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 |   ...   | 15 | 16 || 18 | 19 |   ...   | 25 |

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

-- [ Страница 17 ] --

токовый слой, в котором Bz 0, но существуют сильные флуктуации Bz = Современные исследования магнитосферы свидетельствуют о том, что ТТС яв ляются ключевыми структурами, определяющими развитие магнитосферных суббурь во время геомагнитной активности. Чтобы понять роль ТТС в магнитосфере, кратко изложим общепринятые представления об основной цепочке плазменных процессов, приводящих к образованию и эволюции ТТС в магнитосфере.

Солнечный ветер «обдувает» магнитосферу Земли потоками горячей плазмы с вмороженным межпланетным магнитным полем (ММП), имеющим секторную структуру. По этой причине направление налетающего на магнитосферу магнитного поля может достаточно резко меняться. Когда приходит ММП южного направле ния, создаются благоприятные условия для активного пересоединения магнитных силовых линий солнечного ветра и магнитосферы Земли в подсолнечной точке.

Пересоединившиеся силовые линии уносятся течением солнечного ветра «вниз» по потоку, в область магнитосферного хвоста. Увеличение магнитного потока приводит к дополнительному вытягиванию хвоста в антисолнечном направлении. Крупно масштабное электрическое поле магнитосферного хвоста Ey усиливается за счет индукционного электрического поля. Скрещенные электрическое и магнитное поля вызывают дрейф заряженных частиц в Z-направлении к центру токового слоя со скоростью vd Ey Bx, в результате чего формируется очень тонкий токовый слой толщиной от 250 до 1500 км (Сергеев и др. 1996). В спокойном состоянии толщина токового слоя в этой области примерно в 10 раз больше, т. е. порядка 10000 км.

Образование ТТС происходит главным образом в фазе подготовки суббури, которая может продолжаться от 30 мин до 2 часов, при этом ТТС играет роль «резервуара», в котором в виде свободной энергии запасается энергия солнечного ветра». Таким образом, ТТС проявляет свойство метастабильности — он может достаточно дли тельное время (на масштабе суббури) сохранять устойчивость, но потом в нем могут развиться неустойчивости, и он разрушается. Сегодня, среди всех теорий, которые пытались объяснить процессы прерывания тока поперек хвоста (Lui, 2004 и сылки там же), победила теория образования нейтральной X-линии (Baker at al., 1996). Она объясняет разрушение ТТС началом пересоединения в нем, а X-линия может быть элементом длинноволновой тиринг-, или разрывной, моды (фактически это мода, соответствующая распаду тока на отдельные токовые нити). Именно по этой причине тиринг-мода и вызывает наибольшее любопытство как неустойчивость, ответственная за развал токового слоя. Дальнейшее развитие суббури достаточно хорошо изучено — запасенная в ТТС энергия высвобождается в виде кинетической энергии потоков плазмы и электромагнитного излучения;

потоки плазмы по пересоединившимся си ловым линиям южной и северной долей «стекают» в ионосферу, перераспределяя ионосферную систему токов и полей;

процессы столкновения электронов с атомами 444 Гл. 4. Магнитосфера Земли верхней атмосферы в области авроральных овалов вызывают полярные сияния, в то же время вблизи X-линии в хвосте формируется гигантский плазмоид (протяженно стью от 10 до нескольких десятков RE ), который выбрасывается от Земли в хвост магнитосферы. Все вышеизложенное свидетельствует о том, что ТТС играют очень важную, может быть, ключевую роль в развитии геомагнитных возмущений. Однако экспериментальное изучение ТТС началось гораздо позже других магнитосферных структур по причине их малого масштаба. Сегодня существует много нерешенных вопросов, связанных с их внутренней структурой, устойчивостью и эволюцией, на которые ответов пока нет. Ниже мы постараемся изложить основные представления о том, как устроены ТТС, как они эволюционируют и какие вопросы, связанные с физическими процессами в них, пока не решены.

Основные свойства ТТС. Основные свойства ТТС кардинально отличаются от свойств изотропного «толстого» токового слоя, который может формироваться в спокойных условиях в хвосте магнитосферы. Ниже на примере разных моделей мы рассмотрим более подробно эти основные отличия изотропных токовых слоев от анизотропных. В процессе спутниковых исследований были продемонстрированы следующие свойства ТТС.

1. Очень малая толщина слоя (L i 250–1000 км, где i — ионный гирора диус).

2. Высокая плотность тока — в десятки раз больше по сравнению с обычным током через хвост ( 10 A/м2 ).

3. Очень сильно вытянутая форма силовых линий, когда Bz /Bx 0,1.

4. Профиль плотности тока не совпадает с профилем плотности плазмы и может быть значительно более узким, т. е. тонкий слой как бы вложен внутрь более толстого плазменного слоя. Например, в работах (Sergeev et al., 1993;

Sunny et al., 1994), на основании данных двух близко расположенных спутников ISEE-1 и ISEE 2, был зарегистрирован тонкий токовый слой толщиной порядка 0,2RE, вложенный внутрь более толстого плазменного слоя толщиной несколько RE.

5. Анизотропия функции распределения источников ( v 2 = v ) характерна для токового слоя, образованного двумя взаимопроникающими потоками плазмы, движущимися к нейтральной плоскости от удаленных источников (мантии или ионосферы) в северной и южной долях хвоста.

6. Основными носителями тока через слой являются ионы на разомкнутых, так называемых спейсеровских, орбитах. Первым эту догадку высказал Спейсер (Speiser, 1965), который описал основной тип ионных орбит в ТТС. Позднее Митчелл и др. (Mitchell et al., 1990) предположили, что в поздней подготовительной фазе суббури носителями тока могут быть электроны с энергиями порядка 1 кэВ. Однако более поздние исследования показали, что доминирующим носителем тока из-за значительной разницы температур Ti /Te 5 обычно являются ионы (Sergeev et al., 1998), в то время как в слое Харриса ионы и электроны могут давать соизмеримые вклады в плотность тока.

7. Новейшие измерения спутников «Cluster» (Runov, 2003a, 2003b) в ближней к Земле области магнитосферного хвоста ( 15–20RE ) свидетельствуют о том, что во время суббурь профиль плотности тока в ТТС может иметь расщепленную, или «бифурцированную» (Runov et al., 2005), структуру, при которой он имеет два максимума, разделенных минимумом тока в нейтральной плоскости. Такой профиль полностью отличен от широко известного профиля Харриса (Harris, 1962) с колоко лообразным распределением плотности тока в толщине слоя jy (z).

8. В процессе некоторых наблюдений регистрируют как расщепленные (бифур цированные), так и нерасщепленные ТТС, которые могут располагаться несим 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы метрично относительно нейтральной плоскости z = 0. Причины этой асимметрии до сих пор неясны (Asano et al., 2005, Runov et al., 2005). Возможно, что она обусловлена естественным различием свойств источников плазмы вдали от токового слоя (например разной температурой или потоковыми скоростями потоков плазмы из северной и южной долей) но это утверждение нуждается в дальнейшей проверке.

Основные виды траекторий. Квазиадиабатический характер движения.

Основные три вида неадиабатических ионных траекторий изображены на рис. 4.4.8.

Первый из них — это пролетные ионы на разомкнутых орбитах (рассмотренные Рис. 4.4.8. Три типа траекторий в ТТС: разомкнутые спейсеровские, квазизамкнутые «огурцо вые» и полностью интегрируемые (круговые) орбиты. Пунктирной линией обозначены сепара трисы, на которых тип движения частиц меняется с «непересекающего» на «пересекающий»

нейтральную плоскость. Показано направление силовых линий магнитного поля B впервые в работе (Speiser, 1965), и названные «спейсеровскими» по имени их пер вооткрывателя), которые и являются основными носителями тока поперек хвоста, в Y -направлении. Так же, как и спейсеровские, квазизахваченные ионы (на рис. 4.4. они названы «ионами на огурцовых“ орбитах» (Bchner, Zelenyi, 1996)) являются u неадиабатическими. Они ”размагничиваются при входе в слой, при этом их тип движения меняется на сепаратрисе (красная пунктирная линия), разделяющей два разных вида движения — без пересечения и с пересечением нейтральной плоскости.

Внутри слоя ионы вращаются по полуокружности в поле Bz, одновременно совершая осцилляции в перпендикулярном направлении. В силу квазизамкнутости траектории эти частицы тока не переносят, хотя локальная плотность тока не равна нулю. На рис. 4.4.8 показан также и третий тип неадиабатического движения ионов — круговая орбита, которая никогда не пересекает сепаратрису. Полный ток этих частиц также нулевой.

Магнитные моменты неадиабатических ионов при пересечении ТТС не сохраня ются (так как частицы в области 1 незамагничены), приближение ведущего 446 Гл. 4. Магнитосфера Земли центра не выполняется. Однако у таких частиц сохраняется с высокой точностью приближенный инвариант движения, что следует из теории адиабатического дви жения системы с медленно меняющимися параметрами (Ландау и Лифшиц, 2001, Заславский и Сагдеев, 1988):

Iz = pz dz const. (4.4.22) Для геофизических приложений в простой конфигурации магнитного поля адиабати ческий инвариант движения (4.4.22) впервые был найден в работе (Sonnerup, 1971).

