению к Солнцу). Меньшая скорость вторичных атомов приводит к образованию так называемой водородной стенки, которая была предсказана теоретически в работе (Baranov et al., 1991) и обнаружена при интерпретации спектров поглощения в направлении звезды Альфа-Центавра (Linsky, Wood, 1996). В области сверхзвукового солнечного ветра до гелиосферной ударной волны концентрации первичных и вторичных межзвездных атомов имеют один порядок (рис. 3.7.4, a, штриховые линии), но могут меняться в зависимости от степени ионизации ЛМС, принимаемой в модели. В работе (Izmodenov et al., 1999b) было показано, что относительное космическое содержание вторичных межзвездных 3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы Рис. 3.7.5. Функции распределения четырех сортов Н-атомов в окрестности гелиосферной ударной волны по направлению к набегающему потоку ЛМС: а — первичные межзвездные атомы, б — вторичные межзвездные атомы, в — атомы, рожденные в области внутренней гелиосферы, г — атомы, рожденные в сверхзвуковом солнечном ветре. Vz — проекция вектора скорости на ось, параллельную вектору скорости относительного движения Солнца и ЛМС, VLIC. Отрицательные значения Vz означают приближение к Солнцу. Vx — радиальная компонента вектора проекции скорости на плоскость, перпендикулярную вектору VLIC. На рисунке Vz, Vx, V, VR показаны в км/с. В расчетах предполагалось, что nH,LIC = 0,2 см3, np,LIC = 0,04 см3. (Izmodenov et al., 2001) атомов внутри гелиосферной ударной волны является большим для моделей с боль шей концентрацией протонов с ЛМС.

Из рис. 3.7.5, б видно, что функция распределения по скоростям для этого сорта также не является максвелловской. Причина крутого обрывистого характера функ ции распределения при Vz 0 в том, что частицы с положительными скоростями Vz могут достигнуть гелиосферной ударной волны только из хвостовых частей гелиосферы.

370 Гл. 3. Гелиосфера Еще один сорт Н-атомов в гелиосферном интерфейсе (сорт 2) образуется из ато мов рожденных в области внутреннего гелиошиса. Атомы этого сорта образуются из горячих протонов и захваченных ионов солнечного ветра, сжатого в гелиосферной ударной волне. Концентрация Н-атомов этого сорта на порядок меньше по сравнению с концентрациями сортов 3 и 4 (первичных и вторичных межзвездных атомов), по этому Н-атомы сорта 2 не влияют на интерпретацию экспериментов по рассеянному лайман-альфа-излучению и захваченных ионов внутри гелиосферы. Однако, как было показано в работе (Chalov, Fahr, 2003) перезарядка атомов этого сорта на протонах солнечного ветра может приводить к образованию хвостов функции распределения захваченных ионов измеряемых на одной или нескольких астрономических единиц в периоды малой солнечной активности. В работе (Quemerais, Izmodenov, 2002) показано, что часть атомов сорта 2 все-таки может быть обнаружена в «хвостах»

спектров рассеянного солнечного лайман-альфа-излучения благодаря значительному доплеровскому сдвигу, которым обладает солнечный фотон, рассеянный на атоме этого сорта.

Обладая большими энергиями и длинами свободного пробега, часть атомов сор та 2 проникает в области вверх по потоку ЛМС от внешней ударной волны. Пере зарядка Н-атомов на межзвездных протонов приводит к возмущению сверхзвукового потока ЛМС на больших гелиоцентрических расстояниях. В сверхзвуковом солнеч ном ветре внутри гелиосферной ударной волны Н-атомы второго сорта распростра няются свободно, без изменений их свойств. Таким образом, будучи измеренными на 1 а. е. атомы сорта 2 явились бы важным источником информации о свойствах плазмы в месте их рождения, т. е. в области внутреннего гелиошиса. В настоящее время существуют планы по прямому измерению атомов этого сорта на космических аппаратах следующего поколения, таких как запущенный в 2008 г. космический аппарат IBEX (Interstellar Boundary Explorer;

http://ibex.swri.edu).

Последним из четырех введенных сортов гелиосферных Н-атомов является сорт 1, который состоит из атомов рожденных в области сверхзвукового солнечного ветра. Концентрация атомов этого сорта имеет максимум на расстоянии 5 а. е.

На этом расстоянии концентрация атомов этого сорта на два порядка меньше, чем концентрации атомов межзвездных сортов. За гелиосферной ударной волной концентрация атомов этого сорта падает как 1/r 2, где r — гелиоцентрическое расстояние (кривая 1 на рис. 3.7.4, б). Средняя массовая скорость атомов этого сорта составляет 450 км/с, что соответствует скорости сверхзвукового солнечного ветра. Функция распределения по скоростям Н-атомов сорта 1 также не является максвелловской (рис. 3.7.5, г). Увеличенный «хвост» в функции распределения свя зан с эффектом торможения сверхзвукового солнечного ветра до прохождения им гелиосферной ударной волны.

