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 |   ...   | 13 | 14 || 16 | 17 |   ...   | 25 |

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

-- [ Страница 15 ] --

В космической плазме ударный переход в сильной ударной волне значительно более протяжен в пространстве, чем скачок магнитного поля. Скачок магнитного поля связан с током электронов, стабилизированным аномальным сопротивлением ионно-звуковых волн. Отраженные от фронта квазиперпендикулярной волны ио ны вращаются в подножии, в котором напряженность магнитного поля повышена и развивается сильная турбулентность в диапазоне нижнегибридных волн. Отражен ные и ускоренные ионы, прошедшие затем через фронт волны, образуют овершут и андершут магнитного поля, соответственно тому избытку и дефициту плотности в двух областях за скачком магнитного поля. Эти ионы вместе с прошедшими ионами образуют за скачком магнитного поля бимодальное распределение по скоро стям, которое формально обеспечивает необходимый нагрев, требуемый условиями Ренкина—Гюгонио. Однако, это распределение является неустойчивым, и релаксиру ет к устойчивому распределению на большом линейном масштабе. Таким образом, переход от одного состояния плазмы в невозмущенном потоке к срелаксирован ному распределению за фронтом ударной волны происходит в несколько этапов и происходит на довольно большом линейном масштабе. Еще больший масштаб Рис. 4.2.6. Классификация квазиперпендикулярных ударных волн (Formisano, 1977). Пунк тирный прямоугольник очерчивает параметрическое пространство, в которое попадают 90 % наблюдаемых ударных волн 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли перехода связан с квазипараллельной ударной волной, на который отраженный пучок далеко распространяется вверх по потоку и вызывает сильную турбулентность на больших расстояниях от фронта волны. Дополнительные отклонения от равновесного состояния вызываются различными волнами в плазме, возбуждаемыми как локально, так и распространяющимися от фронта.

Пример сильной квазиперпендикулярной ударной волны. На рис. 4.2. показан характер турбулентности у сверхкритической ударной волны в крайнем низкочастотном диапазоне по наблюдениям на спутнике «Прогноз-8» (Vaisberg et Рис. 4.2.7. Профили колебаний электрических полей и потока ионов при пересечении сильной квазиперпендикулярной ударной волны (сверху вниз): ионно-звуковых волн с частотами 630– 800 Гц, КНЧ-электрического поля 5–30 Гц, потока ионов 5–30 Гц, и отношение колебаний электрического поля и плазмы 5–30 Гц. Указаны области: 1 — набегающий поток, 2 — область нарастающих колебаний в подножии, 3 — область насыщенных колебаний в подножии, 4 — ток во фронте ударной волны (рамп), 5 — поток за фронтом (Vaisberg et al., 1984) 13 Плазменная гелиогеофизика 386 Гл. 4. Магнитосфера Земли al., 1984). Хорошо видно колоколообразное возрастание колебаний в диапазоне ионно-звуковых волн в области протекания тока на скачке магнитного поля. Под ножие, в котором вращается отраженный пучок ионов, делится на две части: более далекую от скачка магнитного поля, в которой КНЧ-колебания нарастают, и более близкую к скачку магнитного поля, в которой амплитуда колебаний потока ионов возрастает относительно колебаний электрического поля.

На рис. 4.2.8 показана тонкая структура этой турбулентности. Электрическое поле, полученное по измерениям двойного зонда, показано в сравнении с колебани Рис. 4.2.8. Профиль электрического поля (сплошная линия) и потока ионов (пунктирная ли ния) внутри 3,5-секундного интервала в области насыщенных колебаний в подножии (Smirnov, Vaisberg, 1995) ями потока ионов по измерениям с интегральным цилиндром Фарадея. Идентичный характер колебаний двух измеряемых величин и соотношения этих величин под тверждают электростатический характер турбулентности, возбуждаемой отраженным пучком ионов (Smirnov, Vaisberg, 1995). W -структуры большой амплитуды, одна из которых видна на этом рисунке, регистрируются с периодом обращения отраженного пучка, что указывает на его бунчировку. На таких структурах с перепадом потен циала 100 В происходит частичное отражение ионов и усиление ионно-звуковых колебаний.

На рис. 4.2.9 показан момент развала функции распределения ионов набегающего потока изомагнитным скачком во фронте ударной волны. W -структура электрическо го поля в области протекания основного тока способствует разделению набегающего потока на два пучка — отраженный и прошедший (Smirnov, Vaisberg, 1987).

Функция распределения ионов за фронтом ударной волны, как отмечено выше, со стоит из прошедшего пучка и отраженного-ускоренного-прошедшего пучка. Однако, и непосредственно прошедший компонент состоит из множества пучков с разбросом по энергии («температурой») порядка наблюдаемого в набегающем потоке (Вайсберг и др., 1989). Такая функция распределения является неустойчивой, и окончательное формирование функции распределения ионов за фронтом ударной волны происходит на большом линейном масштабе, порядка тысяч километров (в сравнении с толщи ной магнитного скачка в несколько десятков километров). На рис. 4.2.10 показана релаксация ускоренного пучка (основного источника свободной энергии), пучков в ядре функции распределения, и возбуждаемых ускоренным пучком колебаний в циклотронном диапазоне частот.

4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли Рис. 4.2.9. Временной интервал 3,5 c у фронта ударной волны. Вверху: три последовательных спектра ионов. Справа: спектр непосредственно перед фронтом (показаны спектры, измеренные двумя разнонаправленными анализаторами), в середине: спектр сразу за фронтом, который состоит из компоненты с энергией, близкой к солнечному ветру, и второй, низкоэнергичной компоненты. Слева: следующий спектр за фронтом, сильно заторможенный по сравнению с солнечным ветром. На среднем спектре приведена шкала энергий. На второй спектр для сравнения наложен спектр невозмущенного солнечного ветра. Внизу — волновая форма потока ионов. Правая W -структура на волновой форме находится между первым и вторым спектром ионов и является изомагнитным скачком, участвующим в трансформации функции распреде ления ионов (Smirnov, Vaisberg, 1987) Форшок. До начала космических исследований считалось, что ударная волна, по определению, не может дать о себе знать в набегающем потоке. Однако довольно скоро обнаружилось, что это не так. Дело здесь во влиянии магнитного поля, которое позволяет убегать вверх по потоку ускоренным на ударной волне частицам и быстрым волнам. Перед ударной волной был открыт форшок — крупномасштабная область, в которой существуют различные населения ускоренных частиц и волн, часть из которых возбуждается при взаимодействии встречных пучков ионов. Форма и структура форшока определяется углом Bn между нормалью к фронту и ло кальным направлением магнитного поля в набегающем потоке солнечного ветра.

В квазиперпендикулярном случае (Bn 45 ) форшок ограничен подножием фронта (foot) — областью, где отраженные ионы возвращаются к фронту под действием силы Лоренца. Размер подножия составляет 0,68Ri, где Ri ларморовский радиус ионов солнечного ветра (Phillips, Robson, 1972). В квазипараллельной ударной волне (Bn 45 ) форшок представляет собой обширную область вверх по потоку от фронта волны. Измерения на КА в начале 70-х гг. обнаружили существование компоненты ионов, распространяющихся вверх по потоку от фронта ударной волны (Asbridge, 1968), а также усиления флуктуаций магнитного поля (Greenstadt, 1968).

Было показано, что эти флуктуации представляют собой квазимонохроматические волны с периодом около 30 с с преимущественно левосторонней поляризацией в системе отсчета КА (Fairfield, 1969). Кроме того, были обнаружены также пакеты линейно поляризованных волн с укручением фронта, названные shocklets (Russell, 1971) и так называемые 1 Гц волны (Fairfield, 1974). Предполагалось, что ионы убегающие вверх по потоку от фронта УВ, могут генерировать наблюдаемые волны.

13* 388 Гл. 4. Магнитосфера Земли Рис. 4.2.10. Эволюция за фронтом ударной волны: а — крутизны фронта энергичного пучка, б — интенсивности колебаний в циклотронном диапазоне, в — температуры ядра функции распределения. Время в минутах и секундах (Vaisberg et al., 1984) Флуктуации электрического поля в диапазоне электронной плазменной частоты были отождествлены с продольной компонентой электронов, отраженной от фронта УВ (Scarf, 1971).

Наблюдения на спутниках ISEE-1 и ISEE-2 позволили получить новые данные о структуре и процессах в форшоке и значительно расширить представление о них.

Были идентифицированы различные типы функций распределения ионов: «отражен ные» (reflected), «промежуточные» (intermediate) и диффузные (diffuse) (Gosling, 1978;

Paschmann, 1981). Была исследована взаимосвязь между различными типа ми функций распределения ионов и низкочастотными волнами. Было установлено, что ультранизкочастотные (УНЧ) волны связаны с диффузными ионами (Hoppe, Russell, 1983). Использование измерений на двух спутниках позволило установить, что наблюдаемые УНЧ-волны с левосторонней поляризацией в системе КА в дей ствительности являются волнами с правосторонней поляризацией в системе отсчета солнечного ветра, где они распространяются вверх по потоку от фронта, так же, как и отраженные ионы. Было также найдено, что солнечный ветер замедляется и отклоняется в области, где присутствуют диффузные ионы. Объяснение суще ствующих типов распределений ионов в форшоке предлагалось в рамках следу ющих предположений. Продольные (field-aligned) пучки ионов генерируют волны с периодом около 30 с и эволюционируют в промежуточное ионное распределение.

Дальнейшее взаимодействие частиц с волнами приводит к горячему диффузному распределению, связанному с нелинейными волновыми пакетами (shocklets). Однако измерения ионного состава не согласуются с этим предположением. В диффузном распределении наблюдается значительное содержание -частиц, которые не наблюда ются в других типах ионных распределений (Ipavich, 1984;

Fuselier, Thomsen, 1992).