В ТТС частицы на пролетных, квазизахваченных и круговых траеториях различаются между собой по величине инвариантов движения. Так, для спейсеровских ионов 2 (m/0 )v0, для квазизахваченных и круговых Iz (m/0 )v0. При движении Iz ионов в обращенном магнитном поле с Bz /Bx 1 осцилляции по X и Z степеням свободы «расцепляются», т. е. становятся относительно независимыми друг от друга (что и иллюстрирует рис. 4.4.8), а движение частицы становится неадиабатическим.

В работах (Cary et al., 1986, Neishtadt, 1987, Bchner, Zelenyi, 1989) было u показано, что в обращенном магнитном поле, при пересечении частицей сепара трис движения, могут происходить скачки адиабатических инвариантов движения, величина которых, как правило, много меньше величины самих инвариантов, т. е.

Iz. В переменных условиях магнитосферного хвоста скачки адиабатических Iz инвариантов заряженных частиц имеют вид (Buchner, Zelenyi, 1989) Iz 1 (Iz )4/3 ln 2 |cos sep |. (4.4.23) = Здесь параметр определяется согласно (4.4.1), sep — фаза частицы при пересече нии сепаратрисы. В среднем по ансамблю частиц Iz d 0, Iz sep (4.4.24) = но среднее от квадратов скачков отлично от нуля:

1 3 (Iz ) sep [1 (Iz )4/3 ].

(Iz )2 d = (4.4.25) 2 Это означает, что при прохождении потока частиц через токовый слой изменения адиабатических инвариантов ионов могут быть описаны как диффузионный процесс с характерным коэффициентом диффузии (Buchner, Zelenyi, 1986) (Iz ) (4.4.26) DIz Iz = TQT (TQT — квази-период крупномасштабного вращения квазизахваченной частицы).

Как можно видеть из формул (4.4.23)–(4.4.25), параметр является ключевым в динамике частиц. При 1 (т. е. через слой проходят ионы с ларморовским радиусом больше радиуса кривизны магнитных силовых линий) скачки инвариантов при вхождении в слой малы по сравнению с величиной самих инвариантов движения (Iz Iz ), поэтому движение ионов является регулярным почти всюду, кроме узких сепаратрисных областей. Такой режим движения называют квазиадиабатическим, и это приближение очень важно, поскольку позволяет создавать и исследовать сравнительно простые модели ТТС, основанные на приближенном сохранении ин 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы вариантов движения (см ниже). В области 1 скачки инвариантов движения Iz могут быть большими, вследствие этого в системе может наблюдаться процесс случайного, хаотического рассеяния инвариантов движения, максимум которого до стигается в области 1–3 (Buchner, Zelenyi, 1989, Chen et al., 1992). При ларморовский радиус ионов становится существенно меньше характерного масштаба слоя, движение частиц регулярное, и для его описания с хорошей точностью приме нимо приближение ведущего центра.

Моделирование равновесных тонких токовых слоев. Множество разнообраз ных моделей было предложено для описания общей структуры и динамики ТТС.

Общая их классификация изображена на рис. 4.4.9. На схеме показано, что, с одной Рис. 4.4.9. Разные классы моделей ТТС: турбулентные и ламинарные. Ламинарные модели могут быть кинетическими и МГД. Класс кинетических моделей подразделяется на модели слоя с нулевой и ненулевой нормальными компонентами магнитного поля. Последний тип моделей делится на анизотропные с доминирующими ионами (IDS — ion dominated sheets), и изотропные с доминирующими электронами (EDS — electron-dominated sheets). Справа (сверху вниз) приведены основные аналитические и численные методы, используемые при исследовании кинетических моделей: метод крупных частиц (он же PIC или particle-in-cell method), метод трассирования частиц, гибридные коды (Kuznetsova et al., 1996), крупномас штабная кинетическая модель (LSK — Large Scale Kinetic Model) (Ashour-Abdalla et al., 1994) стороны, существуют модели «ламинарного» слоя, где движения плазмы является упорядоченными, «ламинарными». С другой стороны, развиваются модели турбу лентного ТС, например, фрактальная модель, где турбулентность в магнитосферном хвосте рассматривается как его основная характеристика (Milovanov et al., 1996;

Zimbardo et al., 2003). «Ламинарные» модели могут основываться на двух противо положных методах описания ТТС: МГД и кинетическом. В работе (Birn et al., 1975) впервые были сформулированы основы МГД-модели ТТС. Двумерное равновесие ТТС с Bn = 0 поддерживается балансом между натяжением магнитных силовых линий и силой плазменного давления в X-направлении («Земля—Солнце»). Впослед ствии Берн с соавторами (Birn et al., 1996) показали, что конвективное возмущение на границе токового слоя приводит к образованию в экваториальной плоскости ТТС типа тангенциального магнитного разрыва. Эта модель полностью согласовывалась с моделью Сыроватского, предложенной на 20 лет раньше (Сыроватский, 1974).

Здесь, однако, следует заметить, что наибольший интерес в области моделиро вания представляют собой именно кинетические модели. Дело в том, что МГД приближение плохо применимо для описания тонких слоев с L L. Кинетические модели, в которых используются самосогласованные уравнения Максвелла—Власова 448 Гл. 4. Магнитосфера Земли для полей, токов и функций распределения заряженных частиц, особенно подходят для описания тонких токовых слоев с толщиной порядка L. Наиболее ранней и хорошо известной самосогласованной моделью токового слоя является рассмот ренная в предыдущем параграфе модель Харриса (Harris, 1962). Одним из первых специалистов, кто осознал важность магнитосферного хвоста как аккумулятора магнитной энергии и источника частиц, пополняющего внутренние резервуары маг нитосферы, такие как кольцевой ток и радиационные пояса, был российский ученый Б. А. Тверской, который первым (Тверской, 1972) предложил самосогласованную модель изотропного токового слоя магнитосферного хвоста с ненулевой нормальной компонентой магнитного поля. Эта идея была развита в работах Шабанского (1971), а также в (Schindler et al., 1972, 2002;

Pritchett, Coroniti, 1992, 1995) и др. Шиндлер (Schindler, 1972) и Кан (Kan, 1973) развили самосогласованные двухмерные (с учетом неоднородности по X) кинетические модели токовых слоев. Эти модели основыва лись на решении системы уравнений Власова—Максвелла. Функции распределения предполагались зависящими от двух интегралов движения: обобщенного момента движения в Y -направлении Py и полной энергии частиц W0. Позднее, с помощью численного моделирования (например, методом крупных частиц) были исследованы равновесные токовые конфигурации с ненулевой компонентой Bn и изотропной функцией распределения плазмы. Было показано, что в некоторых из этих моделей основными носителями могут быть электроны (Pritchett, Coroniti, 1995), а в других случаях — ионы (Yoon, Lui, 2004). Интересно, что в рамках модели (Yoon, Lui, 2004), варьируя параметры функции распределения, можно получить токовые слои с доминирующими вкладами в ток как от электронов, так и от ионов.

В отличие от изотропных моделей Тверского (1971), Schindler (1972) и Kan (1973), где натяжение магнитных силовых линий уравновешивается градиентом давления плазмы по X, существует другой класс моделей, в которых натяжение магнитной силовой линии уравновешено центробежной силой, связанной с инерцией движущихся в слое пролетных ионов (боле подробное описание одной из таких моделей будет приведено ниже). В таких моделях достаточно рассмотреть одно мерную конфигурацию слоя, исключив неоднородность по X, при этом баланс сил выполняется за счет центробежной силы, действующей на ионы в искривленном магнитном поле. Впервые качественная модель анизотропного токового слоя была предложена Спейсером (Speiser, 1965) и развита впоследствии Иствудом (Eastwood, 1972). В своей пионерской работе Спейсер (Speiser, 1965) рассмотрел тонкий слой, который формировался взаимопроникающими потоками квазиадиабатических ионов, движущихся вдоль разомкнутых на бесконечности траекторий (см. рис. 4.4.8). Мо дель Спейсера позволила объяснить сильно вытянутую одномерную структуру токо вого слоя. Токовые слои, в которых магнитное натяжение уравновешивается силой инерции ионов, были названы вынужденными токовыми слоями (ВКТС) решения.

Важный вклад в развитие стационарных самосогласованных моделей ВКТС внесли работы (Pritchett, Coroniti, 1992 — численная модель с использованием метода частиц;

Kropotkin, Domrin, 1996;

Kropotkin et al., 1997;

Sitnov et al., 2000;

Zelenyi et al., 2000).

Первая попытка построить самосогласованную аналитическую модель тонкого анизотропного слоя без учета электронной компоненты была предложена в рабо те Кропоткина и Домрина (1996). Равновесное самосогласованное решение уравне ний Власова—Максвелла для анизотропного токового слоя было найдено в работе (Kropotkin et al., 1997) для области сильной плазменной анизотропии вне токового слоя с Bn /B0 1. В работе использовалось сохранение инварианта Iz vT /vD и была подтверждена более ранняя несамосогласованная оценка толщины токового слоя (Francfort, Pellat, 1976): L (vT /vD )4/3. В результате было получено уни 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы версальное решение для профиля магнитного поля, похожее на хорошо известное решение Харриса (Harris, 1962). Квазиадиабатичность ионов является ключевым свойством такого сорта моделей.