Атомы сорта 1, также как и атомы сорта 2, свободно пересекают область гелио сферного интерфейса и перезаряжаются на межзвездных протонах в области вверх по потоку от внешней ударной волны. В результате происходит нагрев и замедление сверхзвукового потока межзвездной среды. Вследствие этого число Маха уменьша ется в ЛМС перед ударной волной.

Далее в этом параграфе рассматривается влияние различных компонент и физи ческих процессов на структуру гелиосферного интерфейса.

Влияние галактической и аномальной компонент космических лучей, и меж звездного магнитного поля. Влияние галактической компоненты космических лучей (ГКЛ) на гелиосферный интерфейс исследовалось в работах (Измоденов, 1997;

Myasnikov et al., 2000a, 2000b). Исследование проводилось в рамках двух 3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы компонентной (плазма и ГКЛ) и трехкомпонентой (плазма, Н-атомы, ГКЛ) моделей.

В случае двухкомпонентной модели (Myasnikov et al., 2000a) было обнаружено, что космические лучи приводят к сильной модификации формы и структуры гелио сферной и внешней ударных волн, а также приводят к существенному изменению гелиоцентрических расстояний до гелиопаузы и внешней ударной волны. Однако было показано, что в случае трехкомпонентной модели (Myasnikov et al., 2000b) влияние ГКЛ на течение заряженной компоненты пренебрежимо мало по сравнению с влиянием межзвездных Н-атомов. Исключение составляет внешняя ударная вол на, структура которой сильно модифицируется под действием космических лучей.

Влияние АКЛ на течение солнечного ветра в окрестности гелиосферной ударной волны TS приводит к плавному торможению солнечного ветра в так называемом «предвестнике», за которым следует скачок. При этом скачок уменьшается по ин тенсивности и смещается на большее гелиоцентрическое расстояние по сравнению с расчетами в которых влияние АКЛ не учитывалось (т. е. с расчетами в рамках модели в Myasnikov et al., 2000b). При этом как интенсивность скачка, так и степень его смещения зависят от величины коэффициента диффузии. Уменьшение интен сивности скачка приводит к уменьшению температуры во внутреннем интерфейсе, что важно для интерпретации измерений атомов Н сорта 2, которые планируются осуществить в США при помощи космического аппарата IBEX (Interstellar Boundary Explorer) в 2008 г. Наибольшее смещение скачка (около 4 а. е.) достигается для средних значений коэффициента диффузии. Интересно, что предвестник гелиосфер ной ударной волны наиболее явно выражен для малых значений коэффициента диффузии и исчезает при больших. Это объясняется тем, что в первом случае характерный диффузионный масштаб много меньше расстояния до TS. При этом давление космических лучей в области за этой ударной волной сравнимо с теп ловым давлением плазмы. Во втором случае давление космических лучей прене брежимо мало по сравнению тепловым давлением плазмы и влиянием АКЛ можно пренебречь.

Для интерпретации измерений АКЛ важно отметить, что из-за разницы в коли честве инжектированной в АКЛ энергии в лобовой (по отношению к набегающему потоку ЛМС) и хвостовой частях гелиосферной ударной волны существует явно выраженная угловая асимметрия в их энергии. Эта разница связана с тем, что статическое давление плазмы меньше в хвостовой части, чем в лобовой.

Влияние межзвездного магнитного поля на течение заряженной компоненты в области гелиосферного интерфейса, а также на распределение Н-атомов рассмат ривалось в работе (Aleksashov et al., 2000) в частном случае, когда направле ние межзвездного магнитного поля (ММП) параллельно вектору скорости ЛМС относительно Солнца. В этом случае область гелиосферного интерфейса остается осесимметричной. Было показано, что влияние межзвездного магнитного поля на положение ударных волн и гелиопаузы значительно меньше, чем в модели без учета Н-атомов (Baranov, Zaitsev, 1995). Расчеты проводились для различных значений альвеновских чисел Маха в невозмущенной ЛМС. Было показано, что внешняя ударная волна распрямляется (становится более плоской) при уменьшении альвенов ского числа Маха, что соответствует увеличению величины магнитного поля в ЛМС.

Расстояние до гелиопаузы уменьшается в окрестности оси симметрии и растет на флангах. Для гелиопаузы наблюдается противоположный эффект, гелиоцентрическое расстояние до гелиопаузы увеличивается в области около оси симметрии из-за натяжения магнитных силовых линий, но уменьшается на флангах под действием давления магнитного поля. В результате, при увеличении межзвездного магнитного 372 Гл. 3. Гелиосфера поля от нуля до 3,5 · 106 Гс, размер области внешнего гелиошиса уменьшает ся почти на 30 %. В работе (Aleksashov et al., 2000) показано, что фильтрация Н-атомов, а также параметры первичных и вторичных межзвездных атомов прак тически не меняются под влиянием межзвездного магнитного поля в интервале 0–3,5 · 106 Гс. Наиболее сильный эффект оказывается на распределении Н-атомов второго сорта, рожденных в области внутреннего гелиошиса. Их концентрация увеличивается на 50 % при увеличении межзвездного магнитного поля от 0 до 3,5 · 106 Гс.