Кроме отмеченных выше типов распределений ионов в форшке на КА ISEE были 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли обнаружены также бунчированные по гирофазе пучки отраженных ионов (Fuselier, 1986). На энерго-временных спектрограммах ионов это распределения напоминает промежуточный тип распределения. Образование бунчированных по фазе пучков и их взаимосвязь с низкочастотными волнами исследовалась как с помощью числен ной модели (Hoshino, Terasawa, 1985), так и теоретически (Mazelle, 2000). Новый тип волн, так называемые «3-секундные волны» были идентифицированы по дан ным КА ISEE (Lee, 1992). Эти волны имеют круговую правостороннюю поляризацию и период 2–5 с в системе отсчета КА. Эти волны могут быть связаны с генерацией нерезонансной шланговой неустойчивости, что следует из их исследования на основе кинетической модели (Blanco-Cano, 1999).

Квазипараллельная ударная волна подвержена сильному влиянию форшока, по скольку он вносит сильные возмущения в поток солнечного ветра перед ударным фронтом. Низкочастотные волны могут приводить к вариациям в угле Bn, что, в свою очередь, может оказывать влияние на процесс термализации на фронте УВ (Greenstadt, 1995). Локализованные кратковременные магнитные структуры большой амплитуды (SLAMS) часто наблюдаются в форшоке. Эти структуры, как предпо лагается, являются по сути дела частью фронта квазипараллельной ударной волны в процессе его эволюции (Burgess, 1995).

В отличие от ионной компоненты, свойства отраженных от ударного фронта элек тронов более стабильны. Электронный форшок образуется непосредственно сразу за линией тангенциальной к фронту ударной волны. Вблизи его внешней границы наблюдаются более энергичные электроны с энергией 1 кэВ и по мере удаления от границы внутрь форшока энергия электронов уменьшается. Отраженная электронная компонента наблюдается как высокоэнергичный хвост в распределении электронов солнечного ветра. Такое распределение приводит к генерации ленгмюровских волн на электронной плазменной частоте на ведущей кромке электронного форшока, где пучок отраженных электронов более энергичен. По мере продвижения в глубь форшока наблюдается сдвиг относительно электронной плазменной частоты (Burgess 1997).

4.2.2. Магнитослой Г.Н. Застенкер Что такое магнитослой и чем он важен. Вследствие затупленности (за кругленности) препятствия, каким является магнитосфера Земли для набегающего сверхзвукового солнечного ветра, образующаяся при обтекании этого препятствия околоземная ударная волна является отошедшей, т. е. она не прилегает вплотную к границе магнитосферы (магнитопаузе), а отодвинута от нее на некоторое рас стояние. Образующаяся при этом между ударной волной и магнитопаузой область называется магнитослоем (ранее в литературе ее называли переходным слоем).

Магнитослой (МГС или MSH) играет важную роль в физике солнечно-земных связей, являясь связующим звеном (интерфейсом) между межпланетной средой и магнитосферой, передающим последней все возмущения и изменения солнечного ветра и межпланетного магнитного поля. Эти воздействия определенным образом модифицируются (трансформируются) в магнитослое, что, безусловно, необходимо учитывать. С другой стороны, динамика магнитослоя может оказывать и собственное влияние на процессы в магнитосфере, что также является достаточно важным.

В частности, было установлено, что быстрые локальные изменения давления плазмы в магнитослое являются источником быстрых движений магнитопаузы.

Описание ряда возникающих при рассмотрении магнитослоя проблем можно найти в обзоре (Song, Russell, 1997).

390 Гл. 4. Магнитосфера Земли Схематическое представление основных свойств магнитослоя. Как известно (см. разд. 4.2.1), на околоземной ударной волне происходит сжатие, торможение, на грев и поворот течения плазмы солнечного ветра. Наиболее наглядно результат этих процессов можно продемонстрировать на основе известной газодинамической модели Спрайтера (Spreiter et al., 1966). В этой модели на основе ряда упрощений (пре небрежение действием магнитных сил, задание формы препятствия (магнитосферы) и положения магнитопаузы) была численным расчетом при определенных параметрах солнечного ветра получена приближенная картина течения плазмы в магнитослое.

На рис. 4.2.11, а показано направление линий тока плазмы в предположении цилиндрической симметрии обтекания по отношению к линии Солнце—Земля. Здесь и далее даны результаты расчетов в предположении магнито-звукового числа Маха в солнечном ветре M = 8 и показателя политропы = 5/3. Видно, что поток плазмы, пройдя через ударную волну, отклоняется от линии Солнце—Земля тем больше, чем ближе к подсолнечной точке он входит в магнитослой. При дальнейшем течении форма линий тока в определенной степени повторяет форму магнитопаузы.

На рис. 4.2.11, б представлены контуры равной плотности плазмы магнитослоя () в отношении к плотности набегающего солнечного ветра ( ). Как видно из графика, это отношение сразу за ударной волной близко к известному соотношению Ренкина—Гюгонио (см. выше) ( + 1)/( 1), которое в данном случае примерно равно 4. В более общем виде согласно модели Спрайтера скачок плотности плазмы на ударной волне должен быть равен [( 1)M 2 + 2]/( + 1)M 2.

В подсолнечной области относительная плотность плазмы выше всего, а затем она постепенно спадает с удалением к флангу магнитосферы, но во всей дневной полусфере плазма остается сжатой с плотностью выше плотности набегающего солнечного ветра. При этом плотность плазмы вблизи ударной волны заметно выше, чем вблизи магнитопаузы.

На рис. 4.2.11, в даны контуры равных скоростей течения (V ) и температур (T ) плазмы, также отнесенных к их значениям в солнечном ветре. Видно, что скорость течения очень сильно (в 5–10 раз) спадает в подсолнечной области (теоретически — до нуля), а затем постепенно возрастает с удалением к флангу магнитосферы, но везде в магнитослое она остается меньшей, чем скорость солнечного ветра. Контуры постоянной температуры плазмы в модели Спрайтера совпадают с контурами скоро сти, потому что отношение температур однозначно связано с отношением скоростей:

( 1)M T =1+, 2(1 V 2 /V ) T где V — скорость течения, а значком отмечены значения тех же параметров в солнечном ветре. Отметим, что рост температуры плазмы в магнитослое весьма значителен — так во всей дневной полусфере эта температура должна превышать температуру солнечного ветра в 10–20 раз.

Следует оговориться, что в одножидкостной модели Спрайтера газодинамическая температура имеет смысл суммы ионной и электронной температур. При этом, в солнечном ветре электронная температура обычно вдвое больше ионной, однако при переходе через ударную волну она меняется сравнительно мало. Это озна чает, что изменение ионной температуры должно быть еще выше, чем показано на рис. 4.2.11, в. В противоположность солнечному ветру в магнитослое ионная температура, в среднем, заметно превышает электронную.

Хотя в первоначальной модели Спрайтера магнитные силы не учитывались, в последующей работе (Spreiter, Stahara, 1980) была сделана попытка представить картину поведения магнитного поля в магнитослое, рассматривая перенос силовых линий магнитного поля газодинамическим течением плазмы. На рис. 4.2.11, г, д 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли Рис. 4.2.11. Поведение параметров плазмы в магнитослое — расчет по модели Спрайтера для M = 8, = 5/3: а — линии тока плазмы;

б — контуры равной плотности;

в — контуры равной скорости и температуры;

г — силовые линии магнитного поля, перпендикулярного линии Солнце—Земля;

д — силовые линии магнитного поля, наклоненного к линии Солнце— Земля под углом 392 Гл. 4. Магнитосфера Земли представлены примеры соответствующего расчета для двух случаев: для направления межпланетного магнитного поля (ММП) перпендикулярно течению солнечного ветра (г) и под углом 45 к этому течению (д). Хорошо видно сжатие и изгибание силовых линий магнитного поля в магнитослое вокруг магнитопаузы — этот эффект называется «драпировкой».

Сравнение модели Спрайтера с экспериментом. После ознакомления с мо делью Спрайтера встает естественный вопрос — насколько адекватно эта модель описывает реальное течение плазмы в магнитослое. Для сопоставления измерений параметров плазмы и магнитного поля в магнитослое с моделью Спрайтера необхо димо перейти к относительным единицам — во первых, нормировать все измеренные в магнитослое параметры на их одновременные значения в солнечном ветре, чтобы исключить влияние изменчивости последних, и, во вторых, определить нормали зованное (т. е. в относительных единицах) положение спутника в магнитослое по отношению к ударной волне и магнитопаузе.

После такой двойной нормировки из данных непосредственных измерений мы получаем графики поведения относительных параметров FCCm (отношение измерен ного потока ионов в магнитослое к потоку в солнечном ветре) и FCCp (такое же отношение, предсказываемое моделью для заданного положения спутника в магни тослое) и аналогичных величин для модуля магнитного поля — BCCm и BCCp.

На рис. 4.2.12 представлен типичный пример относительных изменений потока ионов и модуля магнитного поля при пересечении спутником магнитослоя от ударной Рис. 4.2.12. Результаты измерений (с индексом «m») и расчета по модели Спрайтера (с индексом «p») в относительных единицах (см. текст) потока ионов FCC и модуля магнитного поля BCC при прохождении спутника «Интербол-1» через магнитослой от ударной волны (BS) до магнитопаузы (MP) волны до магнитопаузы (из работы (Zastenker et al., 2002)). Величина потока ионов (F = nV ) в этом и последующих сравнениях выбрана в качестве показательного параметра, свидетельствующего об изменениях и скорости, и плотности плазмы.

Видно, что сразу за ударной волной поток ионов заметно возрастает (примерно в 1,5 раза), а затем постепенно спадает при продвижении к магнитопаузе. Еще сильнее (примерно в 4 раза) за ударной волной возрастает модуль магнитного поля, который далее меняется мало, но вблизи магнитопаузы снова увеличивается.

Следует, однако, оговориться, что поведение плазмы и магнитного поля в магни тослое сильно изменчиво и, в частности, сильно зависит от места наблюдения и от многих внешних воздействий В частности, для данных рис. 4.2.12 сравнение измеренных одновременно значе ний потока ионов и модуля магнитного поля в солнечном ветре достаточно далеко от ударной волны с их поведением в магнитослое показывает, что параметры солнеч 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли ного ветра также изменяются в рассматриваемый период, но их изменения гораздо меньше, чем изменения в магнитослое.