Современные экспериментальные данные свидетельствуют о том, что ТТС не являются «харрисовскими» токовыми структурами с привычным «колоколообразным»

распределением плотности тока по Z, они имеют сложную внутреннюю структуру (например, два и более максимумов плотности тока) и многократно вложенные друг в друга мелкомасштабные структуры. В работах (Sitnov et al., 2000;

Zelenyi et al., 2000, 2002, 2004, 2006) с использованием аналитических и численных методов моде лирования ТТС подробно исследованы механизмы формирования многомасштабной структуры токовых слоев и исследованы электростатические эффекты, связанные с различием движения электронов и ионов в ТТС. Ниже будут подробно рассмотрены основные механизмы формирования тонкой структуры ТТС, следующие из результа тов этих моделей.

Моделирование турбулентных токовых слоев с использованием методов фрактальной топологии. До сих пор мы подробно рассказывали о моделях, относя щихся к «ламинарным» областям хвоста магнитосферы с упорядоченным движением плазмы (область 3 на рис. 4.4.7). Эта часть хвоста с замкнутыми магнитными силовыми линиями представляет собой громадный резервуар, где может накапли ваться магнитная энергия (1021 –1022 эрг), время от времени взрывообразным образом высвобождающаяся в форме суббурь.

Обратим внимание на область, находящуюся на рис. 4.4.7 справа от так назы ваемой дальней X-линии (нейтральной линии). Cиловые линии ее уже не имеют топологической связи с Землей и представляют собой хаотически перепутанные, перезамкнувшиеся сами с собой силовые линии межпланетного магнитного поля.

Для земных процессов эта область не играет особой роли, но с точки зрения физики плазмы это уникальный пример открытой, самосогласованной системы (питаемой потоком кинетической энергии солнечного ветра), заполненной горячей плазмой, в которой величина плазменного параметра может достигать больших значений.

Это самоподдерживающаяся, перманентно существующая, но очень динамичная плазменная конфигурация простирается на миллионы километров от Земли и доступ на в настоящее время прямым измерениям с космических аппаратов. На рис. 4.4.7 эта область названа турбулентным токовым слоем. Японский ИСЗ «Geotail», детально исследовавший эту область, показал, что магнитное поле здесь сильно флуктуирует.

Фурье-спектр этих низкочастотных флуктуаций имеет, как правило, степенную фор му с показателем в интервале от 2 до 2,5.

Попытки исследователей описать эту систему как квазилинейную не увенча лись успехом, поэтому пришлось отказаться от одного из основных предположений квазилинейной теории — допущения о перекрытии всех резонансных областей вол новых пакетов, составляющих возмущение, и сопутствующей ему коллективизации резонансных частиц. На рис. 4.4.10 схематически изображены различные подходы к решению этой задачи. Слева на рисунке изображен традиционный подход, когда вначале изучаются различные моды, оказывающиеся неустойчивыми в рассматрива емой системе. В токовом слое это тиринг и кинк-моды, возмущения так называемого сосисочного типа и более коротковолновые нижнегибридные колебания (несколько более подробно они рассмотрены в разд. 4.4.3. Следующие шаги должны включать анализ нелинейного развития каждой из этих мод и исследование их нелинейного взаимодействия. Они оказываются существенно более сложными и, в лучшем случае, доступными только для численного решения.

15 Плазменная гелиогеофизика 450 Гл. 4. Магнитосфера Земли Рис. 4.4.10. Геомагнитный хвост — всегда присутствующая в магнитосфере, открытая и очень динамичная система В известном смысле квазилинейная теория предвосхитила такое понятие как NESS (Non-Equilibrium Stationary State) — неравновесное стационарное состояние, возникающее в результате нелинейного насыщения всего ансамбля взаимодейству ющих неустойчивых колебаний. И, хотя в среднем такая система может рассматри ваться как стационарная, в ней постоянно происходят «самопереливания» энергии из одних мод возмущений в другие.

Можно попытаться (как это изображает человечек справа на рис. 4.4.10) рассмот реть этот режим, подождав, пока завершатся все переходные процессы, и система достигнет квазистационарного (хотя и внутренне динамичного) состояния. В возник шей нелинейной конфигурации возможно образование когерентных структур, т. е.

одновременно необходимо отказаться и от допущения о случайных («размешанных») фазах возмущений, характерного для квазилинейной теории. Такое предположение о возникновении в горячей плазме удаленного токового слоя нелинейного режима, представляющего собой многомасштабную иерархию самоподобных структур (ко торою только условно можно характеризовать общим термином «турбулентность»), хорошо подтверждается экспериментом.

Таким образом, наблюдатель, сидящий на стуле в правой части рис. 4.4.10, может не вникать во все детали линейной и нелинейной эволюции неустойчивых мод и их взаимодействие друг с другом. Его должна интересовать только конечная пространственно структурированная картина многомасштабных сгустков («clumps») магнитного поля, между которыми по сложным хаотическим траекториям движутся частицы, поддерживающие ток, необходимый для самого существования такой плаз менной конфигурации с обращенным магнитным полем (см. рис. 4.4.7).

Эта естественная идея самосогласованности и является исходным пунктом фрак тальной модели турбулентного токового слоя. «Турбулентность» должна быть устро ена так, что ток, создаваемый частицами, рассеивающимися на составляющих ее магнитных сгустках, должен, во-первых, в среднем, поддерживать само существова 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы ние конфигурации с обращенным магнитным полем, а, во-вторых, его флуктуации должны быть в точности таковы, чтобы создавать те самые магнитные сгустки, на которых рассеиваются частицы. Фрактальная топология позволяет описать самые общие свойства такой системы без излишнего внимания к ее деталям. Такой ме тод можно сравнить с термодинамическим подходом к неравновесным физическим системам. В основе его лежит очень сильное предположение (опирающееся на экспериментальные данные) о том, что система обладает самоподобием в широком интервале масштабов и поэтому может рассматриваться как физический фрактал.

Граница такого описания (т. е. отличие физического фрактала от математического) — в том, что в системе существует выделенный физический размер — эффективный ларморовский радиус частиц (более точно, характерный радиус кривизны их траек торий), переносящих ток в плазме, т. е. самоподобие возникает в системе, начиная с этого характерного размера.

Одно из конкретных предсказаний, которые дает такая теория для условий магнитосферного хвоста (т. е. самосогласованной системы с большим значением плазменного ), — это некий универсальный фурье-спектр магнитных флуктуаций с показателем 7/3. Эта величина удивительно хорошо согласуется с целым ря дом наблюдений, выполненных на многих ИСЗ («Geotail», «Интербол», AMPTE, «Cluster») в различных областях токового слоя магнитосферного хвоста. Интервал универсальности начинается от пространственных масштабов, превышающих эффек тивный ларморовский радиус частиц во флуктуирующем магнитном поле токового слоя. Конечно, измерения фурье-спектров являются довольно грубой характеристи кой тонких физических явлений, развивающихся в нелинейных системах, которые могут быть связаны с сильными корреляциями фаз происходящих в них процессов.

Поэтому задача, стоящая перед теорией — разработка алгоритмов, которые позволят наблюдателям определить полный набор параметров, однозначно характеризующих возникающее квазистационарное динамическое состояние (мы называем его общим термином «турбулентность»). Процесс накопления энергии в ближней «ламинарной»

зоне хвоста, о котором говорилось выше, заканчивается его быстрым срывом. Его тоже можно объяснить из топологических представлений, показав, что описанная выше самосогласованная конструкция, где частицы диффундируют через многомас штабные ансамбли магнитных сгустков, может оказаться структурно неустойчивой, если ток, который должна пропустить такая система, превышает некоторое критиче ское значение.

Мы кратко рассказали об этих представлениях и связанных с ними результатах, чтобы показать, что классическая физика плазмы получает «второе дыхание», когда квазилинейная теория находит свое логическое развитие с помощью современных ма тематических методов, в том числе и опирающихся на геометрические понятия. Более подробное обсуждение методов фрактальной топологии применительно к проблемам переноса и задачам космической физики приведено в обзоре Зеленого и Милованова (2004).

Характерный масштаб ТТС;

вложенная структура. Иствуд (Eastwood, 1972) впервые получил самосогласованные численные оценки толщины токового слоя с по мощью метода трассирования частиц. Первые аналитические несамосогласованные оценки толщины токового слоя были сделаны в работах (Hill, 1975;

Francfort, Pellat, 1976). Было показано, что, благодаря меандровому (серпантинному) квазиа диабатическому движению ионов толщина токового слоя может быть сравнима или даже меньше ионного гирорадиуса: L L (vT /vD )4/3 (vT и vD — соответственно тепловая и потоковая скорости ионов, входящих в слой), если анизотропия источника плазмы велика, т. е. vT /vD 1. Частный случай сверхсильной анизотропии (когда 15* 452 Гл. 4. Магнитосфера Земли плазменные потоки текут строго вдоль магнитных силовых линий) был рассмотрен в (Pritchett, Coroniti, 1992). В этом пределе сверхтонкого токового слоя масштаб толщины слоя оценен как L 0 (bn /b0 )4/3. Здесь Bn и B0, соответственно, ве личины магнитного поля вблизи нейтральной плоскости и вне слоя. Савенков и др. (Savenkov et al., 1996) продемонстрировали, что в данном пределе скачки Iz при пересечении сепаратрисы сравнимы с величиной самого инварианта. В другом предельном случае слабоанизотропного ТТС с vT /vD 1 толщина слоя составляет L T (Ashour-Abdalla et al., 1994).