Влияние межзвездного магнитного поля на структуру гелиосферного интерфейса было исследовано в общем трехмерном случае (Izmodenov et al., 2005b). Было показано, что формы гелиопаузы и ударных волн становятся асимметричными.

Распределения заряженной компоненты и Н-атомов становятся существенно трех мерными. В частности, было показано, что направление движения атомов сорта имеет заметное отклонение от направления движения межзвездной среды. Такое отклонение наблюдается на космическом аппарате SOHO/SWAN (см. Lallement et al., 2005).

Влияние солнечного цикла гелиосферный интерфейс. Параметры солнечного ветра измеряются на космических аппаратах уже более, чем 40 лет, что составляет более трех солнечных циклов. Измерения показали, что динамическое давление солнечного ветра меняется примерно в два раза при переходе от максимума сол нечной активности к ее минимуму (см., например, Gazis, 1996). В работах (Iz modenov et al., 2003a, 2005a;

Izmodenov, Malama, 2004a, 2004b) было получено решение самосогласованной нестационарной задачи о взаимодействии двухкомпо нентной ЛМС (плазма и Н-атомы) с солнечным ветром в рамках осесимметричной постановки.


Было получено периодическое решение уравнений Эйлера для плаз мы совместно с кинетическим уравнением для Н-атомов. При этом принимались периодические, меняющиеся с 11-летним циклом, граничные условия на орбите Земли. В работе (Izmodenov et al., 2003a) представлены результаты расчетов, ко гда в качестве граничных условий на орбите Земли брались данные, полученные на космическом аппарате IMP 8. Детальное же теоретическое исследование было проведено в работе (Izmodenov et al., 2005a), где представлены результаты для «идеального» солнечного цикла, в котором динамическое давление солнечного ветра меняется по синусоидальному закону и периодом колебаний 11-лет. Ниже приводится сводка основных результатов, полученных в этой работе. Положение поверхностей разрывов (гелиосферной и внешней ударных волн, а также гелиопаузы) меняется с 11-летней периодичностью, навязанной системе внешними граничными условиями.

Амплитуда колебаний гелиосферной ударной волны в лобовой части гелиосферного интерфейса составляет 7 а. е. Амплитуда колебаний гелиосферной ударной волны растет по мере движения от лобовой ее части в хвостовую. В хвостовой части разница между минимальным и максимальным гелиоцентрическими расстояниями до гелиосферной ударной волны достигает 25 а. е. Заметим, что колебания ге лиосферной ударной волны в лобовой и хвостовой частях находятся практически в противофазе.

Амплитуда колебаний гелиопаузы меньше, чем гелиосферной ударной волны, и составляет 3 а. е. Амплитуда колебаний внешней ударной волны мала и со ставляет меньше 0,1 а. е. в лобовой части гелиосферного интерфейса. Зна чения осредненных по солнечному циклу расстояний до гелиосферной ударной волны, гелиопаузы и внешней ударной волны близки к значениям, полученным в рамках стационарной модели с осредненными по солнечному циклу граничными условиями.

3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы Параметры плазмы совершают колебания с 11-летним периодом во всей области гелиосферного интерфейса. В солнечном ветре длина волны колебаний больше, чем расстояния как до гелиосферной ударной волны, так и до гелиопаузы в головной части гелиосферы. Большие длины волн также видны в распределениях плазмы в хвостовой области гелиосферного интерфейса. Амплитуда колебаний в хвостовой области намного меньше, чем в головной части гелиосферы, а длина волны со ставляет порядка 200 а. е. Ситуация существенно меняется в области внешнего гелиошиса между гелиопаузой и внешней ударной волной. Движение гелиопаузы — контактного разрыва — действует на ЛМС аналогично поршню, движущемуся в за полненной газом трубе, и приводит к образованию серии ударных волн и волн разряжения. Амплитуда ударных волн и волн разряжения уменьшается по мере их распространения в направлении от Солнца. Уменьшение амплитуды волн объясня ется геометрическим эффектом, связанным с расходящимся характером движения (площади ударных волн увеличиваются). Уменьшение амплитуды также связано с взаимодействием ударных волн и волн разряжения. Характерная длина волны в головной части составляет 40 a. e. Заметим, что осредненные по 11-летнему циклу распределения параметров плазмы практически совпадают с распределениями, полученными в рамках стационарной модели с осредненными по 11-летнему циклу граничными условиями на орбите Земли.

В распределениях плотностей Н-атомов также видна явно выраженная 11-летняя периодичность. В области внешней гелиосферы, и в частности, в окрестности ге лиосферной ударной волны флуктуации плотности первичных и вторичных меж звездных Н-атомов находятся в пределах ±5 % от их среднего значения. Такой же уровень колебаний характерен и для атомов сорта 2, рожденных в области внутреннего гелиошиса. При приближении к Солнцу на расстояния меньшие, чем 110 а. е., флуктуации концентраций Н-атомов увеличиваются до ±15 % от средних значений. Флуктуации концентрации Н-атомов первого сорта, рожденных в обла сти сверхзвукового солнечного ветра, составляют ±30 % от их средних значений.