В целом, из рис. 4.2.12 следует, что измеренные и расчетные относительные вели чины и для плазмы, и для магнитного поля сравнительно неплохо соответствуют друг другу. Такой же результат получен и на достаточно большой статистике сравнений среднечасовых измеренных и рассчитанных относительных значений потока ионов (см. рис. 4.2.13).

Рис. 4.2.13. Сравнение среднечасовых относительных измеренных (FCCmeas) и рассчитанных по модели Спрайтера (FCCpred) значений потока ионов. Тонкая линия соответствует равенству значений Сопоставление распределения поперек магнитослоя средних значений измерен ных и расчетных относительных параметров потока ионов (Nemecek et al., 2000) показывает, что относительная величина потока в соответствии с моделью Спрай тера монотонно возрастает от магнитопаузы к ударной волне. Однако измеренные относительные значения потока вблизи ударной волны становятся заметно меньше, чем расчетные. Это означает, что модель Спрайтера работает в среднем, однако дает завышенные оценки потока ионов вблизи ударной волны. Одной из причин этого, но, по-видимому, не единственной, может быть отражение части ионов солнечного ветра (до 10 %) от ударной волны (см. разд. 4.2.1), что в гидродинамических моделях никак не учитывается.

В последнее время предпринимаются усилия к созданию более совершенных МГД-моделей течения плазмы в магнитослое. Среди большого числа попыток на этом пути следует отметить работы Фарруджи (Farrugia et al., 1998), Самсонова и Хуберта (Samsonov, Hubert, 2002), и Добревой и Карталева (Dobreva et al., 2005).

В этих работах на основе тщательного учета внешних условий и развитых схем численного моделирования было получено вполне хорошо согласующееся с экспе риментом описание поведения плазмы и магнитного поля для отдельных событий в магнитослое. Преимуществами модели Карталева по сравнению с другими, в том числе и с моделью Спрайтера, являются ее трехмерность и, главное, ее самосогла сованность — положения околоземной ударной волны и магнитопаузы получаются в модели в процессе решения задачи и не требуют использования эмпирических данных или других моделей.

394 Гл. 4. Магнитосфера Земли Однако недостатком всех этих моделей является их сложная привязка к свой ствам конкретного события, что затрудняет получение общей картины поведения плазмы и поля в магнитослое и использование экспериментаторами этих моделей в практической деятельности.

Вариации параметров в магнитослое. С самого начала экспериментального изучения магнитослоя стало ясно, что он отличается от невозмущенного солнечного ветра прежде всего гораздо более высокой изменчивостью всех параметров и плазмы, и магнитного поля. Действительно, непосредственно измеренные значения потока ионов F и модуля магнитного поля B, и их относительные значения FCCm и BCCm (как видно из рис. 4.2.12) весьма сильно флуктуируют относительно своих средних значений.

Эти флуктуации наблюдаются в самом широком диапазоне частот. На рис. 4.2. приведен пример больших (десятки процентов) вариаций плазмы и магнитного поля Рис. 4.2.14. Пример быстрых и медленных вариаций потока ионов и модуля магнитного поля в магнитослое. Верхняя панель — по измерениям с временным разрешением 1 мин. Нижняя панель — по измерениям с разрешением 1 с. На верхней панели для сравнения толстой линией показаны одновременные измерения тех же параметров в солнечном ветре на аппарате «Wind»

(с разрешением 90 с), сдвинутые на время распространения 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли в одно и то же время с периодами от десятков минут (верхние панели) до единиц секунд (нижние панели), полученный по измерениям с разным временным разреше нием (взято из работы (Shevyrev et al., 2003)). При этом одновременно измеренные поток ионов и модуль магнитного поля в солнечном ветре имеют гораздо меньший уровень вариаций.

В качестве количественной меры уровня вариаций любого параметра удобно взять его относительное стандартное отклонение (RSD), т. е. стандартное отклонение параметра на некотором интервале, отнесенное к его среднему значению на этом интервале.

Для вариаций потока ионов и магнитного поля в магнитослое в сравнении с вари ациями их в солнечном ветре распределения значений RSD и их средние величины приведены на рис. 4.2.15 (взятом из работы (Shevyrev et al., 2003)). При этом рассмотрены два диапазона частот — низкочастотный (измерения с разрешением 1 мин на часовом интервале) и высокочастотный (измерения с разрешением 1 с на минутном интервале). Из данных этого рисунка ясно видно, что относительные вариации и плазмы, и поля в магнитослое имеют значительно более широкое распре деление, а их средние значения превышают значения в солнечном ветре примерно в 2–3 раза.

Рис. 4.2.15. Гистограммы распределения относительных стандартных отклонений (RSD) по тока ионов и модуля магнитного поля для низких и высоких частот в солнечном ветре (тонкие сплошные линии, SW) и в магнитослое (толстые штриховые линии, MSH). Показано полное число измерений (N ) и средние значения величин RSD в двух областях пространства (соответствующие вертикальные отрезки) 396 Гл. 4. Магнитосфера Земли В соответствии с этими результатами напрашивается вопрос — что же является источником повышенного уровня вариаций в магнитослое. Прежде всего, необходимо выяснить — являются ли эти вариации лишь проявлением («усилением») аналогич ных вариаций в солнечном ветре, т. е. имеют внешний источник, или они рождаются в самом магнитослое, т. е. имеют внутренний источник.

Этот вопрос исследован в работе (Zastenker et al., 2002), где показано, что с ростом уровня вариаций в солнечном ветре уровень вариаций в магнитослое также растет, что соответствует предположению об «усилении» их в магнитослое. Однако очень важно, что даже при почти полном отсутствии в солнечном ветре флуктуаций потока плазмы, в магнитослое существуют вариации, имеющие, в среднем, весьма высокий уровень.

Представленные выше, а также и другие результаты позволяют сделать следу ющий важный вывод: конечно, все существенные изменения в плазме солнечного ветра и в межпланетном магнитном поле отражаются в возмущениях аналогичных параметров в магнитослое. Однако обратное суждение будет неверным — вовсе не все наблюдающиеся в магнитослое вариации параметров имеют своим источником флуктуации солнечного ветра или ММП, значительная часть из них рождается в самом магнитослое или на его границах.

В рамках такого представления существенным является вопрос о внешних фак торах, управляющих развитием вариаций параметров в магнитослое. Еще в довольно ранней работе (Luhmann et al., 1986) было предположено, что направление ММП будет оказывать заметное влияние на уровень вариаций магнитного поля в магнито слое. При более детальном исследовании выяснилось, что определяющим фактором оказывается угол между вектором ММП и нормалью к ударной волне в том месте, где данный объем плазмы вошел в магнитослой, так называемый угол Bn (см. выше разд. 4.2.1).

Разработанная методика топологической привязки каждой точки в магнитослое к соответствующему элементу ударной волны позволила получить зависимость ва риаций потока ионов и модуля магнитного поля в магнитослое от угла Bn. Такой результат представлен на рис. 4.2.16, взятом из работы (Shevyrev, Zastenker, 2005).

Хорошо видно, что с увеличением этого угла, т. е. с переходом от квазипараллельной к квазиперпендикулярной ударной волне, уровень вариаций и плазмы, и магнитного поля в магнитослое, оцениваемый величиной их RSD, сильно снижается.

Рис. 4.2.16. Зависимость уровня относительных вариаций потока RSD (Поток) и уровня относительных вариаций модуля магнитного поля RSD |B| от угла Bn 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли Можно ли сейчас сделать однозначный вывод об источнике высоких вариаций плазмы и поля в магнитослое? Эту проблему нельзя считать полностью выясненной, однако на основе изложенных выше и ряда других фактов представляется, что наиболее вероятным будет предположение, что таким источником являются процессы на околоземной ударной волне. В пользу этого свидетельствует и то обстоятельство, что ни одна из имеющихся гидродинамических или МГД-моделей течения плазмы в магнитослое не может описать (предсказать) наличие подобных вариаций, являю щихся, очевидно, следствием кинетических, а не МГД-процессов.

Волны в магнитослое. В магнитослое из-за высокой температуры и простран ственной неоднородности плазмы могут возбуждаться различные типы волн и ко лебаний. Подробный обзор различных типов низкочастотных волн в магнитослое приведен, в частности, в работе (Schwartz et al., 1996). Мы здесь остановимся только на двух вопросах.

Представляется полезным рассмотреть характер спектров мощности колебаний потока ионов и модуля магнитного поля в диапазоне довольно высоких частот (103 –1 Гц) для различных областей космического пространства — солнечного ветра, квазипараллельного и квазиперпендикулярного (в смысле топологической структуры) магнитослоя.

Типичный пример таких спектров приведен на рис. 4.2.17, взятом из работы (Shevyrev, Zastenker, 2005). Видно, что наиболее высоким является уровень колеба Рис. 4.2.17. Спектры мощности флуктуаций потока ионов и модуля магнитного поля |B|: а — в солнечном ветре;

б — в квазипараллельном (Bn 45 ) и в — квазиперпендикулярном (Bn 45 ) магнитослое. Цифрами у кривых отмечены наклоны спектров. Для сравнения приведен наклон классического колмогоровского спектра (k = 5/3) ний именно в квазипараллельном магнитослое. На всех спектрах выделяется довольно плоский участок для частот меньше 2 · 102 Гц. Наклоны крутой части спектров для разных областей отличаются довольно сильно. Самыми крутыми оказываются спек тры в квазиперпендикулярном магнитослое, их наклон значительно выше стандартного колмогоровского. Самыми пологими (с наклоном сильно меньше колмогоровского) яв ляются спектры колебаний в невозмущенном солнечном ветре. Отметим, что во всех областях спектры флуктуаций плазмы и поля имеют близкий наклон.

Еще одним интересным примером развития волн в магнитослое являются сильные флуктуации магнитного поля в квазиперпендикулярном магнитослое, так называемые 398 Гл. 4. Магнитосфера Земли «зеркальные» волны сжатия, близкие по своим свойствам к медленным магнито звуковым волнам. Хороший пример таких волн приведен на рис. 4.2.18, взятом из Рис. 4.2.18. Пример больших вариаций магнитного поля в квазиперпендикулярном магнито слое («зеркальных» волн) при прохождении спутника от ударной волны до магнитопаузы.