Новый класс равновесий токового слоя: кинетический анизотропный тон кий токовый слой. В ТТС с анизотропными источниками плазмы потоки плазмы имеют выделенное направление вдоль силовых линий, а натяжение магнитных си ловых линий компенсируется конечной инерцией ионов, а не градиентом давления плазмы, как в изотропных моделях. Эти анизотропные равновесия по своим свой ствам принципиально отличаются от рассмотренных выше равновесий, описанных в (Harris, 1962;

Kan, 1973;

Birn et al., 1972).

Будем рассматривать класс одномерных моделей самосогласованных равновес ных токовых слоев. Предполагается, что толщина токового слоя много меньше его протяженности вдоль x- и y-координат, поэтому его можно считать однородным вдоль направлений «Земля—Солнце»

и «утро—вечер» в солнечно-магнито сферной системе координат (ось x на правлена от Земли к Солнцу, ось z — с севера на юг, ось y — с восто ка на запад). В системе координат де Хоффмана—Теллера электрическое поле конвекции Ey = 0. Для простоты предположим, что электронная популя ция не вносит вклад в ток, а играет Рис. 4.4.11. Схематическое изображение моде ли тонкого токового слоя. Частицы летят от роль холодного фона. Динамика ионов источников, расположенных на бесконечности, в токовом слое — квазиадиабатическая к экваториальной плоскости токового слоя. На (Buchner, Zelenyi, 1989), спейсеровские рисунке изображены пролетный и квазизахва- ионы являются носителями тока. Схе ченный ионы ма модели изображена на рис. 4.4.11.

Магнитное поле имеет две компоненты: B = {Bx (z), 0, Bz }, где Bz = const, B0 = |Bx (z) |. Для такой конфигурации магнитного поля система уравнений Власова—Максвелла 4 df rot B = j, =0 (4.4.27) c dt сводится к одномерной системе уравнений для Bx (z), зависящей только от z-коорди наты:

dB e vy fi (z, V)dV, = (4.4.28) dz c fi = fi (z, V).

Граничное условие выглядит следующим образом: B(±L) = B0, где B0 — магнитное поле на краях токового слоя.

Последнее утверждение применимо при условии, что параметр адиабатичности (4.4.1) 1. Мы уже упоминали во введении о том, что величина ионного параметра i в хвосте достаточно мала, чтобы для ионов выполнялось условие квазиадиабатичности. Условие квазиадиабатичности позволяет использовать для опи сания движения новый набор интегралов движения, чтобы избежать решения «в 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы лоб» уравнения Власова. В отличие от изотропных моделей, где функция распре деления представляется в зависимости от полной энергии и обобщенного импульса движения (W0, Py ) (как в (4.4.5)), в анизотропной модели можно использовать другой набор интегралов: полную энергию W0 = mv 2 /2 + e и приближенный адиабатический интеграл движения (4.4.22). Основываясь на уравнениях движения заряженных частиц m = eE + (e/c)[V B] и сохранении обобщенного импульса r Py = mvy0 (e/c)Ay (x, z), адиабатический инвариант (4.4.22) можно записать в виде (Zelenyi et al., 2000) z1 z 1/ 2m e + 2e {(z) (z )} vy + 2 Iz (V, z) = vy + vz Bx (z )dz dz mc z0 z (4.4.29) с пределами интегрирования, которые определяются из условия обращения в 0 под коренного выражения в интеграле (или vz = 0). Заметим, что явная зависимость от постоянной Bz -компоненты магнитного поля из (4.4.29) «выпадает» благодаря усло вию однородности токового слоя вдоль X-координаты. Однако это не означает, что задача свелась к одномерному случаю с нулевой нормальной компонентой магнитного поля, поскольку адиабатический интеграл движения в явном виде присутствует в уравнениях.

Таким образом, структура функции распределения как функции интегралов дви жения имеет вид f (z, V) = f (W (vx, vy, vz ), Iz (vx, vy, z, z0, Iz (vx, vy, z))). (4.4.30) Чтобы получить самосогласованный профиль магнитного поля из системы уравнений (4.4.28), достаточно определить форму функции распределения (4.4.30). В частности, можно предположить, что вне токового слоя (z ±) она имеет форму смещенного максвелловского распределения (Francfort, Pellat, 1976;

Burkhart et al., 1992) (v vD )2 + v n exp f (V) = (4.4.31) dV.

( vT )3 (1 + erf(vD /vT )) vT Здесь v и v — проекции скорости ионов вдоль и поперек направления магнит ного поля соответственно, vD — средняя скорость потока плазмы из источника, расположенного на бесконечности, vT — тепловая скорость. Внутри токового слоя эта функция будет определена, только если удастся ее записать через интегралы движения. Чтобы связать функцию распределения (4.4.31) с ее асимптотической формой вне слоя было использовано соотношение Iz = (2mc/e) между адиабати ческим инвариантом движения частицы в токовом слое Iz и магнитным моментом = mv /2B0 вне слоя, где движение заряженной частицы может быть описано в приближении ведущего центра (Sitnov et al., 2000). Это позволило записать функ цию распределения (4.4.31) в виде, зависящем только от двух интегралов движения:

полной энергии W0 = mv 2 /2 + e и адиабатического инварианта движения Iz (4.4.29) 2W n1 0 Iz vD f1 (V) =, exp + I vT mz ( vT )3 (1 + erf(1 )) m m (4.4.32) где 0 = eB0 /mc — гирочастота вращения иона вне токового слоя.

Функция распределения (4.4.32), определенная на интервале изменения адиаба тического инварианта Iz mv0 /0 соответствует пролетным спейсеровским орбитам ионов. Однако в токовом слое могут существовать еще и ионы на круговых и квази 454 Гл. 4. Магнитосфера Земли захваченных («огурцовых») орбитах. Они характеризуются инвариантами движения Iz mv0 /0. Для учета таких плазменных популяций была использована наиболее естественная форма функции распределения, которая сшивается с функцией (4.4.32):

v 2 + (0 /m)Iz n exp D (4.4.33) ftrapped =.

( 1/2 vT )3 (1 + erf(vD /vT )) vT Итак, решение системы уравнений (4.4.28) вместе с функциями распределения (4.4.32)–(4.4.33) позволяет получить новое, анизотропное равновесное решение, ана логичное решениям (4.4.10). На рис. 4.4.12 представлены самосогласованные равно Рис. 4.4.12. Профили безразмерной плотности тока (а) и плотности плазмы (б) как функции безразмерной координаты для разных значений параметра = vT /vD. Из сравнения рисунков ясно следует фундаментальное свойство анизотропных равновесий — вложенность токового слоя внутрь плазменного слоя весные профили плотности тока и плотности плазмы в анизотропном токовом слое для разных отношений дрейфовой скорости плазмы к тепловой. Можно видеть, что плот ность тока на краях слоя обращается в 0, в то время как плотность плазмы выходит на краях слоя на константу, что означает вложенность более узкого токового слоя внутрь более широкого плазменного слоя. В работах (Zelenyi et al., 2004a, b) было показано, что учет электронов, тяжелых ионов и процессов накопления квазизахваченной плазмы в ТТС позволяет получить новый тип власовского равновесия с иерархическим вложе нием друг в друга токовых структур нескольких масштабов, благодаря чему данная модель получила название модели «матрешки» (Zelenyi et al., 2006).

Механизмы формирования бифурцированной структуры ТТС. Современные открытия очень тонких токовых слоев в магнитосферном хвосте на основе наблю дений спутников «Geotail» и «Cluster» привлекли внимание всего мирового геофи зического сообщества к этим новым, мало исследованным плазменным структурам (Asano et al., 2003, 2005;

Hoshino et al.,1996;

Runov et al., 2003a, b;

Sergeev et al., 2003). Было обнаружено, что тонкие токовые слои могут иметь тонкие особенности структуры, например, расщепленные профили с двумя или тремя максимумами плот ности тока. ТТС могут эволюционировать, проходя две основные стадии: медленное квазистационарное сжатие и быстрое, катастрофическое, разрушение с образованием нейтральной линии и плазмоида (Schindler, 1999). Обнаружено, что в поздней фазе 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы накопления суббури и начале взрывной фазы тонкий токовый слой хвоста, как прави ло, испытывает волнообразные движения («flapping») в вертикальном Z-направлении (Sergeev et al., 2003). Механизм бифуркации может быть связан движением неадиа батических ионов или дрейфовыми токами замагниченных электронов. Однако, еди ный физический механизм образования бифурцированной (расщепленной) структуры токового слоя до сих пор неизвестен. На сегодняшний день существует несколько моделей, объясняющих бифурцированную структуру ТТС.