Кроме того, было получено, также, что флуктуации средней массовой скорости, а также кинетической температуры (определенной через интеграл от функции рас пределения, умноженной на квадрат тепловой скорости Н-атома) первичных и вто ричных межзвездных Н-атомов (сорта 3 и 4) пренебрежимо малы, и их величи на оказывается меньше, чем статистическая погрешность расчетов. Вместе с тем, средняя массовая скорость и кинетическая температура атомов сорта 2, рожден ных в области внутреннего гелиошиса, меняются в течение солнечного цикла на 10–12 %. Такие флуктуации объясняются тем, что наибольшее число атомов этого сорта рождается в окрестности гелиопаузы. Длинноволновый характер флуктуаций, присущий плазме в этой области, отражается в распределениях Н-атомов второго сорта.

Важно заметить, что флуктуации концентраций трех сортов Н-атомов (первичных и вторичных межзвездных, а также атомов, рожденных в области внутреннего гелио шиса) происходят в одинаковой фазе. Когерентный характер флуктуаций существует в области сверхзвукового солнечного ветра для трех сортов Н-атомов, а в области внутреннего гелиошиса только для первичных и вторичных межзвездных атомов.

Причина такого когерентного характера колебаний плотности Н-атомов различных сортов становится очевидной, если сравнить эти флуктуации с флуктуациями в плот ности заряженной компоненты (см., например, Izmodenov et al., 2005а). Действитель но, колебания параметров плазмы и Н-атомов находятся практически в противофазе.

Такая корреляция возможна только в том случае, когда временные флуктуации 374 Гл. 3. Гелиосфера концентраций Н-атомов происходят из-за локальных потерь атомов в процессах пере зарядки, фотоионизации и ионизации электронным ударом, а не связаны с процессом рождения.

Когерентный характер флуктуаций различных сортов Н-атомов исчезает в обла стях, где происходит рождение Н-атомов этих сортов, т. е. там, где процесс образова ния атомов доминирует по сравнению с процессами гибели. В самом деле, в области внутреннего гелиошиса флуктуации в концентрации Н-атомов сорта 2 (рожденных в этой области) сдвинуты по сравнению с когерентными колебаниями концентраций первичных и вторичных Н-атомов и находятся в фазе с флуктуациями плотности протонов в окрестности гелиопаузы. В области внешнего гелиошиса колебания кон центрации вторичных межзвездных атомов сорта 3 находится в противофазе с ко лебаниями первичных атомов и почти в фазе с флуктуации плазмы в этой области.

Снова, в области внешнего гелиошиса процесс рождения является определяющим для вторичных межзвездных атомов.

Очень важно заметить, что описанное выше поведение Н-атомов в гелиосферном интерфейсе имеет кинетический характер. Флуктуации параметров Н-атомов опре деляются главным образом процессами их рождения и гибели, а не конвективными процессами и влиянием градиента давления, как это было бы в гидродинамическом описании. Применимость гидродинамического подхода определяется простым кри терием, который состоит в том, что для числа Кнудсена выполняется следующее условие: Kn = l/L 1, где l и L — длина свободного пробега и характерный размер задачи соответственно. Для стационарной модели за характерный размер задачи можно принять расстояние между гелиопаузой и внешней ударной волной, которое составляет порядка 100 а. е. Длина свободного пробега Н-атомов в этой области около 50 а. е. (Izmodenov et al., 2000). Таким образом, число Кнудсена для стаци онарной задачи Knstationary 0,5. Как было указано выше, сравнение кинетического и много-жидкостного подходов было проведено Барановым и др. (Baranov et al., 1998) и Алексашовым и Измоденовым (Alexashov, Izmоdenov, 2005) для стационарного случая. В работе Измоденова и др. (Izmodenov et al., 2001) было явным обра зом показано, что функция распределения Н-атомов не является максвеллловской ни в одной из областей гелиосферного интерфейса. Для нестационарной задачи, рассматриваемой в этом параграфе, за характерный размер задачи, L, необходимо принять половину длины волны в плазме. В области между гелиопаузой и внешней ударной волной L 20 а. е. Таким образом, Kntime 2,5 и гидродинамический подход является менее обоснованным по сравнению со стационарным случаем.

Эта, фундаментальная причина неприменимости гидродинамического подхода для Н-атомов возможно является главной причиной, по которой существуют различия между результатами, представленными в работе (Izmodenov et al., 2005a), а также результатами многоожидкостных моделей представленных в работах (Zank, Mueller, 2003), а также (Scherer, Fahr, 2003).