Показаны измерения модуля магнитного поля |B| и его вариаций (SD(B)) в направлении вдоль среднего магнитного поля и перпендикулярно ему работы (Шевырев, 2005). Из этого графика видно, что колебания модуля магнитного поля сильно возрастают от ударной волны к магнитопаузе, достигая уровня ±50 %.

При этом вариации направления поля (полярный и азимутальный углы) меняются сравнительно мало. Вариации вдоль среднего направления магнитного поля значи тельно превышают поперечные вариации и эта разница растет при приближении к магнитопаузе. Интересно, что вариации потока плазмы при этом оказываются сравнительно небольшими (на порядок меньше уровня вариаций магнитного поля) и находятся в противофазе с колебаниями поля — коэффициент их корреляции в ши рокой области вблизи магнитопаузы достигает 0,8–0,9. Все эти свойства являются типичными для «зеркальных» волн.

4.2.3. Магнитопауза и пограничные слои магнитосферы С.П. Савин Общие характеристики МП. В качестве введения рассмотрим характерные подобласти вблизи магнитопаузы (МП или MP). На рис. 4.2.19 справа показаны следующие области: внешний и внутренний каспы, внешняя горловина каспа (ВГ или OT) и турбулентный пограничный слой (ТПС или TBL). ВГ находится вне МП (МП — жирная белая линия на рис. 4.2.19, б), внешний касп (выделен светло-серым цветом) — внутри МП, и внутренний касп (черная заливка) — более глубоко в магнитосфере. Мы идентифицируем МП как самый внутренний токовый слой, где магнитное поле поворачивается от направления, соответствующего солнечному ветру (СВ), к направлению, определяемому геомагнитным диполем (Paschmann и др., 1976). При турбулентном переходе МП может соответствовать протяженной зоне, в которой среднее направление магнитного поля теряет корреляцию с межпланетным магнитным полем (ММП).

Мы начнем с общих характеристик МП, уточненных по данным (Paschmann et al., 2005). Толщина МП изменяется в широком диапазоне значений от 100 до 3000 км и составляет в среднем 400–800 км. Скорость МП лежит в диапазоне 10–300 км/с 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли с максимумом на 20–40 км/с. Ионный гирорадиус и инерционная длина были 40– 80 км, что, как правило, значительно меньше толщины МП. Плотность тока на МП была 0,01–0,3 мкА/м2, средняя 0,05 мкА/м2.

Измерения КА «Cluster» продемонстрировали, что МП хорошо аппроксимируется локально плоской поверхностью при расстояниях между КА в 600–2000 км. В то же время, скорость МП значительно меняется, так что измерения на двух КА могут давать разницу в скорости в 2–3 раза. 5 июля 2001 г. среднее ускорение МП лежало в пределах 0,6–2 км/с2, достигая порой значений 5–10 км/с2. Как правило, внутри МП обнаруживались такие двумерные структуры, как магнитные острова, отделен ные нулевой линией X-типа. Магнитные острова часто включают аксиальное поле, т. е. они похожи на плоские петли. Наличие нулевой линией X-типа не обязательно означает активное пересоединение. Локальные МП структуры могут значительно эволюционировать за время пересечения МП ( 30 с или меньше). Например, может активироваться пересоединение на движущейся в хвост X-линии или образоваться магнитный остров, что объясняет механизм образования некоторых FTEs.

Внешний касп — область с тремя различными популяциями ионов: свежеинжек тированные ионы из магнитослоя (МГС), ионы МГС, отраженные от ионосферы, и квазиперпендикулярные ионы, захваченные в локальном минимуме магнитного поля около каспа (ср. Антонова и Шабанский, 1975;

Федоров и др., 2000). Он также характеризуется умеренным магнитным шумом в то время, как во внутреннем каспе подобный шум наблюдается только на границах. Внешний касп включает в себя входной слой (entry layer, EL) и ближнюю часть плазменной мантии, формирующих одну непрерывную область.

В каспе МП может быть вогнутой, что было предсказано в работе (Spreiter, Briggs, 1962) и обнаружено на HEOS-2 (Paschmann et al., 1976) и «Hawkeye-1» (Chen Рис. 4.2.19. Пересечение магнитосферы КА «Интербол-1» 16–17 марта 1998 г. от головной ударной волны (УВ) до магнитопаузы (МП) и обратно (см. текст): а — вверху: модуль магнитного поля |B|, внизу: размах флуктуаций магнитного поля B;

б — погранслои на границе магнитосферы в районе полярного каспа (см. рис. 4.2.20 и текст) 400 Гл. 4. Магнитосфера Земли et al., 1997). Статистика КА «Интербол-1» показывает, что углубление в среднем составляет 2RE (Николаева и др., 1998;

Savin et al., 1998). МГС-плазма во внешней горловине каспа (outer throat, OT) сильно возмущена и заторможена.

Низкоширотный погранслой (Low Latitude Boundary Layer, LLBL) наблюдается на магнитных силовых линиях более низкоширотных, чем касп. LLBL может прости раться от подсолнечной точки до дальнего хвоста магнитосферы (см. Hultqvist et al., 1999).

Турбулентный пограничный слой — область снаружи и/или на МП, главным образом, над полярным каспом. Здесь плотность энергии магнитных флуктуаций на крайне низкой частоте (ULF) сопоставима по порядку величины с плотностью кине тической энергии ионов и магнитного поля. В ТПС ULF-мощность в несколько раз больше, чем в МГС, и на один-два порядка больше, чем внутри МП. ULF-колебания у МП могут независимо приводить к микропересоединению магнитного поля и ло кальному проникновению плазмы по всей МП даже без глобального пересоединения (т. е. изменения топологии).

О роли стационарного пересоединения. Потенциальная роль пересоединения (см. разд. 11.9), как стационарного, так и импульсного, подробно обсуждается в об зорах (Paschmann et al., 2005) и (Hultqvist et al., 1999), поэтому в этом разделе мы лишь кратко коснемся этой тематики.

Хотя нарушение вмороженности плазмы и изменение топологии геомагнитного поля очевидны из наличия пограничных слоев и особенно полярного каспа, вопрос о последовательности преобразования энергии потока солнечной плазмы за ударной волной (и соответственно, о механизмах проникновения плазмы внутрь и наружу геомагнитной ловушки) остается открытым.

В большинстве работ по стационарному пересоединению (см. Hultqvist et al., 1999) прямо предлагается или подразумевается следующая схема: пересоединение магнитных полей, близких к антипараллельным, высвобождает энергию деформи рованного потоком плазмы магнитного поля в малой диффузионной области, так что за счет «аннигиляции» магнитного поля ускоряются поперечные потоки плаз мы, излучаются волны конечной амплитуды и происходит последующее ускорение и нагрев частиц. Но на крупных масштабах, порядка нескольких радиусов Земли, даже при стабильном солнечном ветре, например, с южным магнитным полем, в течение последних 30 лет экспериментально так и не обнаружены предсказанные теорией пересоединения стационарные течения в экваториальных и высокоширотных погранслоях. Несмотря на это, многочисленные блестящие экспериментальные ра боты последних лет концептуально опираются на стационарное пересоединение (см.

Paschmann et al., 2005 и ссылки в ней), хотя и появилось направление, количественно изучающее холловскую микрофизику тонких токовых слоев (см., например Mozer et al., 2003;

Amata et al., 2006) независимо от наличия или отсутствия пересоединения в токовом слое. С другой стороны, концепция пересоединения противоположно направленных магнитных полей объясняет наибольшее число экспериментальных наблюдений в магнитосфере и ионосфере Земли. Мы обсудим, как можно преодолеть это противоречие ниже.

Есть серьезные основания полагать, что местоположение и скорость пересоеди нения на дневной МП постоянно изменяются (Maynard, 2005). Пульсирующее пере соединение вызывает резкие изменения высыпаний ионов в каспе. Ключевой фактор в предсказании этого — отношение скоростей КА и конвекции в направлении норма ли к границе. Особенности нестационарных спектров в каспе свидетельствуют о ряде коротких ( 1 мин) всплесках пересоединения, разделенных примерно 10-минутными интервалами. Анализ большого количества спектров на малых высотах в каспах 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли указывает, что скорость пересоединения может быть крайне изменчивой, даже для стационарных случаев.

Сравнение данных шести спутников в каспе с МГД-моделированием обтекания магнитосферы 29 мая 1996 г. (Avanov et al., 2001;

Savin et al., 2004) свидетельствует о вторичном пересоединении флуктуирующих магнитных полей как об одном из основных механизмов заполнения каспа. Это пересоединение представляет собой необходимое мелкомасштабное звено в каскадах преобразования энергии и переноса плазмы в ТПС, что соответствует подходу Сыроватского (1971) к пересоединению как нестационарному процессу преобразования магнитной энергии в динамических тонких токовых слоях.

В качестве одной из основных альтернатив стационарному крупномасштабному пересоединению выдвигается структуризация и хаотизация потока при взаимодей ствии его с локальным препятствием в виде горловины каспа с генерацией каскадов нелинейных флуктуаций в ТПС (ср. Haerendel, 1978;

Савин и др., 2004;

Sundkvist et al., 2005). Отметим также, что постоянное присутствие нелинейных колебаний на границе магнитосферы должно качественно изменить свойства самой границы, независимо от первоначального источника возмущений.

Последние публикации (Paschmann et al., 2005) так и не предоставляют достаточ ных оснований для однозначного отождествления структур с масштабами порядка электронной инерционной длины с диффузионной областью, где за счет парал лельного электрического поля происходит трансформация энергии сжатого внешним потоком магнитного поля в энергию частиц. Остаются вопросы: является ли эта область турбулентной или нет? Каковы доминирующие волновые моды в этой области и замагничены они или не замагничены? Одним из альтернативных источников электронных масштабов является инерционный дрейф в неоднородных электриче ских полях на границах погранслоев, приводящий к разделению зарядов поперек магнитного поля и их нейтрализации продольными электронными токами, которые в свою очередь, порождают электронные масштабы в результате бунемановской и пучковой неустойчивостей (см. Mozer и др., 2003;

Savin и др., 2005, 2006, а также разд. 11.8). Мы также обсуждаем образование электронных масштабов в результате турбулентных каскадов.