1) Естественное расщепление профиля плотности тока. Иствуд (Eastwood, 1972) с помощью трассирования ионов в обращенном магнитном поле, показал, что существует естественное расщепление профиля плотности тока, обусловленное особой «серпантинной» формой траектории спейсеровского иона и поворотом вектора скорости вблизи нейтральной плоскости. Рис. 4.4.13 иллюстрирует формирование Рис. 4.4.13. На рисунке слева представлен элемент квазиадиабатической траектории спейсе ровского иона в плоскости Y Z. Вектор скорости частицы в нейтральной плоскости направлен под углом к плоскости, поэтому его Y -компонента vy (0) меньше, чем в наивысшей точке подъема траектории. Это приводит к тому, что на профиле плотности локального тока, переносимого частицей, наблюдается небольшой провал вблизи Z = профиля плотности тока при движении спейсеровского иона по меандровой орбите в нейтральной области. Такое расщепление невелико, оно происходит на масштабе меньше ионного ларморовского радиуса (Иствуд) и особенно заметно для моно энергетического потока частиц с одинаковыми ларморовскими радиусами. Если же функция распределения — максвелловская, то локальные максимумы и минимумы токов от частиц с разными энергиями в центре слоя складываются, в результате профиль плотности тока становится прак тически колоколообразным (Sitnov et al., 2000), а роль естественного расщепления пренебрежимо мала.

2) Рассеяние ионов на магнитных флуктуациях. В модели (Zimbardo et al., 2003) предполагается, что бифурцирован ная структура может быть следствием рас сеяния заряженных частиц на магнитных флуктуациях в центре слоя. При этом про исходит вытеснение тока из центра слоя на Рис. 4.4.14. Рассеяние ионов на магнит периферию — он как бы обтекает турбу- ных неоднородностях в токовом слое мо лентные области (рис. 4.4.14). жет приводить к редукции тока в центре Такой механизм хорошо объясняет про- токового слоя фили токовых слоев в дальней части маг нитосферного хвоста (на расстояниях более 100RE ), где нормальная компонента магнитного поля мала, а флуктуации ее достаточно велики.

456 Гл. 4. Магнитосфера Земли 3) Электронные холловские токи вблизи X-конфигураций магнитного поля.

Результаты численного моделирования с использованием кинетических, гибридных и МГД-кодов продемонстрировали, что электроны могут нести существенную долю тока поперек слоя (особенно в областях со слабым магнитным полем), такими как X и O-линии (Pritchett, Coroniti, 1992, 1995;

Kuznetsova et al., 1996;

Birn et al., 1998;

Yin et al., 2002). В модели Hoshino et al. (1996) и Asano et al. (2003) рассмотрены ТТС вблизи линии пересоединения. В такой конфигурации основной ток в центре слоя несут ионы на спейсеровских орбитах, а электронный холловский ток [Ez B] доминирует на краях слоя, формируя на его границах характерную бифурцированную структуру профиля плотности тока, как это показано на рис. 4.4.15.

Рис. 4.4.15. Схема образования бифурцированного ТС вблизи нейтральной линии (из работы Asano (1998)). В центре слоя доминируют ионы, на краях — холловские электроны 4) Изотропные модели «бифурцированных» токовых слоев. Ранние теории (Cowley, 1978, 1979) предполагали наличие бифурцированных решений для рав новесных токовых слоев в хвосте магнитосферы, однако в течение последующих двух десятилетий основное внимание уделялось «колоколообразным» распределени ям профилей плотности тока, поскольку бифурцированные структуры были открыты 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы сравнительно недавно (Runov et al., 2005 и цитированная там литература) благодаря многоточечным исследованиям спутников «Cluster». Для объяснения расщепленных структур были построены обобщенные равновесия типа Харриса (Schindler, Birn, 2002;

Sitnov et al., 2003;

Lui, Yoon, 1996). В модели (Sitnov et al., 2003) показано, что при температурной анизотропии ионов вне токового слоя с T T профиль плотности тока имеет бифурцированную структуру. В противоположном случае, T T, профиль тока — однопиковый, вложенный в более широкий харрисовский слой. Холланд и Чен (Holland, Chen, 1993) связывали бифурцированную структуру токового слоя с наличием недиагональных членов тензора давлений и температурной анизотропией. Аналогичным образом в работе (Daughton et al., 2004) описана нели нейная эволюция нижнегибридной дрейфовой неустойчивости, которая приводила к температурной анизотропии и последующей бифуркации токового слоя. Похожие результаты были получены в (Karimabadi et al., 2003;

Ricci et al., 2004). В (Cam poreale, Lapenta, 2005) были определены условия, которым должна удовлетворять функция распределения плазмы бифурцированного токового слоя в модифицирован ных харрисовских моделях. Были определены основные два класса функций рас пределения, способствующих бифуркации равновесных профилей плотности плазмы:

1) плазма состоит из двух популяций частиц, имеющих разрыв по скорости vy, 2) функция распределения имеет температурную анизотропию T T (эллипсои дальное распределение в пространстве скоростей v v 2 ). Было показано также, что бифурцированный изотропный слой более устойчив по отношению к развитию тиринг-моды, чем небифурцированный.

5) «Старение» токового слоя в квазиадиабатической модели. Два возможных механизма расщепления ТТС были рассмотрены в рамках одной и той же модели равновесного ТТС (Zelenyi et al., 2002, 2004b). Было показано, что в слабо ани зотропных слоях с 1 токовый слой постепенно «заполняется» плазмой, захва ченной вблизи слоя благодаря квазиадиабатичности движения, т. е. малым скачкам приближенного инварианта движения Iz (этот процесс назван «старением» токового слоя). Второй механизм расщепления может быть связан с дрейфами изотропных электронов.

Покажем, как на основе решений уравнений Власова — Максвелла, мож но получить механизм «старения» ТТС.

Рис. 4.4.16 иллюстрирует механизм «про вала» плотности тока в центре слоя, свя занный с особенностями динамики про летных и квазизахваченных ионов. Эле менты траектории обоих сортов частиц вдоль Y -координаты различны. Пролет ная частица (ее траектория изображе на пунктиром) невысоко удаляется от Рис. 4.4.16. Элемент квазиадиабатической «огурцовой» траектории (сплошная линия) нейтральной плоскости (ее инвариант Iz мал), в то же время квазизахваченная и пролетной (прерывистая линия) в центре частица с большим инвариантом движе- токового слоя. Справа схематически изобра жены соответствующие локальные плотно ния (сплошная линия) пересекает ней- сти токов Jy (z) тральный слой, двигаясь вдоль сильно петляющей, «серпантинной», траектории.

Естественно, что пролетная частица поддерживает положительный профиль тока, показанный справа, а квазизахваченный ион, несущий нулевой полный ток, создает ненулевую локальную плотность тока, отрицательную в центре слоя и положи 458 Гл. 4. Магнитосфера Земли тельную по краям. Если таких частиц в слое накапливается много, ток в центре слоя, создаваемый спейсеровскими ионами, начнет уменьшаться, перераспределяясь к краям.

В разд. 4.4.2 подробно описаны квазизахваченные траектории ионов, которые характеризуются инвариантами движения величиной Iz (m/0 )v0. Функция рас пределения для них = (I, ) ( = n t, n = eBn /mc) может быть найдена из решения диффузионного уравнения для рассеяния адиабатических инвариантов Iz :

= D(I, ), (4.4.34) I I с переменным коэффициентом D (Buchner, Zelenyi, 1989), соответствующим линей ным скачкам Iz по параметру малости:

3 2 (1 I 4/3 ). (4.4.35) D= 16Tab Полученные в разные моменты времени профили функций распределения считались квазиравновесными (т. е. предполагалось, что система успевает быстро релаксировать при небольших деформациях функции распределения квазизахваченной плазмы).

Таким образом, из решения диффузионной задачи был получен набор «мгновен ных снимков» медленно эволюционирующей функции распределения, а это, в свою очередь, позволило найти приближенные, квазиравновесные решения самосогласо ванного токового слоя. Рис. 4.4.17 демонстрирует профили функций распределения квазизахваченной плазмы, накапливаемой в токовом слое с течением времени (об ласть 2). На рис. 4.4.18 представлены соответствующие самосогласованные профили плотности тока в разные моменты времени, которые, как видно из рисунка, постепен но «проваливаются в центре», создавая бифурцированную структуру. Таким образом, Рис. 4.4.17. Профили функции распреде- Рис. 4.4.18. Теоретические профили без размерной плотности тока в ТТС jy = ления плазмы (I) в ТТС в разные мо = Jy (z)/en0 vD 2/3 как функции безразмер менты времени в зависимости от величи ны адиабатического инварианта I ной координаты в разные моменты времени = n t, n = eBz /mc 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы наличие бифурцированной структуры ТТС может быть обусловлено большим коли чеством квазизахваченной плазмы.