Гелиосферный хвост. До недавнего времени распределение плазмы и Н-атомов в хвостовой части гелиосферного интерфейса не вызывало большого интереса. Од нако основными целями его моделирования является поиск ответа на два фундамен тальных вопроса: где находится граница гелиосферы, и до каких областей распро страняется влияние солнечного ветра на окружающую его ЛМС? Для того, чтобы дать ответ на первый вопрос, необходимо дать определение того, что называется границей гелиосферы. Естественно определить, что границей гелиосферы является гелиопауза, отделяющая плазму солнечного ветра от плазмы межзвездной среды.

Однако такое определение не является до конца корректным, поскольку гелиопауза 3.7. Структура и свойства внешней гелиосферы не является замкнутой поверхностью. Как результат, гелиосфера в ее хвостовой части могла бы продолжаться до бесконечности, если бы не было перемешивания между плазмой солнечного ветра и потоком газа ЛМС на больших гелиоцентриче ских расстояниях.


Чтобы разрешить эту проблему, а также ответить на второй вопрос, в работах (Измоденов и Алексашов, 2003;

Alexashov et al., 2004a) было проведено детальное исследование структуры хвостовой части гелиосферного интерфейса на больших гелиоцентрических расстояниях. Расчеты были проведены вплоть до расстояний 50 000 а. е. Было обнаружено, что скачок плотности и касательной компоненты скорости, существующий вдоль гелиопаузы, уменьшается в хвостовой области c уве личением гелиоцентрического расстояния и на расстоянии 3000 а. е. практически исчезает. С увеличением расстояния от Солнца параметры плазмы и Н-атомов приближаются к их значениям в ЛМС. На рис. 3.7.6 показаны изолинии числа Маха в области до 10 000 а. е. Сразу после прохождения гелиосферной ударной волны плазма солнечного ветра имеет дозвуковую скорость порядка 100 км/с и темпера туру 1,5 · 106 K. Затем скорость солнечного ветра уменьшается из-за «нагружения»

новыми протонами, которые рождаются в результате перезарядки, и постепенно при ближается к значению скорости невозму щенной ЛМС (V 25 км/с). Так как температура межзвездных атомов много меньше температуры протонов за гелио сферной ударной волной, то перезарядка приводит к эффективному охлаждению сол нечного ветра в хвосте. В результате та кого охлаждения число Маха в солнеч ном ветре увеличивается и на расстоянии 4000 а. е. он снова становится сверхзвуко вым. При этом число Маха приближается к его значению в ЛМС на расстояниях по рядка 40 000–50 000 а. е. На этих рассто яниях параметры солнечного ветра стано вятся практически неотличимы от парамет ров невозмущенной ЛМС. Такие расстояния Рис. 3.7.6. Изолинии числа Маха плазмы можно считать границей гелиосферы в хво- солнечного ветра и межзвездной среды стовой области. в хвостовой области гелиосферного ин Заметим, что сверхзвуковой характер те- терфейса чения солнечного ветра в области гелио сферного хвоста позволяет корректно поставить выходные граничные условия, что невозможно сделать в случае дозвукового течения.

3.7.4. Заключение В настоящее время интерес к исследованию гелиосферного интерфейса неуклонно растет. Это связано в первую очередь с пересечением гелиосферной ударной волны космическими аппаратами «Voyager-1» и «Voyager-2» в декабре 2004 г. и августе 2007 г. соответственно. Данные, полученные ими, еще только предстоит проанали зировать и найти адекватное теоретическое объяснение. Вместе с тем, предстоит еще бльшая работа по анализу и интерпретации удаленной диагностики гелио о сферного интерфейса, полученной разными способами на различных космических аппаратах.

376 Гл. 3. Гелиосфера Рост интереса к исследованию гелиосферного интерфейса также подтверждается и тем, что в 2008 г. NASA запустило космический аппарат IBEX (http://ibex.

swri.edu/), который будет измерять потоки энергичных нейтральных атомов, при ходящих из гелиосферного интерфейса. В планах NASA также запуск космического аппарата «Interstellar Probe» (http://interstellar.jpl.nasa.gov/), который за 10–15 лет достигнет расстояний порядка 200 а. е. Планируется, что развитые при этом технологии позволят запустить космический аппарат к ближайшей к Солнца соседней звезде Альфа-Центавра. По мнению автора настоящей главы, соответствую щий отечественный проект исследования межзвездной среды мог бы стать одним из важных элементов будущей федеральной космической программы, а также мощным стимулом к развитию новых технологий.

Глава МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ Под редакцией В. Ю. Трахтенгерца, А. Г. Демехова 4.1. Введение Магнитосфера — заполненная плазмой полость, которая образуется в потоке солнечного ветра при его взаимодействии с магнитным полем планеты, в частно сти, Земли. Граница «классической» магнитосферы (Земли, Юпитера, Сатурна...) расположена далеко от поверхности планеты, где газовая оболочка сильно разреже на и все основные процессы определяются электродинамическими процессами в бес столкновительной плазме. Положение границы магнитосферы по существу определя ется балансом магнитного давления поджатого магнитного поля планеты и динамиче ского давления со стороны солнечного ветра (СВ). Как правило, это давление протонов СВ, однако и межпланетное поле дает существенный вклад в формирование границы между СВ и собственно магнитосферой. Нормальная к границе компонента давления в СВ уменьшается при удалении в направлении от Солнца. В результате формируется сильно вытянутая кометообразная полость — собственно хвост магнитосферы. Магни тосфера не изолирована от СВ, и через ее поверхность от лобовой части до хвоста идет поступление энергии и импульса и происходит обмен веществом с СВ. Именно эти процессы определяют состояние околоземного космического пространства. Возникают трехмерные токовые системы и генерируются крупномасштабные электрические поля.