Мы будем возвращаться к роли пересоединения, в том числе стационарного, на протяжении всего разд. 4.2.3.

Перенос за счет неустойчивости Кельвина—Гельмгольца, градиентного и поляризационного дрейфа. Магнитопауза — это резкий переход со значи тельным градиентом скорости — идеальное место для неустойчивости Кельвина— Гельмгольца (KHI, см.: Мишин и Матюхин, 1986). В МГД магнитное поле в направ лении градиента стабилизирует неустойчивость. Если эта неустойчивость развивает ся, то (Hultqvist et al., 1999): 1) возмущения потока искажают гладкую поверхность МП в макроскопическом масштабе на самой неустойчивой длине волны (порядка толщины пограничного слоя);

2) крупномасштабные возмущения потока приводят к передаче импульса поперек МП;

3) эти возмущения включают вихри;

4) резкие локальные границы, произведенные KHI, стимулируют вторичные микронеустойчи вости и локальное увеличения диффузии. Леонович и др. (Leonovich et al., 2003) сообщают о наиболее свежих теоретических достижениях KHI. В работе (Huba, 1996) показано, что два эффекта изменяют KHI картину: 1) учет конечного гироради уса (FLR) вызывает асимметричное развитие на нелинейной стадии и формирование плазменных сгустков, которые изменяют рост неустойчивости;

2) включение эффекта Холла ведет к подобным же асимметриям. Нетепловые различия в движении элек 402 Гл. 4. Магнитосфера Земли тронов и ионов ведут к перемешиванию плазмы и переносу массы. Интенсивные дискретные токовые слои формируют резкие градиенты.

KHI более вероятна на экваториальной МП, потому что экваториальные маг нитосферные магнитные поля приблизительно поперечны к потоку в МГС и там магнитное поле слабее. Условия для KHI выполняются на внутреннем краю LLBL, где поток поперечен магнитосферным силовым линиям, что объясняет плазменные «капли» (blobs), наблюдаемые в LLBL при северном ММП. Поскольку длина волны порядка толщины слоя (0,5RE ) и скорость в МГС 200 км/с, наблюдаемые перио ды — это 5–10 мин. Hasegawa et al. (2004) впервые по данным четырех спутников «Cluster» количественно подтвердили наличие KHI-вихрей на фланге магнитосферы, наряду с резкими мелкомасштабными градиентами.

В (Olson, Pfitzer, 1984) рассмотрены орбиты отдельных частиц около МП и пока зано, что МГС-протоны с энергией 1–10 кэВ отражаются от МП для большинства направлений, кроме узкого «конуса входа» в пределах 25 в плоскости геомагнитного экватора. Ионы могут входить в магнитосферу на утренней стороне, электроны — на вечерней. Таким образом, надтепловые протоны должны непрерывно проникать из МГС на утренний фланг (поскольку протоны в МГС являются существенно более энергичными, чем электроны). Однако в работе (Treumann, Baumjohann, 1988) было показано, что не больше, чем 5 % МГС-плазмы может войти в LLBL за счет градиентного дрейфа. Главный эффект этого дрейфа — генерация нормальных токов, которые локально искажают МП. Нерешенная проблем для применения подхода пробных частиц в магнитосферном контексте — избавление от электрических за рядов, которые появляются при расхождении ионов и электронов. Таким образом, является ли вклад от градиентного дрейфа существенным, еще неизвестно.

Различие в гирорадиусах электронов и ионов может генерировать электрическое поле на МП. Временные изменения этого поля приведут к дрейфу ионов по нор мали к МП. И если поле изменяется на масштабе гирочастоты иона с амплитудой в несколько мВ/м, дрейф ионов будет порядка нескольких км/с, что существенно для проникновения частиц через МП. Магнитосферные частицы наблюдаются в пределах узкого слоя снаружи МП. Поток энергичных электронов является максимальным за утренней МП, а поток энергичных ионов за вечерней, что объясняется градиентным дрейфом ионов на запад, а электронов — в восточном направлении. Кроме того, потеря электронов с питч-углами 90 на утренней МП вызывает их отсутствие в магнитосфере после полудня и наоборот — для ионов (Hultqvist et al., 1999).

Пересоединение — далеко не единственный механизм для потерь магнитосферных частиц: ионы с энергиями 100 имеют гирорадиусы 800 км, сопоставимые со средней толщиной токового слоя МП. Орбиты частиц с энергиями этого порядка просто проходят поперек МП. Тот факт, что энергичные ионы присутствуют вне МП при северном и южном ММП, показывает независимость механизма от того, действительно ли условия для пересоединения удовлетворяются.

Погранслои на границе геомагнитного хвоста. В работе (Maynard et al., 2001) сопоставляется МГД-моделирование и данные КА «Интербол-1», «Магион-4», «Wind», «Polar», «Geotail» и DMSP F13 12.01.1997 при доминирующем ММП By 0, когда область минимума магнитного поля начинается над северным каспом и тянется в хвост магнитосферы через вечерний сектор, достигая экватора примерно при X = 30RE ;

проходит далее через нейтральный слой на утренний фланг магнитосфе ры и возвращается к южному каспу. В проекции на плоскость YZ область минимума магнитного поля имеет форму буквы S (так называемого «Sash», пояс). КА «Интер бол-1» и «Магион-4» скользили вдоль МП от каспа в хвост, наблюдая ускоренные в хвост ионы, что соответствует предсказанию модели о расположении X-линии 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли пересоединения в «Sash». КА «Polar» около 19 MLT регистрировал ионы He++ из MГС, когда модель предсказывала прохождение соответствующей силовой линии через минимум |B| в «Sash» у МП;

DMSP F13 измерял частицы из MГС в северной ионосфере в 17:00 MLT, что согласуется с проникновением плазмы через «Sash».

«Geotail» в хвосте на X = 30RE (почти в 00 MLT) также наблюдал частицы из MГС, что непонятно из моделирования. Эти наблюдения говорят об одновременных макро- и микропроцессах: о наличии микропересоединений свидетельствуют всплес ки потоков плазмы, направленных к Солнцу, по данным КА «Магион-4», DMSP F и «Geotail». Регистрация более 1/3 ТПС-событий, вопреки предсказаниям модели по By (см. раздел о ТПС), также говорит о независимой роли микропроцессов.

Измерения 27.01.1997 на КА «Интербол-1, -2», «Магион-4», «Wind», «Polar»

и «Geotail» (Savin et al., 2005) тоже поддерживают предсказания «Sash» и выделяют роль микропроцессов при взаимодействии хвоста с межпланетными возмущениями.

Данные КА «Интербол-1» и «Магион-4» позволяют оценить глубину ТПС в хвосте в 2RE. Сравнение отношения кинетической и тепловой энергии ионов снаружи МР на «Интербол-1» и «Geotail» показывает уменьшение его за каспом в четыре раза от носительно экваториальной плоскости, что соответствует диссипации кинетической энергии в высокоширотном ТПС вниз по потоку за каспом. Это важный результат многоточечных измерений, указывающий на необходимость учета взаимодействия СВ с горловиной каспа в будущих моделях обтекания.

На МП у нейтрального слоя в хвосте магнитосферы плазма также взаимодей ствует с плазмой при слабом магнитном поле. Из 54 случаев по данным КА «Ин тербол-1», «Geotail» и «Магион-4» глубокого (до 10RE ) проникновения СВ-плазмы в плазменный слой, в 37 % случаев MГС-ионы могут инициировать суббури за счет предложенного механизма самофокусировки возмущений при их распространении к центру хвоста из-за увеличения альвеновской скорости на краях плазменного слоя, самофокусировка обеспечивает сжатие в вертикальном направлении. Аналогично объясняется захват MГС-плазмы внутрь хвоста за счет большей скорости волны разрежения в лобных долях при расширении магнитосферы, включая взрывные фазы суббури. Найдено 20 случаев, в которых холодная плазма может участвовать в сжатии центрального хвоста, но 16 из них можно рассматривать и как независимые последствия взаимодействий на дневной стороне. В 15 случаях холодная плазма мог ла проникнуть в плазменный слой из-за расширения магнитосферы во время суббури, в 4 из них МП движется наружу в фазе расширения суббури без соответствующих возмущений в СВ. Выходы в MГС из глубокого хвоста на несколько минут в случаях не коррелируют с суббурями.

Итак, МГД-моделирование и многоспутниковые измерения подтверждают прямое проникновение солнечной плазмы в районе минимума магнитного поля у каспа и «sash», продолжения каспа в хвост магнитосферы при поперечном межпланетном магнитном поле. Глубокое проникновение солнечной плазмы в плазменный слой — вплоть до полуночного сектора — происходит на границе нейтрального слоя в гео магнитном хвосте также при малом магнитном поле.

Внешний касп и турбулентный погранслой как основная область проникно вения плазмы в дневную магнитосферу. В течение почти 30 лет далеко не все исследователи признавали важность турбулентных процессов для магнитосферных погранслоев. Только после публикации статей (Sundkvist et al., 2005;


Sahraoui et al., 2006) ситуация начала меняться. Еще Хаерендел (Haerendel, 1978) рассмотрел данные спутника HEOS-2, свидетельствующие о вихревой конвекции в застойной области над полярным каспом и ее возможных последствиях для переноса плазмы в магнитосферу и для пересоединения. Он предложил, что пересоединение — не 404 Гл. 4. Магнитосфера Земли ламинарный процесс, а что оно является скорее побочным продуктом вихревой конвекции (так называемое «вторичное» пересоединение на меньших масштабах).

Коэффициент «вихревой» диффузии, оцененный из ранних наблюдений, Ded 5 · 1010 м2 /с. Поиск предсказанных черт пересоединения уже в 1978 г. привел к вполне определенным заключениям (мы следуем здесь очень важной для пони мания физики плазменных пограничных слоев работе (Haerendel, 1978)): переход от ламинарных внешних потоков к пограничным происходит через турбулентность, обратные потоки, формирование и разделение вихрей. Средняя скорость потока в пограничном слое ниже, чем снаружи МП, поток нерегулярен, а не направлен от подсолнечной точки, даже при южном ММП. Таким образом, вряд ли касп является результатом пересоединения в подсолнечной точке.