5) Дрейфовые токи электронов. Здесь мы рассмотрим результаты развития модели анизотропного равновесия (Zelenyi et al., 2004a), которое привело к учету электростатических эффектов, связанных с движением электронов в токовом слое и их взаимодействием с ионной популяцией. Нормальная Bn -компонента магнитного поля в модели, хотя и мала, все же достаточна, чтобы электроны были полностью замагничены e 1. Такое допущение дает возможность рассматривать электро ны в полужидкостном приближении с анизотропным тензором давлений. Также предполагается, что электронное движение вдоль силовых линий может происхо дить достаточно быстро, чтобы сохранять больцмановское равновесие в присутствии электростатического потенциала и зеркальной силы B. Плазма предполагается квазинейтральной: ni ne. Учитывается компонента амбиполярного электрического поля Ez = 0, в то время как Ey = 0.

В полужидкостном приближении движение электрона может быть описано от дельно в направлении перпендикулярном магнитному полю и в приближении веду щего центра в параллельном направлении:

[V B] p dVe e, = e E + e (4.4.36) me dt c ne pe dVe = eE B, (4.4.37) me dt ne где (e) — заряд электрона. Последний член в (4.4.37) — выталкивающая диамаг нитная сила, действующая на электроны с магнитным моментом, pij = p+ + + (p| p+ )h h — тензор электронного давления с единичным вектором h = B/B вдоль направления магнитного поля, B = (Bx + Bz )1/2 — полное магнитное поле.

2 Пренебрегая инерцией быстрого движения электронов в параллельном направлении и делая замену E =, можно получить из (4.4.37) уравнение вида B(s) (s) = pe + () 0 = 0,, (4.4.38) ene e где s — криволинейная координата вдоль силовой линии и выполняется условие квазинейтральности ne (r, ()) = ni (r, ()) = n. Для изотермических электронов уравнение (4.4.38) приобретает вид распределения Больцмана:

ne (s) e((s) 0 ) (B(s) B0 ) (4.4.39) = exp.

n0 Te Для вычисления величины плотности тока в перпендикулярном к магнитному полю направлении можно использовать уравнение для дрейфовых электронных токов:

[E h] B c c je = ene c + [h pe ] + (p pe )[h (h)h], h=. (4.4.40) e B B B B Уравнение (4.4.40) иллюстрирует фундаментальное отличие моделей с изотропными и анизотропными электронами. Первый и второй члены уравнения (4.4.40) описыва ют дрейфы замагниченных электронов под действием скрещенных электромагнитных полей и токи намагничивания, связанные с градиентом плотности плазмы поперек слоя (Франк-Каменецкий, 1968). Последнее слагаемое описывает ток электронов за счет кривизны магнитной силовой линии. Этот ток будет максимальным в центре, где магнитное поле и радиус кривизны силовой линии минимальны, в то время как ток изотропных электронов равен нулю в центре слоя (Ez (0) = 0) и максимален на краях слоя.

460 Гл. 4. Магнитосфера Земли Совместное решение системы уравнений Власова—Максвелла для ионов и упро щенных МГД-уравнений для электронов позволили получить самосогласованные ре шения равновесной задачи об анизотропном токовом слое. Рис 4.4.19 демонстрирует профили плотностей тока в ТС для разных значений безразмерной Z-компоненты маг нитного поля в случае анизотропного (а) и изотропного электронного давления (б).

Рис. 4.4.19. Профили безразмерных плотностей тока как функции безразмерной координаты в ТТС при значениях параметра bn = 0,025 (непрерывная линия), 0,1 (пунктирно-прерывистая линия), 0,5 (пунктирная линия) в случае анизотропного электронного давления (а) и изотроп ного случая (б) (Zelenyi et al., 2004b) Электронные дрейфы, связанные с кривизной магнитных силовых линий, в ней тральной области слоя преобладают в узкой центральной области слоя толщиной L L(Bn /B0 )4/3 (Zelenyi et al., 2004b), в то время как характерный масштаб всего слоя порядка ионного ларморовского радиуса. На рис. 4.4.19 б изотропные электроны дают основной вклад в ток благодаря дрейфу в скрещенных полях E B и градиентному дрейфу. Как видно из сравнения рис 4.4.19 а и б, влияние изо тропной популяции электронов приводит к расщеплению токового слоя и появлению характерной бифурцированной структуры.

4.4.3. Плазменные неустойчивости токовых слоев в бесстолкновительной плазме Тиринг-мода. Сегодня не существует единого взгляда на проблему равновесия анизотропного токового слоя. Так, Буркхарт и др. (Burkhart et al., 1992) обнаружили, что токовый слой «рассыпается» при значении параметра адиабатичности для ионов 1, т.


е. в области слабой анизотропии плазмы и сильного рассеяния адиабати ческих инвариантов движения. Эти результаты шли вразрез с результатами работы (Holland, Chen, 1993), в которой было получено решение в слабоанизотропном пре деле, но их моделирование основывалось на использовании специфической функции распределения ионов вне слоя — к смещенному максвелловскому распределению добавлен высокоэнергичный изотропный «хвост». Причина такого расхождения объ ясняется просто. В слабоанизотропном слое частицы создают слабый ток и слабое магнитное поле. Кроме того, в системе существует много захваченных частиц, которые тока не несут, но своим присутствием как бы «нагружают» слой, ухудшая 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы условие баланса натяжений. Совокупность этих факторов и определила неустойчи вость численной схемы, использованной в (Burkhart et al., 1992). Холланд и Чен (Holland, Chen, 1993) в своей модели фактически добавляли в слой дополнительные спейсеровские частицы, которые давали свой вклад в общий ток и магнитное поле, в результате численные коды становились более устойчивыми.

Однако, существует серьезная теоретическая проблема, которая до сих пор не ре шена для ТТС — это проблема устойчивости слоя по отношению к различным модам плазменных возмущений. Особенно это касается исследований тиринг-моды, наибо лее естественной моды «слипания» (пинчевания) токовых нитей в слое (рис. 4.4.20).

Проблема устойчивости тиринг-моды токового слоя с ненулевой нормальной компо Рис. 4.4.20. Два момента развития тиринг-моды в слое харрисовского типа (Bn = 0). Слипание токовых нитей в центре слоя (а) приводит к образованию магнитных «островов» (б) нентой магнитного поля имеет принципиальное значение для физики магнитосфер ной суббури (Галеев и Зеленый, 1976). Поскольку тиринг-неустойчивость является наиболее естественным механизмом взрывного пересоединения силовых линий маг нитного поля (Галеев, 1983), эта проблема оказывается актуальной и для солнечной плазмы (вспышки) (Bulanov, Sasorov, 1973, Somov, Verneta, 1993), и для плазмы управляемого термоядерного синтеза (пилообразные колебания и срыв тока в тока маке) (Kadomtzev, 1991).

Проблема имеет долгую и драматичную историю. В 1966 г. Coppi, Laval, Pellat (1966) впервые рассмотрели тиринг-неустойчивость как механизм взрывного пересо единения в хвосте магнитосферы. Фактически ими было показано, что в токовом слое с антипараллельными силовыми линиями магнитного поля тиринг-мода возмущения имеет отрицательную энергию. Поэтому осуществление неустойчивости может быть обеспечено диссипативным процессом, например, затуханием Ландау на незамагни ченных электронах в центре слоя. Однако Schindler (1979) обратил внимание на то, что в реальном токовом слое геомагнитного хвоста силовые линии не антипарал лельны, а сильно искривлены благодаря наличию ненулевой Bn -компоненте магнит ного поля. Поэтому электроны оказываются замагниченными даже в центре слоя и, таким образом, не могут обеспечить необходимую диссипацию. Шиндлер пред ложил другую модель неустойчивости, известную, как «ионная тиринг-мода», где диссипация обеспечивалась более горячей ионной компонентой плазмы, а электроны рассматривались в качестве холодного фона (Te /Ti 1, где Te и Ti — температуры электронов и ионов), обеспечивающего зарядовую нейтральность. Однако, Галеев и Зеленый (1976) показали, что вклад электронной компоненты также может быть существенным, так как он приводит к смене знака энергии тиринг-моды и делает, таким образом, неэффективной любую, в том числе и ионную, диссипацию. Согласно 462 Гл. 4. Магнитосфера Земли их модели, в пространстве параметров токового слоя и тиринг-моды имеются лишь ограниченные области («щели») неустойчивости. Этот результат очень хорошо со гласовался с феноменологической картиной суббуревого цикла, включающего фазу медленного накопления энергии в хвосте магнитосферы (устойчивость), сменяюще гося взрывным высвобождением этой энергии в процессе развития неустойчивости (Bulanov, Sasorov, 1978).

В работе (Lembege, Pellat, 1982) было приведено весьма общее доказательство, основанное на энергетическом принципе, что тиринг-мода устойчива при условии kLB0 /Bn 4 (где k — волновое число, а L, B0 и Bn — параметры исходной конфигурации магнитного поля B = {B0 th(z/L), 0, Bn }), т. е. как бы еще усилили вывод Галеева и Зеленого (1976) о сильном стабилизирующем влиянии электронной компоненты. Этот результат пришел в противоречие с моделью (Schindler, 1974) и дал заметно более жесткое условие устойчивости, чем модель Галеева и Зеленого (1976), фактически «закрыв» их щели неустойчивости. Вывод (Lembege, Pellat, 1982) не зависел от отношения температур электронов и ионов Te /Ti, и совпадал с условием ВКБ-приближения при рассмотрении тиринг-моды как квазипериодического возму щения (k L1, где Lx LB0 /Bn ) — характерный размер неоднородности токового x слоя вдоль оси хвоста), не оставляя, таким образом, никакого места для области неустойчивости.