Формируется активный плазменный слой в хвосте магнитосферы, состоящий из энер гичных ионов с энергией 1–10 кэВ. Этот слой включает так называемый нейтральный токовый слой с высоким уровнем электромагнитной турбулентности. Эти образования определяют ускорение заряженных частиц в авроральной зоне и формирование радиа ционных поясов во внутренней магнитосфере.

Спутниковые эксперименты показывают, что в преобразовании динамической и магнитной энергии солнечного ветра в энергию заряженных частиц и электромаг нитного поля разных масштабов, заполняющих магнитосферу, особую роль играют динамические образования в пограничных областях магнитосферы. Это отошедшая ударная волна в лобовой части магнитосферы, магнитослой — чрезвычайно активная область между ударной волной и границей магнитосферы, и собственно грани ца — магнитопауза, которая в свою очередь, обнаруживает особые области: касп, турбулентный погранслой, погранслой на границе геомагнитного хвоста. Все эти области характеризуются высоким уровнем электромагнитной турбулентности, маг нитным пересоединением, интенсивными конвективными движениями и локальным ускорением частиц. Именно эти процессы на границе и определяют трансформацию и поступление энергии и импульса во внутренние области магнитосферы.

Интенсивность указанных процессов напрямую связана с параметрами СВ и ори ентацией межпланетного магнитного поля (ММП). Увеличение динамического дав ления в СВ и появление южной компоненты ММП, стимулирующей магнитное пере соединение в лобовой части магнитосферы, сопровождаются и резким увеличением 378 Гл. 4. Магнитосфера Земли поступления энергии—импульса внутрь магнитосферы. В связи с этим вводится понятие магнитной возмущенности магнитосферы, которое количественно харак теризуется различными общепризнанными индексами, косвенно указывающими на состояние магнитосферы (Kp, AE и другие). Следует подчеркнуть, что отклик маг нитосферы на изменение параметров СВ и ММП является сильно нелинейным. При определенном повышенном уровне активности динамика магнитосферы кардиналь ным образом меняется. Внутренние диссипативные процессы уже не справляются с поглощением дополнительной энергии, поступающей в магнитосферу в виде энер гичных частиц и электромагнитных полей. Эта энергия накапливается, в основном, в хвосте магнитосферы в виде потенциальной энергии натяжения магнитных силовых линий и, начиная с некоторого критического уровня, трансформируется в процессе магнитного пересоединения в кинетическую энергию ускоренных электронов и ионов.

Этот процесс носит взрывной характер и происходит за короткое время (начало взрывной фазы порядка десятков секунд, общая продолжительность менее одного часа). Как правило, такие перегрузки магнитосферы возникают после солнечных вспышек, сопровождаемых инжекцией вещества и генерацией ударной волны в СВ.

Важную роль играет и появление южной компоненты ММП. Обусловленная указан ными факторами повышенная активность продолжается несколько дней и получила название магнитной бури. Описанное выше взрывное выделение энергии, периодиче ски возникающее на протяжении магнитной бури, получило название суббури. В про цессе магнитной бури резко усиливаются радиационные пояса и возникает наиболее энергосодержащий кольцевой ток, включающий ионы с энергией Wi 10–300 кэВ.

4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли 4.2.1. Околоземная ударная волна О.Л. Вайсберг, В.Н. Смирнов При взаимодействии сверхзвукового потока газа или жидкости с непроницаемым препятствием должна образовываться ударная волна. Она возникает из-за необхо димости сильного отклонения потока от первоначального направления. Физически это происходит из-за возникновения отраженной звуковой волны от препятствия, которая взаимодействует с набегающим потоком.

Так как бесстолкновительный поток плазмы солнечного ветра ведет себя как жид кость из-за присутствия магнитного поля и микронеустойчивостей, а средняя скорость солнечного ветра в 400 км/с вблизи орбиты Земли примерно в 5 раз превышает ско рость магнитозвуковых волн, то магнитозвуковое число Маха составляет примерно 5.

Следовательно, перед магнитосферой должна постоянно существовать ударная волна, замедляющая и отклоняющая поток солнечного ветра вокруг магнитосферы.

Впервые существование ударной волны перед магнитосферой было одновременно обнаружено Келлогом и Аксфордом (Kellogg, 1962;

Axford, 1962), а первое опреде ление формы и положения магнитосферы было сделано Нессом (Ness et al., 1964) по данным спутника IMP-1. С тех пор определение среднего положения и формы удар ной волны определялось неоднократно, и этому способствовала очень большая база данных пересечений фронта ударной волны многими высокоапогейными спутниками Земли (Fairfield, 1971).