На низких широтах погранслой оказался существенно более тонким, чем на вы соких, иногда он отсутствовал, а скорость потока не превышала внешнюю, даже для южного ММП, благоприятного для пересоединения у экватора. Это свидетельствует, что: 1) пересоединение на низких широтах не является эффективным ламинарным процессом и 2) высокоширотный касп не заполняется плазмой с низких широт в результате пересоединения, это происходит, скорее всего, в результате процессов в каспе. Принимая во внимание существование многих косвенных свидетельств пересоединения, в особенности зависимость внутренней магнитосферной конвекции и суббурь от ориентации ММП, а также, что перенос вещества довольно убеди тельным образом связывается с нарушением вмороженности, Хаерендел (Haerendel, 1978) показал, что пересоединение является побочным продуктом проникновения МГС-плазмы в полярные каспы, а не наоборот. Все это является простым гид родинамическим следствием существования воронкообразной формы МП в каспах.

МГС имеет тенденцию заполнить эту область застойной турбулентной плазмой, как обычная жидкость делает это, обтекая вокруг препятствия в виде выступа, как по казано на рис. 4.2.20. Внешние колебания давления действуют на довольно упругую МП и приводят пограничный слой в нерегулярное движение. Наблюдаемый масштаб времени и скорости потока, ассоциированные с пересечением конвективных ячеек, дают типичные времена когерентности 20 с и коэффициент «вихревой» диффузии Ded 5 · 1010 м2 /с, что на два порядка величины больше, чем коэффициенты диф фузии за счет микропроцессов на низкоширотной МП. Для среднемассового притока F на площади A 1015 м2 (круга диаметром 3RE ) с плотностью n 20 см Хаерендел (Haerendel, 1978) дает F nU 1026 с1.

Именно независимость наличия каспа от ММП и служит одним из главных осно ваний считать пересоединение в районе каспа вторичным процессом. В классической модели пересоединения свободная энер гия содержится в магнитной конфигура ции с нейтральной точкой (или линией) X-типа. Магнитная энергия преобразуется в турбулентную энергию волн и кинети ческую энергию истекающей плазмы. Если среда находится в состоянии (макроскопи ческой) турбулентной конвекции, есть до полнительные источники свободной энер Рис. 4.2.20. Схема образования турбулент гии, которая может питать микротурбулент ного погранслоя (ТПС) при обтекания ность. Аномальная диффузия в области ло препятствия гидродинамическим потоком кально противоположных флуктуирующих (Haerendel, 1978). 1 соответствует откры той горловине каспа, 2 — высокоширотно- полей с большой вероятностью должна ини му ТПС за каспом (см. рис. 4.2.19, б) циировать вторичное пересоединение, от 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли крывающее путь плазме из МГС на замкнутые силовые линии. Действительно, по данным КА «Интербол-1» обнаружены масштабы, сравнимые с электронным гирорадиусом, в центре турбулентного погранслоя (см. рис. 4.2.21, а. Остальное Рис. 4.2.21. Исследования структуры турбулентного погранслоя и каспа КА «Интербол-1»:

а — токовый слой размером e (гирорадиус электронов, см. Savin et al., 1998) в ТПС по данным цилиндров Фарадея (VDP), 21.04.1996;

б — плотности энергии ионов (Eth — тепловая, Ekin — кинетическая) и магнитного поля (B 2 /8, 02.04.1996;

см. Савин и др., 2001);

в — температура ионов (Ti ) и электронов (Te ), 02.04.1996;

г — мощность магнитных флуктуаций, Wb — полная, |B| — сжимаемых волн, 02.04.1996;

д — вейвлетный спектр Bx, 02.04.1996;

е — плотности энергии ионов, Ekin (пунктир — модель, см. текст) и магнитного поля, B 2 / (кружки) в эВ/см3, ускоренная магнитозвуковая струя выделена прямоугольником, 19.06.1998, (см. Savin et al., 2005a) похоже на классическую картину пересоединения (см. (Hultqvist и др., 1999, а также разд. 11.9) с двумя отличиями: 1) характерная длина должна быть порядка размеров конвективной ячейки 1000 км, 2) вместо стационарной картины пересоединение должно «мерцать» с временным масштабом t 20 с (Haerendel, 1978). В горловине каспа основным отличием от стационарного пересоединения на гладкой МП явля ется отсутствие регулярных направленных потоков и независимость пересоединения в разных полушариях. Tам, как правило, имеется область локально антипараллель ных магнитных полей, так что «аннигиляция» среднего магнитного поля может происходить более эффективно, что не исключает одновременного пересоединения на глобальных масштабах вдали от каспа (Savin et al., 2004).

В работе (Yamauchi, Lundin, 1997) предложена аналогия между каспом и соплом Лаваля:

— касп — постоянная особенность, иногда имеющая переходный характер, зави сящий, например, от ММП, но часто устойчивая в течение многих часов;

406 Гл. 4. Магнитосфера Земли — касп зависит от динамического давления солнечного ветра — его ширина, широта и долгота;

— касп не особенность, а скорее местоположение плазмы солнечного ветра, которая проникает глубоко в соседние области дневной магнитосферы на закрытых силовых линиях. Плазма может застаиваться, но имеет средний поток в направлении хвоста.

Наблюдения на средних и больших высотах показывают также всплески ин жектируемой в касп МГС-плазмы, что хорошо описывается моделями импульсного пересоединения. Возрастание доступа солнечной плазмы в дневную магнитосферу, вызванное высоким динамическим давлением СВ, очевидно для северного ММП, что естественно объясняется прямым взаимодействием потока плазмы с горловиной каспа, но не находит объяснения в теориях пересоединения.

Взаимодействие потока плазмы с каспом и его топология. На рис. 4.2.19 мы приводим пример входа КА «Интербол-1» 16–17 марта 1998 г. из солнечного ветра (СВ) в магнитосферу, включая: ударную волну (УВ), МГС и MП на входе и на выходе. На верхней панели — модуль магнитного поля, |B|, на нижней — размах амплитуды магнитных флуктуаций в диапазоне 0,05–1 Гц. На УВ флуктуации имеют узкий максимум, а снаружи МП видна широкая зона более интенсивных волн — ТПС, содержащая провалы |B| ниже уровня СВ — диамагнитные полости (ДП).

По данным КА «Интербол-1» в 1995–2000 гг. (651 ТПС-событие примерно на пересечениях МП, Savin et al., 2005) ТПС присутствует в 80 % случаев высоко широтных пересечений МП (со средней амплитудой 20 нТл). Самые интенсивные события могут быть аппроксимированы эффективным диском с диаметром 6RE над дневными каспами со средним значением максимумов 22 нТл и характерным порогом 10 нТл. Большинство низкоширотных событий с порогом флуктуаций 7 нТл наблюдаются в ближнем хвосте или соответствуют возмущениям в СВ. Летний ТПС (наклон магнитного диполя в сторону Солнца) и МП имеют прогиб над каспом глубиной 1–3RE. Зависимость положения ТПС от динамического давления СВ хорошо описывается нормировкой радиус-вектора на отношение динамических давлений в степени 1/6. Очевидных зависимостей положения ТПС от Bz ММП не обнаружено.

Диамагнитные полости распределены подобно возмущениям в ТПС, средний нагрев плазмы в ДП на 216–430 эВ хорошо согласуется с ростом в 1,5–3 раза температуры МГС-ионов в ТПС за счет баланса теплового и магнитного давлений в ДП: магнитное поле внутри в 8,3 раза слабее, чем снаружи. Интенсивный нагрев в высокоширотном хвосте виден до X = 6RE. Несмотря на наличие ДП, подтвер ждается доминирование поперечных возмущений у МП.

Данные КА «Интербол-1» на высоких широтах при наклоне оси магнитного диполя к Солнцу показывают регулярное наблюдение застойной плазмы в горловине каспа над вогнутой МП (Savin et al., 2005a), что соответствует предсказаниям, вы сказанным в (Haerendel, 1978), о взаимодействии потока плазмы в МГС с открытой горловиной каспа с образованием ТПС (см. вставку на рис. 4.2.19).

19 июня 1998 г. КА «Polar» находился над каспом в северной застойной зоне вне МП (наклон диполя +20 ), «Интербол-1» регистрировал подобную плазму в диамаг нитной полости внутри МП (Савин и др., 2004). Это видно на рис. 4.2.21, е: кине тическая энергия ионов (Ekin ) отличается от газодинамической модели после 09: UT. Резкое падение магнитного давления (B 2 /8, кружки) под МП соответствует диамагнитной полости (в несколько RE ), названной «плазменным облаком» (ПО — «plasma ball»);

плавная МП закрывает горловину каспа.

4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли Разная топология перехода магнитослой—касп определяется углом наклона дипо ля. Данные об энергичных частицах подтверждают, что ПО соответствуют закрытой топологии (в 63 % для углов между 15 и 25, Savin et al., 2005, 2005a), не обнаружено зависимости ПО от угла поворота магнитного поля на МП, для более 65 % случаев из числа 54 ПО — ММП Bz 0;


высокое i ( 2–15) и прямое взаимодействие плазмы ПО с набегающими потоками MГС представляют собой отличие ПО от остального внешнего каспа.