Эффект стабилизации тиринг-моды можно объяснить следующим образом. За магниченные электроны, захваченные в магнитную ловушку вблизи центральной плоскости слоя, дрейфуют в скрещенных полях Ey1 и Bn (где Ey1 — электро статическое поле тиринг-возмущения. Дрейф вмороженной в магнитное поле элек тронной компоненты, благодаря условию квазинейтральности, приводит в движе ние тяжелые незамагниченные ионы токового слоя. Энергия, затраченная на это, оказывается большей, чем запас свободной энергии, связанный с филаментацией тока тиринг-модой (взаимное притяжение параллельно текущих токов). Этот эффект получил название «электронной сжимаемости».

Попытки ослабить критерий устойчивости (Lembege, Pellat, 1995) благодаря внеш ним источникам питч-угловой диффузии (Галeев, 1983) или динамическому хаосу, обеспечивающему естественный внутренний источник питч-угловой диффузии в слое (Buchner, Zelenyi, 1989), были признаны неудачными (Pellat et al., 1991;

Brittnacher, 1998). Только пространственная диффузия способна разморозить электронную тиринг моду (Pellat et al., 1991). Механизм размораживания электронной тиринг-моды за счет предельно слабых столкновений рассматривался ранее в работах (Zelenyi et al., 1981;

Галеев, Зеленый, 1976;

Somov, Verneta, 1993). Характерными особенностями этого класса слабо неустойчивых решений является универсальность неустойчивости и про порциональность инкремента эффективной частоте столкновений.

В работе (Lembege, Pellat, 1982) все электроны предполагались захваченными в магнитную ловушку вблизи центральной плоскости токового слоя. В реальном токовом слое всегда имеется конус потерь, связанный с конечной толщиной самого слоя. Этот конус заполнен, поскольку плазма предполагается изотропной, и равно весная плотность постоянна вдоль силовой линии. В работе (Sitnov et al., 1996) было показано, что учет компоненты квазипролетных электронов, заполняющих конус потерь токового слоя, но отражающихся ионосферными магнитными пробками, мо жет существенно изменить критерий устойчивости (Lembege, Pellat, 1995), допуская существование щелей неустойчивости в ВКБ-приближении, как это и предполагалось ранее в работе Галеева и Зеленого (1976). Обмен между квазипролетными и захва ченными в слое частицами, а также высыпание электронов в ионосферный конус потерь при этом не учитывалось.

4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы Другие виды неустойчивостей токовых слоев. Кроме тиринг-неустойчивости для дестабилизации токового слоя в объяснения взрывной фазы суббури были рас смотрены и другие неустойчивости. Рассмотрим кратко основные типы неустойчи востей, которые можно условно разделить на два основных класса — кинетические и МГД (Кролл и Трайвелпис, 1975). Как мы уже указывали, флаппинг (волнообраз ные вертикальные движения) тонких токовых слоев представляет собой возмущения типа кинк-моды (Sergeev et al., 2003). Однако, в работе (Daughton, 1999) было показано, что для реального отношения масс mi /me скорость роста кинк-моды очень медленная. Таким образом, кинк-мода не может быть причиной разрушения токового слоя во время суббури. Размагничивание ионов вблизи нейтральной плос кости при утоньшении токового слоя до масштаба ионной инерционной длины в фазе накопления суббури может быть источником развития баллонной (Cheng, Lui, 1998) или анти-диффузионной неустойчивостей (Lee et al., 1998). В некоторых моделях привлекаются комбинированные неустойчивости. Например, поперечная токовая неустойчивость (CCI — cross-field current instability), рассмотренная в работе (Lui et al., 1993) для тонких токовых слоев с высокой плотностью тока, предполагает на личие относительного дрейфа между ионами и электронами как основного источника свободной энергии, необходимой для разрушения токового слоя и начала взрывной фазы суббури. Эта неустойчивость состоит из двух — ионной вейбелевской и моди фицированной двухпотоковой неустойчивостей (Кролл и Трайвелпис, 1975). Была рассмотрена также нижнегибридная дрейфовая неустойчивость (LHDI — lower hybrid drift instability;

Huba et al., 1977), которая может возбуждаться электроста тическими волнами, распространяющимися поперек магнитного поля в присутствии градиента плотности плазмы. Исследования дрейфовых кинк и сосисочной неустой чивостей (KSI/DSI — kink/sausage drift instabilities;

Buchner, Kuska, 1999 и ссылки в этой работе) показали, что скорость роста мала при реальном отношении масс элек тронов и ионов. Скорость развития неустойчивости Кельвина—Гельмгольца оказа лась, напротив, слишком большой для описания процесса разрушения токового слоя во время суббури (Yoon et al., 1996). Кроме того, были предложены такие механизмы неустойчивости, как кинетическая неустойчивость магнитосферно-ионосферного взаимодействия (kinetic magnetosphere-ionosphere coupling instability;

Lyu, Chen, 2000), баллонная неустойчивость потока с широм (shear flow ballooning instability;


Voronkov et al., 1997), а также неустойчивость ионосферной обратной связи (ionospheric feedback instability;

Kan, 1998). Несмотря на многообразие предложенных моделей, основной вопрос — какая же именно неустойчивость способствует развалу ТТС во время магнитосферных суббурь и определяет течение суббуревых процес сов — остается и по сей день открытым.

Интересный эффект обнаружен не так давно в ходе совместного проекта «Geospace Environment Modeling Reconnection Challenge» (GEM) (Birn et al., 2001, и ссылки там же;

Kuznetsova et al., 2000;

Yin et al., 2002), в котором несколько групп исследователей провели исследование двумерного магнитного пересоединения в магнитохвостовой конфигурации с использованием различных численных моделей, спектр которых простирался от полных кинетических и гибридных кодов до рези стивных и холловских МГД-кодов. Был сделан следующий вывод: если в численной модели на масштабе ионной инерционной длины учесть электрическое поле Холла, то в системе может происходить быстрое пересоединение, причем его скорость не зависит от механизма диссипации. В отличие от МГД-модели с учетом холловских эффектов, модель резистивного МГД-пересоединения не могла обеспечить такое же быстрое пересоединение, т. е. учет холловских электрических полей оказался очень существенным. Результаты продемонстрировали, что быстрое пересоединение проис ходит за счет эффектов, связанных с тензором давлений электронов при утоньшении 464 Гл. 4. Магнитосфера Земли токового слоя до масштаба ионной инерционной длины под действием внешнего электрического поля.

Заключение. Магнитосферный хвост представляет собой самосогласованную крупномасштабную токовую структуру, которая взаимодействует с плазмой солнеч ного ветра и может находиться как в относительно спокойном, так и в возмущенном состояниях. В спокойном состоянии толщина токового слоя в хвосте составляет порядка нескольких RE на расстояниях от Земли (15–22)RE. В периоды магнитной активности усиленное электрическое поле конвекции Ey, вместе с обращенным магнитным полем хвоста Bx, заставляет плазму дрейфовать к нейтральной плоско сти, в результате чего магнитосферный токовый слой сжимается в метастабильную структуру сингулярного типа. Ее толщина может стать на порядок меньше попе речного размера в спокойном состоянии, т. е. L (0,1–0,3)RE, а плотность тока увеличивается примерно во столько же раз. В результате, в хвосте магнитосферы запасается большое количество свободной энергии, которая может высвобождаться в результате разрушения токового слоя и превращаться в кинетическую энергию потоков разлетающейся плазмы и электромагнитного излучения. Предполагается, что тонкие токовые слои в магнитосфере Земли играют роль резервуаров энергии солнечного ветра, «питающих» суббуревые плазменные процессы.

Спокойный геомагнитный хвост хорошо описывается в рамках изотропных моде лей токовых слоев типа Харриса или Бирна—Шиндлера, которые представляют собой равновесные решения самосогласованной системы уравнений Власова—Максвелла.

Однако образующиеся в начале суббури тонкие токовые слои плохо описываются как МГД, так и изотропными кинетическими моделями, для этого нужны другие классы равновесий — кинетические модели с анизотропными источниками плазмы, текущей почти вдоль магнитных силовых линий. Такие равновесные решения си стемы уравнений Власова—Максвелла были построены и изучены в последние два десятилетия.

Свойства очень тонких токовых слоев существенно отличаются от свойств изо тропных, «харрисовских» слоев. В изотропных моделях как ионы, так и электроны замагничены. Динамика ионов в тонких токовых слоях — неадиабатическая. Для ее описания используется квазиадиабатическая теория. Тонкие анизотропные токовые слои имеют иерархическую вложенную структуру с разными масштабами. Так, очень тонкий электронный слой может быть вложен в более широкий протонный токовый слой, а он, в свою очередь вложен в широкий плазменный слой. Бифурцированная, расщепленная структура тонких токовых слоев также является их отличительным свойством. Механизмов формирования бифурцированной структуры предложено на сегодняшний день много, но истинные причины этого явления, а также его влияния на устойчивость токового слоя, пока неизвестны.