Благодаря тому, что плотность энергии магнитного поля в солнечном ветре обычно существенно меньше, чем энергия кинетического движения, в первом при ближении взаимодействие солнечного ветра с магнитосферой можно рассматривать в гидродинамическом приближении. Это сделало очень популярной в первые годы 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли космических исследований гидродинамическую модель Спрайтера (Spreiter, 1966).

Теперь, когда магнитогидродинамические модели достигли большого развития, в ряде случаев учитывается вклад магнитного поля в определение положения околоземной ударной волны и в характеристики течения плазмы в переходной области (часто на зываемой по аналогии с английским термином магнитослоем) между ударной волной и магнитосферой. Тем не менее, модель Спрайтера пользуется популярностью до сих пор благодаря своей простоте и удовлетворительному описанию положения ударной волны и характеристик магнитослоя. На рис. 4.2.1 показано известное определение среднего положения и формы ударной волны (Fairfield, 1971).

Рис. 4.2.1. Среднее положение и форма ударной волны, определенные Фэйрфилдом (Fairfield, 1971) Более детальное сопоставление модели Спрайтера с экспериментом дается в разд. 4.2.2. Ниже мы более подробно остановимся на свойствах самой отошедшей ударной волны.

Компланарность. Ток, текущий во фронте ударной волны, приводит к воз растанию компоненты магнитного поля, параллельной фронту. При этом векторы магнитного поля в невозмущенном потоке и за фронтом ударной волны являют ся компланарными. Теорема компланарности выражается через векторные разность и произведение величин магнитных полей по обе стороны от фронта:

(B2 B1 ) (B2 B1 ) n=, |B2 B1 ||B2 B1 | 380 Гл. 4. Магнитосфера Земли где n — единичный вектор нормали к фронту. Теорема компланарности используется для вычисления направления этой нормали по измерениям магнитных полей.

Наиболее быстрой волной в замагниченной плазме является магнитозвуковая волна. Именно магнитозвуковая волна, отражающаяся от препятствия, определяет положение и форму ударной волны перед обтекаемым препятствием.

Возможность образования ударных волн в замагниченной плазме кроется в самой природе магнитозвуковой волны. Нелинейная МГД-волна укручается, так как по следующая волна распространяется в среде, в которой предыдущая волна изменяет скорости распространения волн. Так образуются дисперсионные ударные волны.

Нелинейные волны укручаются до тех пор, пока диссипация, которая оценивается из кинетической теории, достаточна для образования стационарной ударной волны.

Идеальная магнитогидродинамика не описывает процессы диссипации, но позволяет описать изменение характеристик течения по обе стороны ударной волны (вне слоя, в котором идут диссипативные процессы) с использованием законов сохранения.

Такие условия на скачке называются соотношениями Ренкина—Гюгонио (DeHoffman, Teller, 1950). На рис. 4.2.2 показаны соотношения скачков магнитного поля, нормаль ных скоростей плазмы (в обратном соотношении к плотности) в системе координат ударной волны и значений отношения давления плазмы к давлению магнитного поля 2 за ударной волной (Kennel et al., 1985). Эти величины для двух значений в невозмущенном потоке приведены в зависимости от угла между направлением магнитного поля в невозмущенном потоке и нормалью к фронту ударной волны Bn и числом Маха для быстрой волны в невозмущенном потоке Mf 1.

Другой механизм, который ограничивает укручение фронта ударной волны — это аномальное сопротивление. Какой из двух механизмов — дисперсия или аномальное сопротивление, останавливают укручение фронта — зависит от скорости процесса, срабатывает более быстрый. В околоземной ударной волне были найдены оба типа.

Рис. 4.2.2. Соотношения Ренкина—Гюгонио для быстрых ударных волн 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли Теоретические исследования показали, что в бесстолкновительной замагниченной плазме с малым значением ударные волны хорошо описываются в рамках маг нитной гидродинамики (Sagdeev, 1966;

Tidman, Krall, 1971). Структура ударной волны — ламинарная, и толщина фронта определяется аномальным сопротивлением, возникающим в результате ионно-звуковой неустойчивости (Biskamp, Welter, 1972;

Galeev, 1976;

Mellott, Greenstadt, 1984). Порог ионно-звуковой неустойчивости мал при отношении электронной температуры к ионной температуре Te /Ti 1 в невоз мущенном потоке.

Аномальное сопротивление может обеспечить необходимую скорость диссипации только для ударных волн с относительно небольшим числом Маха. При некотором значении числа Маха, называемым первым критическим числом Маха Mf 1 = V /VM S, ионно-звуковая неустойчивость не может остановить укручение и опрокидывание фронта, так как она не обеспечивает необходимую скорость диссипации. Профиль скорости опрокидывается, и возникает многокомпонентный поток, обеспечивающий аномальную вязкость и необходимую скорость диссипации (Biskamp, Welter, 1972).