Наши данные свидетельствуют о превращении ламинарного потока за ударной волной в нестационарные магнитозвуковые струи и замедленные альвеновские тече ния, составляющие единую синхронизованную картину взаимодействия во внешнем погранслое, толщина которого оценивается в 1–2RE при расстоянии от МП до Земли в 10RE. Характерная («синхронизующая») частота 1,5 мГц на рис. 4.2.21, д может быть связана с резонансными колебаниями плазмы между дневной магнито паузой и ударной волной (Leonovich et al., 2003). Они могут появляться от границы магнитосферы до авроральных наземных станций (ср. Pilipenko et al., 1999). Количе ственно ускорение плазмы в неоднородном внешнем поперечном электрическом поле на границе погранслоя описывается в приближении инерционного дрейфа, который происходит со скоростью 1 dF Ze dE (1) Vd =, (4.2.1) = 2 dt M H dt M H где M, H, Ze — масса, циклотронная частота и заряд частиц, F и E — попе речная сила и электрическое поле. Для средней скорости плазмы в 08:55 UT на рис. 4.2.21, е V 170, 70, 80 км/с электрическое поле в ее системе отсчета достигает 8 мВ/м в момент наблюдения струи. Приращение энергии при инерционном дрейфе согласно (4.2.1) должно быть 30 кэВ/см3, что согласуется с максимальной плотностью кинетической энергии струи Emax 35 кэВ/см3 и средним значением Ekin 7 кэВ/см3 перед струей на рис. 4.2.21, е. Из формулы (4.2.1) следует, что ионы и электроны дрейфуют в разных направлениях, что объясняет появление «перемежаемых» токовых слоев с аномально большой статистикой больших углов поворота магнитного поля в ТПС (см. следующий раздел) за счет нейтрализации поперечных поляризационных зарядов продольными электронными токами (Savin et al., 2006).

Сравнение характера торможения ионов на МП и в токовых слоях в ТПС, гра диентов магнитного поля и всплесков электрических полей амплитудой до 30 мВ/м позволили еще в 1983 г. сделать вывод о возможности существования поверхностного заряда на МП, создающего скачок потенциала в несколько сот вольт (см. «барьер 0,6 кВ» на рис. 4.2.22, в, а также Вайсберг и др., 1983);

причем, как ранние оценки его масштаба, так и последующие количественные данные с КА «Интербол-1», «Магион-4» и «Cluster» (Paschmann et al., 2005, Amata et al., 2006) дают величину, сравнимую с гирорадиусом ионов из MГС, т. е. мелкомасштабные перпендикулярные электрические поля способны останавливать набегающие ионы или ускорять их, что является специфичным случаем взаимодействия волна—частица на масштабах гирорадиуса ионов;

эти же поля поверхностных зарядов и ускоряют часть струй непосредственно вдоль МП вниз по потоку за счет инерционного дрейфа. Если при этом в тонком токовом слое начинается спонтанное пересоединение, то два механизма ускорения струй будут действовать параллельно, причем пересоедине ние должно доминировать только при магнитном давлении внутри МП, сравнимом с динамическим давлением потока вне МП (что не соответствует рис. 4.2.21, е).

Действие эффекта конечного гирорадиуса по данным КА «Cluster» 13 февраля 2001 г.

проиллюстрировано в работах (Amata et al., 2006;

Savin et al., 2006).

408 Гл. 4. Магнитосфера Земли Рис. 4.2.22. Электромагнитные поля у МП по данным разных КА: а — спектры мощности электрического поля, полученные на 6 КА (см. текст);

б — 23.04.1998, 22:30–23:00 UT, спек тры мощности магнитного поля с 6 КА (см. текст);

в — (слева вверху): выход из магнитосферы «Прогноза-8» 18.01.1981 (Вайсберг и др., 1983);

электрическое поле (En, усредненное дано жирной линией), поток ионов (пунктир) и потенциальный барьер ( 0,6 кВ, треугольники);

i — гирорадиус протонов Примеры ускоренных струй, явно не вызванных пересоединением, выделены по данным не только КА «Интербол-1», но и «Cluster», «Polar», «Geotail» (Merka et al., 2001;

Amata et al., 2006), как правило, при плазменном 1. Последнее однако, может быть связано с тем, что при малом локальное пересоединение способно ускорять потоки до альвеновской скорости, создавая значительный избыток кинетического давления, и поэтому трудно их отличить от струй другой природы.

Тем более, что структуризация любого ускоренного потока (включая потоки, уско ряемые в процессе пересоединения) может обеспечиваться за счет универсального механизма, пока еще не достаточно понятого.

Savin et al. (2004) провели сравнение концепции ТПС как эффективного пре пятствия для набегающего потока с моделированием турбулентного погранслоя. Мо дель, использующая данные с КА «Интербол-1» для описания спектральной формы 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли магнитных флуктуаций, показывает, что при уровне относительных флуктуаций B/B0 1,5 примерно 80 % отраженных частиц дают количественную оценку того, что ТПС с развитыми нелинейными флуктуациями действительно может являться, в нулевом приближении, эффективным препятствием, а в первом приближении обес печивать обмен 10 % ионов между обтекающим потоком и ПО (см. рис. 4.2.21, е).

Свойства турбулентности и ее роль в переносе плазмы. Остановимся теперь более подробно на свойствах турбулентности.

На рис. 4.2.22, б даны спектры мощности By с шести КА в период возмущенного СВ 24.04.1998 в 22:30–23:00 UT («Интербол-1», «Polar» и «Geotail» были в ТПС, «Wind» — в СВ, Imp-8 — в северной лобной доле, «Equator-S» — в низкоширотном погранслое, LLBL): на «Polar» и «Интербол-1» (дневной ТПС) спектры плоские на 30–100 мГц, на «Geotail» (GSM Z = 10RE, X = 17RE ) наклон близок к 1 (что характерно для дневного ТПС в спокойных условиях);

на высоких частотах в ТПС наклон 3, что отличается от остальных спектров, включая СВ. На 4 мГц в ТПС виден характерный максимум, на 1–2 мГц спектральные максимумы определяются СВ, в ТПС и LLBL наблюдается усиление его амплитуды. В спокойных условиях волны в ТПС характеризуются степенными спектрами мощности магнитного поля с отрицательными наклонами 1 (3–70 мГц) и 2,2 (0,1–4 Гц). Длина корреляции флуктуаций в ТПС вдоль МП — меньше 5RE.

На рис. 4.2.21, б–д показан типичный выход КА «Интербол-1» в MГС 2 апреля 1996 г. МП видна по доминированию тепловой энергии ионов Eth над магнитным давлением B 2 /8 в ТПС и MГС. Переход к обтекающему потоку (PF), где Eth Ekin (плотность кинетической энергии), от МП отделен ТПС (черная заливка энергии флуктуаций магнитного поля Wb ). Для энергии флуктуаций модуля магнитного поля |B|: Wb 3,5|B| 0,1Eth (т. е. доминируют поперечные колебания). Температура ионов Ti возрастает в ТПС в 2,2 и электронов Te в 1,3 раза, провалы B 2 /8 — ДП;

меньший нагрев электронов — признак диссипации энергии в области гирорадиуса ионов. Вейвлетная спектрограмма на рис. 4.2.21, д демонстрирует каскадообразные возмущения в ТПС: спектральные максимумы, связанные между собой, появляются на нескольких частотах. Максимум на частоте 1,5 мГц виден в ТПС, MГС и каспе;

судя по интенсивности, он возникает в МГС около МП. Каскадам соответствует наклон спектра мощности Bx 1,18 (характерен для токового слоя в состоянии критической самоорганизации) на частотах 1–45 мГц, для 0,05–0,4 Гц наклон 2,4.

В ТПС выделяются трехволновые процессы, удовлетворяющие условию: f = = fL + fK для частот fL 1,5;

5 и 15 мГц и для fK в диапазоне 1,5–80 мГц, т. е. структуры с выделенными fL распадаются в широком диапазоне fK и f (см.

Savin et al., 2005). Неоднородности в потоке при взаимодействии с МП генериру ют кинетические альвеновские волны (КАВ), часть из которых отражается назад, фокусируется вогнутой МП и взаимодействует с набегающим потоком. В резуль тате самосогласованным образом возникает ряд каскадов, синхронизированных на выделенных частотах fL. Масштаб на 1,5 мГц L VA /fL 3–7RE, что сравнимо с протяженностью ТПС (см. рис. 4.2.19) и толщиной MГС на дневной стороне.

Нагрев ионов в ТПС по соотношениям Ренкина—Гюгонио на ударной волне по магнитозвуковому числу Маха в МГС, альвеновскому числу и нормальной к PF проекции скорости (MM An 1,2) и по полной скорости (MA 3,5) составляет 1,6 и 5, соответственно. Наблюдаемый нагрев ионов в ТПС (в 2,2 раза) выше, чем на косой ударной волне, и меньше максимально возможного. Таким образом, преобразование энергии отличается от ударной волны: вся возмущенная область — это единое целое с «дальнодействующими» каскадами КАВ, вихревыми дорожками и когерентными структурами.

410 Гл. 4. Магнитосфера Земли В ТПС происходит пересоединение флуктуирующих полей, что позволяет плазме проникать внутрь МП и обеспечивает перенос магнитного потока с дневной стороны магнитосферы на ночную. Необходимой чертой пересоединения является наличие структур с масштабом, сравнимым с электронной инерционной длиной или гиро радиусом, которые у МП близки. На рис. 4.2.21, а показан пример регистрации такого электронного тока в ТПС 2 апреля 1996 г. по данным противоположно направленных цилиндров Фарадея на борту КА «Интербол-1» (Savin et al., 1998).

Его уникальность — в определении микромасштаба с точностью до множителя «2», в то время как все остальные подобные измерения делаются по порядку величи ны, включая микроструктуры на рис. 4.2.22, в (ср. также Paschmann et al., 2005).

Прямой турбулентный каскад представляет собой в ТПС естественный источник для структур с электронным масштабом (Haerendel, 1978). Кроме микропересоединения, значительный вклад в процесс переноса дает просачивание (percolation) плазмы сквозь структурированную границу с коэффициентом диффузии Dp 0,66(B/B0 )2 i (5–10) · 109 м2 /с.

i Это дает поток (1–2) · 1027 частиц/с через северный и южный ТПС, которого до статочно для заполнения магнитосферы солнечной плазмой. Сходную оценку можно получить и для коэффициента диффузии на кинетических альвеновских волнах, а также электростатических протонно(ионно)-циклотронных волнах (ИЦВ). То есть взаимодействие ионов с ИЦВ необходимо учитывать в качестве одного из основных механизмов проникновения плазмы в магнитосферу.