На рис. 4.2.3 показана зависимость первого критического числа Маха Mf 1 от угла между направлением магнитного поля в невозмущенном потоке и нормалью к фронту ударной волны Bn и от отношения давления плазмы к давлению магнитного поля 1 перед ударной волной. Отражение части набегающего потока ионов от фронта сверхкритической ударной волны наблюдается и в космосе, и в численном моделиро вании (рис. 4.2.4).

Было предложено существование второго и третьего критических чисел Маха.

При числе Маха больше первого критического (в диапазоне между 3 и 5) внутри фронта ударной волны возникает так называемый изомагнитный скачок — электростатический ионно-звуковой скачок, впервые обнаруженный в лаборатории (Еселевич и др., 1971). Он существует между первым и вторым критическими числами Маха и требует, чтобы электронная температура превосходила ионную тем пературу. Предполагается существование третьего критического числа Маха, выше которого отражение ионов уже не может обеспечить необходимую диссипацию.

Аналитические решения (Woods, 1969, Auer et al., 1971), эксперимент (Phillips, Robson, 1972) и численное моделирование (Leroy et al., 1981, 1982) показали, что часть ионов отражается от фронта благодаря совместному действию скачков маг нитного и электрического полей на фронте сильной квазиперпендикулярной ударной Рис. 4.2.3. Первое критическое число Маха (Kennel et al., 1985) 382 Гл. 4. Магнитосфера Земли а б Рис. 4.2.4. Отражение ионов от фронта сильной ударной волны: a — по результатам наблюде ний на спутнике ISEE 1 (Gosling, 1982);

б — в численном эксперименте (Leroy et al., 1982) волны. Первые наблюдения двойной структуры потока ионов внутри фронта ударной волны были проведены на спутнике «Vela-4» (Montgomery, 1970).

Детальный анализ наблюдений отраженных ионов для различной геометрии фронта показывает, что отражение ионов происходит в соответствии с предположе 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли нием о зеркальном отражении от фронта волны (Paschmann et al., 1981;

Gosling et al., 1982;

Sckopke et al., 1983;

рис. 4.2.5, а). Для углов Bn между магнитным полем а б Рис. 4.2.5. Отражение и ускорение части ионов солнечного ветра от фронта перпендикулярной ударной волны (а): за фронтом ударной волны пучок ускоренных ионов b смешивается с прошедшим пучком ионов a. Различие в движении отраженных ионов у фронта квазипарал лельной и квазиперпендикулярной ударных волн (б) в набегающем потоке и нормалью к фронту ударной волны больше чем 45, отра женные ионы ускоряются и возвращаются к фронту силой Лоренца в набегающем потоке [V B]/c (Phillips, Robson, 1972;

Leroy et al., 1981;

Gosling et al., 1982) и образуют второй пучок за фронтом. Многопотоковость ионов играет критическую роль в структуре и процессах на сильной квазиперпендикулярной ударной волне.

Область перед главным скачком магнитного поля (рамп), в которой вращается отраженный пучок, называется подножием. При угле меньше 45 отраженные от фронта частицы могут уходить вверх по потоку вдоль магнитного поля. Различное поведение и пространственное распределение отраженных ионов и связанные с этим отличия в диссипативных механизмах и структуре ударной волны объясняют их разделение на квазипараллельные и квазиперпендикулярные ударные волны.

Существование подножия и овершута связано с добавкой отраженных (перед скачком магнитного поля) и вращающихся ускоренных ионов (сразу за фронтом) (Leroy et al., 1981, 1982). Относительное число этих ионов увеличивается при возрастании числа Маха и достигает 20–40 % при больших числах Маха, как показывают наблюдения (Paschmann et al., 1981) и численное моделирование (Leroy et al., 1982). Эти ионы обеспечивают основной источник свободной энергии для диссипации энергии потока на сильной квазиперпендикулярной ударной волне (Leroy, 1982, Sckopke, 1983). Отражение не является стационарным и приводит к бунчировке отраженных ионов.

В квазипараллельной ударной волне отраженные ионы уходят вверх по набега ющему потоку, образуя двухпучковое распределение по скоростям. При этом воз никает сильная магнитозвуковая турбулентность, которая и приводит к диссипации энергии на фронте волны. В квазиперпендикулярной ударной волне отраженный пучок вращается в узкой области перед основным скачком магнитного поля, перед тем как ускориться и пройти через фронт. При этом возникает электрон-ионная 384 Гл. 4. Магнитосфера Земли неустойчивость и сильные колебания в области нижнегибридного резонанса, которые могут играть определенную роль в диссипативных процессах на фронте.

Перпендикулярные и квазиперпендикулярные ударные волны также делятся по характеру профиля магнитного поля на ламинарные, квазиламинарные, квазитурбу лентные и турбулентные. Принадлежность к той или иной категории определяется значениями магнитозвукового числа Маха и в набегающем потоке (рис. 4.2.6).



Pages:     | 1 |   ...   | 12 | 13 || 15 | 16 |   ...   | 25 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.