На рис. 4.2.22, а приведены характерные спектры в ТПС с КА «Прогноз-8» и «Ин тербол-1» (треугольники), на которых выделяются максимумы ионно-циклотронных волн (ИЦВ), а также активность в диапазоне нижнегибридных волн (НГВ);

кру жок — амплитуда ИЦВ в ТПС с «Прогноза-10» (Климов и др., 1986). Всплески волн могут иметь на порядок большую амплитуду, чем на рис. 4.2.22, а, как и волны в нижнегибридном диапазоне (НГВ, 1–30 Гц). НГВ коррелируют с ускоренными вдоль силовых линий электронами и с волнами на промежуточных частотах (ВПЧ) между нижнегибридной и электронно-циклотронной. Вблизи высокоширотной МП из 34 высокоопросных интервалов «Прогноза-8, 10» только в 7 не было зарегистри ровано сформировавшихся пакетов ИЦВ. Характерная амплитуда ИЦВ — 3–10 мВ/м и 2–5 нТл, максимальная — 25 мВ/м и 10 нТл. Интенсивные ИЦВ и НГВ коррели руют с градиентами скорости, плотности и магнитного поля (Blecki et al., 1998).

Рассмотрение более высокочастотных НГВ (1–30 Гц) и ВПЧ (30–100 Гц) по данным «Прогноза-8» (Blecki et al., 1987) и КА «Интербол-1» (Savin et al., 1997, 1998) дает возможность заключить, что: 1) максимальная активность НГВ и ВПЧ коррелирует с пересечениями у МП плазменных струй, где максимальны градиенты скорости и плотности ионов и магнитного поля;

2) типичные амплитуды НГВ — 1–4 мВ/м, ВПЧ — 0,1–0,4 мВ/м;

НГВ- и ВПЧ-активность коррелирует с появлением надтепловых электронов. Общая схема для МП выглядит следующим образом: 1) ге нерация НГВ за счет энергии ионов, неоднородных токов или турбулентного каскада;

2) ускорение НГВ надтепловых электронов вдоль магнитного поля (ср. Omelchenko et al., 1994);

3) генерация ВПЧ за счет «веерной» неустойчивости потоков электронов (см. разд. 11.8.1), которые при этом изотропизуются, представляя собой один из источников электронов плазменного слоя.

Изучение статистических свойств возмущений в ТПС, в частности, функция рас пределения угла вращения вектора магнитного поля в плоскости максимальных маг нитных вариаций в ТПС 19.06.1995 (данные КА «Интербол-1», ср. рис. 4.2.21, б–д) свидетельствует о негауссовской статистике на больших углах вращения, причем 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли функция распределения на больших углах аппроксимируется симметричной функци ей Леви с характерным индексом 1,17 (для Гауссова распределения = 2, Savin et al., 2002). Проведено сравнение динамики вэйвлетных спектров в ТПС с переходом к хаосу через перемежаемость на примере нелинейной модели Лоренца. В областях наиболее интенсивных флуктуаций (рис. 4.2.22, 4.2.21) измеренный спектр имеет основную черту, схожую с турбулентной фазой в модели Лоренца (см. Короновский и Храмов, 2003): появляется один доминирующий временной масштаб в промежутке между двумя максимумами в «ламинарной» области (ср. рис. 4.2.21, д). Совместно с сильной нелинейностью и аномальной статистикой углов поворота поля — это говорит о необходимости рассмотрения динамики ТПС как сложной нелинейной системы, для адекватного понимания его поведения и природы.

В результате многомасштабного перемешивания и пересоединения силовые линии оказываются связанными через ТПС в статистическом смысле, без возможности про следить индивидуальные силовые линии в неоднородной неравновесной среде с двумя фазовыми состояниями: одна «фаза» является вмороженной в МГД-плазме, а другая представлена почти незамагниченными «диамагнитными полостями», «вложенными»

в нелинейные токовые слои и вихри. Именно эта «фаза» (в статистическом смысле, см. Савин и др., 2001) обеспечивает спектры мощности с наклоном 1.

Итак, исследование роли и свойств турбулентности в критической точке геомаг нитной ловушки, ТПС, выявляет ключевое значение турбулентных микропроцессов во взаимодействии потоков плазмы с магнитными препятствиями, будь то поля планет, звезд, «черных дыр» или лабораторных ловушек, и показывает реальные механизмы преобразования энергии в бесстолкновительной плазме.

Основные результаты по пограничным слоям. В заключение мы кратко подытожим результаты проекта «Интербол» в погранслоях, полученные в широкой международной кооперации с привлечением данных всех одновременно функцио нирующих во внешней магнитосфере и СВ КА, а также результатов численного моделирования.

При систематическом изучении возмущений на высокоширотной границе маг нитосферы обнаружено регулярное присутствие зоны флуктуаций на 0,002–1 Гц с наклонами спектров 1 и 2,2 — турбулентный погранслой (ТПС). Нелиней ное взаимодействие флуктуаций потока с волнами, отраженными от препятствия, является главным процессом, синхронизирующим каскады волн в ТПС. Наличие ТПС приводит к турбулентному просачиванию плазмы с коэффициентом диффузии DP (5–10) · 109 м2 /с, что позволяет потоку солнечной плазмы заполнить дневные погранслои. Измеренные электрические ионно-циклотронные волны в ТПС могут обеспечить приток плазмы в магнитосферу, сравнимый с просачиванием плазмы.

Термализация потока плазмы в ТПС носит многомасштабный каскадный характер (от тысяч километров до ионного гирорадиуса), включая каскады кинетических альвеновских и магнитозвуковых волн и «диамагнитные полости» (50–5000 км).

Наблюдаемый нагрев ионов в горловине каспа и в хвосте за ней примерно в 2,5 раза выше, чем возможен на косой тонкой ударной волне, и меньше максимально возмож ного на перпендикулярной ударной волне. Малая часть ионов ускоряется до сотен, электронов — до десятков килоэлектронвольт.

Экспериментально подтверждено наличие в ТПС возмущений на масштабах электронного гирорадиуса и инерционной длины, что свидетельствует о вторичном пересоединении флуктуирующих магнитных полей, составляющем мелкомасштабное звено в каскаде возмущений, которое обеспечивает перенос плазмы. Продемонстри рована также возможность одновременного пересоединения антипараллельных полей на глобальных масштабах вдали от каспа и среднемасштабного — в его горловине.

412 Гл. 4. Магнитосфера Земли Постоянное наличие каспа говорит о преимущественном вкладе локальных многомас штабных процессов в перенос плазмы, по сравнению с глобальным пересоединением вдали от каспа. Кинетическое моделирование токовых слоев воспроизводит как основные черты возмущений в ТПС (включая обмен 10 % ионов), так и выполнение ТПС-функции эффективного препятствия для потока плазмы.

Найдена критическая зависимость топологии высокоширотного погранслоя от угла наклона геомагнитного диполя: 1) при наклоне диполя к Солнцу горловина каспа открыта для прямого взаимодействия потока плазмы с вогнутой магнитопаузой;

2) при наклоне от Солнца — горловина каспа закрыта, в 25 % случаев в ней встречаются «плазменные облака» размером до нескольких RE — резервуары почти размагниченной солнечной плазмы в магнитосфере.

МГД-моделирование и многоспутниковые измерения подтверждают прямое про никновение солнечной плазмы в районе минимума магнитного поля у каспа и «sash» — продолжения каспа в хвост магнитосферы при поперечном межпланетном магнитном поле. Глубокое проникновение солнечной плазмы в плазменный слой — вплоть до полуночного сектора — происходит на границе нейтрального слоя в гео магнитном хвосте также при малом магнитном поле.

При исследовании взаимодействия потока с внешней границей каспа открыт динамический режим обтекания, в котором вместо ламинарного течения в магнито слое образуются ускоренные до магнитозвуковой скорости струи, несущие до 40 % импульса потока, и замедленные альвеновские течения. Струи ускоряются за счет инерционного дрейфа в неоднородных электрических полях на границе погранслоя, их динамическое давление больше магнитного на магнитопаузе, деформация которой струями ведет ко вторичному пересоединению. Импульсный «сброс» кинетической энергии обтекающим потоком в струях составляет альтернативу ламинарному обте канию препятствий плазмой.

Итак, основные процессы в погранслоях и набегающем потоке взаимосвязаны и глобально синхронизированы колебаниями турбулентного погранслоя и магнито слоя как целого. Они модулируют как течение плазмы в погранслоях, так и пересо единение полей на магнитопаузе. Таким образом, мы имеем дело не со следствием аддитивных реакций на возмущения в солнечном ветре и переходной области, а со сложной многомасштабной нелинейной системой, что качественно меняет ее пове дение: вызывает «катастрофическую» перестройку течения и магнитной топологии, приводит к зависимости от предыстории и к появлению аномально высоких корреля ций на больших масштабах (перемежаемости) и образованию когерентных структур, обеспечивающих эффективное преобразование энергии и перенос плазмы.

4.2.4. Аналитические представления формы фронта околопланетных ударных волн М.И. Веригин Газодинамическое приближение все еще остается полезным инструментом в ис следовании околопланетных УВ и связанных с ними явлений. Это приближение достаточно хорошо работает в случае высоких МГД-чисел Маха (Spreiter, Stahara, 1980;

Slavin, Holzer, 1981, 1983) и обеспечивает разумное первое приближение, когда Ma или быстрое магнитозвуковое число Маха Mms малы и эти числа используются вместо газодинамического числа Маха Ms (Fairfield et al., 2001). Кроме того, для рас чета магнитного поля между ударной волной и магнитопаузой широко используется приближение, когда магнитное поле сносится газовым потоком (GDCF — gasdynamic convected field approximation, Spreiter et al., 1966;

Spreiter, Stahara, 1995).

О параметризации магнитопаузы/препятствия. В достаточно общем виде размеры и форму подсолнечной части магнитопаузы/препятствия можно представить 4.2. Взаимодействие солнечного ветра с внешней магнитосферой Земли в виде конического сечения, симметричного от носительно оси X, содержащее кроме радиуса кривизны еще и «затупленность» обтекаемого тела b0 (рис. 4.2.23):



Pages:     | 1 |   ...   | 13 | 14 || 16 | 17 |   ...   | 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.