Проблема устойчивости тонких токовых слоев исследуется давно. Модель Харри са оказалась неустойчивой по отношению к тиринг-моде возмущения, что, казалось бы, могло объяснить процессы разрушения токового слоя на ближнем к Земле крае во время суббурь и образование плазмоидов. Однако учет нормальной компоненты магнитного поля продемонстрировал эффект электронной сжимаемости, который препятствует развитию тиринг-неустойчивости. Парадокс устойчивости токовых сло ев с ненулевой нормальной компонентой магнитного поля до сих пор не решен, а привлечение огромного разнообразия плазменных неустойчивостей для объяснения суббуревых взрывных процессов пока не позволяет найти теоретическое решение данной проблемы. Дальнейшие спутниковые исследования, без сомнения, будут спо собствовать раскрытию новых и интересных механизмов, влияющих на равновесную структуру и временную эволюцию токовых слоев в магнитосфере Земли.

4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы 4.4.4. Магнитосферная суббуря: основные проявления и возможные механизмы А.Г. Яхнин 1. Введение. Исторически первым и, до сегодняшнего дня, самым простым и наглядным способом контроля общего состояния магнитосферно-ионосферной си стемы является регистрация магнитного поля на земной поверхности. Вариации магнитного поля отражают интенсивность токов в этой системе. Известно явление, которое получило название геомагнитной бури — глобальное понижение интенсив ности магнитного поля на низких широтах в течение нескольких часов на вели чину порядка 100 нТл (иногда до нескольких сотен нТл), и затем восстановление интенсивности магнитного поля за время порядка нескольких суток. На высоких широтах в это время можно наблю дать относительно короткие (1–3 ч) и интенсивные (100–1000 нТл) от клонения магнитного поля от спо койного уровня (магнитные бухты) (рис. 4.4.21). Долгое время счита лось, что эти короткие возмущения магнитного поля отражают струк туру геомагнитной бури. Поэтому в середине прошлого века такие по лярные возмущения получили на звание полярных магнитных суб бурь (исторический обзор магнито сферных исследований, включая ис торию изучения геомагнитных воз- Рис. 4.4.21. Пример магнитной суббури. На ри мущений опубликован в работах сунке показаны геомагнитные индексы AU и AL, (Stern, 1987, 1996). Комплекс явле- представляющие верхнюю и нижнюю огибающие ний в магнитосферно-ионосферной наложенных друг на друга магнитограмм несколь системе, который ассоциируется ких станций авроральной зоны с магнитной суббурей, получил на звание магнитосферной суббури. (Недавно выяснилось, что магнитосферные суббури не имеют непосредственного отношения к процессу развития геомагнитной бури;

бо лее того, во время суббури развитие геомагнитной бури «затормаживается» (Iyemori, Rao, 1996;

Maltsev, 2004;

Pulkkinen et al., 2006).) В настоящее время известно, что магнитные возмущения, имеющие характерные для суббурь длительность и интенсивность, могут иметь различную природу. Сейчас cуббурями принято называть особый, часто наблюдаемый класс магнитосферных возмущений, который можно отличить от других по набору признаков (проявлений).

Одним из главных признаков магнитосферной суббури является авроральная суббу ря: вспышка и распад дуги полярного сияния (брейкап) с последующим быстрым расширением к полюсу области ярких дискретных форм сияний, образующих так называемую «авроральную выпуклость».

В развитии изолированной (происходящей на спокойном фоне) суббури выделяют три фазы. Фаза подготовки или предварительная фаза характеризуется медленными конфигурационными изменениями структуры магнитосферы, переходом ее в метаста бильное состояние. Взрывная фаза характеризуется резким переходом магнитосферы в новое состояние, который сопровождается разогревом магнитосферной плазмы, ге нерацией быстрых потоков плазмы, повышенной волновой активностью, сбросом энер гичных частиц в ионосферу. Восстановительная фаза — медленный процесс затухания 466 Гл. 4. Магнитосфера Земли всех этих процессов, возврат в спокойное состояние. Кроме суббурь существуют и дру гие типы магнитосферных возмущений. Так, во время длительных интервалов отри цательной (направленной на юг) компоненты Bz ММП, могут реализоваться условия, когда скорость пересоединения на дневной стороне магнитосферы становится равной скорости пересоединения в далеком хвосте магнитосферы — при этом устанавливается режим, который получил название стационарной магнитосферной конвекции (Сергеев, 1977;

Yahnin et al., 1994;

Sergeev et al., 1996а). Интенсивная конвекция, точнее, связан ные с нею продольные токи и высыпания частиц в ионосферу, приводят к значитель ным магнитным возмущениям на земной поверхности, которые можно принять за су перпозицию суббурь. В то же время, многих других признаков «классической» суббу ри, в частности, расширения авроральной выпуклости к полюсу, при этом не наблюда ется. Более того, короткие всплески магнитных возмущений в ночном секторе в такие периоды связывают со структурами полярных сияний, движущимися от приполюсной границы зоны полярных сияний к ее экваториальной границе. Эти структуры получили название «стримеры» (Sergeev et al., 1999). Кратковременные усиления конвекции в условиях повышенной проводимости ионосферы в авроральной зоне также могут привести к быстрому усилению ионосферных токов, магнитный эффект которых может иметь форму бухты, но не сопровождаться при этом другими признаками взрывной фазы суббури (Yahnin et al., 1983).

2. Ионосферные признаки суббури. Брейкап и образование авроральной вы пуклости. Известная схема развития авроральной суббури, описывающая взрывную и восстановительную фазу, была предложена С.-И. Акасофу (Akasofu, 1964;

Акасофу, 1971) и дополнена Старковым и Фельдштейном (1971), которые включили в эту схему предварительную фазу (рис. 4.4.22). Во время предварительной фазы, которая обычно начинается после поворота вектора межпланетного магнитного поля к югу (это является условием для начала интенсивного магнитного пересоединения на дневной магнитопаузе и, соответственно, переноса магнитного потока из солнечного ветра в магнитосферу), дуги полярных сияний, образующие так называемый овал дискретных сияний, смещаются к экватору. Момент начала брейкапа обозначают как момент T = 0. Брейкап чаще всего происходит на самой экваториальной дуге, затем, в течение примерно получаса, происходит образование и расширение авро ральной выпуклости. После достижения максимальной стадии расширения области ярких сияний, авроральная выпуклость начинает сжиматься, интенсивность сияний уменьшается, и взрывная фаза переходит в фазу восстановления.

Такая картина развития авроральной суббури, полученная из анализа данных на земных наблюдений, получила полное подтверждение в данных спутников (таких как DE-1, «Viking», «Polar», «Image», «Интербол-2» и др.), проводивших непрерывный мониторинг сияний из космоса.

Иррегулярные пульсации. Брейкап сопровождается генерацией геомагнитных пульсаций Pi1B и Pi2 (Акасофу, 1971;

Пудовкин и др., 1976), регистрируемых магнитометрами на земной поверхности. Пульсации Pi1B — это всплеск колебаний в диапазоне от долей до нескольких герц длительностью порядка десятков секунд и амплитудой порядка 0,1 нТл. Пульсации Pi2 — иррегулярные колебания в полосе частот 0,01–0,02 Гц с амплитудой 1–10 нТл. Максимум интенсивности в простран ственном распределении этих пульсаций наблюдается в окрестности авроральной выпуклости (Рахматулин и др., 1979;

Пашин и др., 1982;

Pashin et al., 1982).

Поэтому, несмотря на то, что природа этих пульсаций не вполне ясна, их можно использовать не только для диагностики начала суббури, но и локализации активной области в ионосфере. Подробнее о свойствах и возможных механизмах генерации геомагнитных пульсаций см. в обзорах (Пудовкин и др., 1976;

Kangas et al., 1998).

4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы Рис. 4.4.22. Схема развития авроральной суббури по Старкову и Фельдштейну (1971). Под каждым рисунком указано время относительно времени начала брейкапа (T = 0). Во время предварительной фазы (a–в) расширяется овал полярных сияний, а в полярной шапке исче зают «ориентированные на Солнце» дуги сияний. Изображения г–е представляют развитие взрывной фазы, а ж–з — фазу восстановления Риометрическое поглощение. Большинство наземных геофизических обсервато рий в авроральной зоне оснащены риометрами — приборами, измеряющими уровень поглощения космического радиошума. Основным фактором, определяющим поглоще ние, является повышение концентрации электронов в D-области ионосферы при высы пании энергичных (десятки кэВ) электронов или протонов (E 1 мэВ), хотя обсужда ются и другие причины: повышение электронной температуры и генерация неоднород ностей ионосферной плазмы при повышенном электрическом поле в ионосфере.

На предварительной фазе суббури в ночном секторе авроральной зоны наблюда ется вытянутая вдоль широты полоса поглощения космического радиошума (риомет рического поглощения) шириной порядка 100 км (Ranta et al., 1981), которая распо лагается к экватору от дискретных дуг сияний (Сергеев и др., 1983;

Jussila et al., 2004) (рис. 4.4.23). Причиной риометрического поглощения в этой области является высыпание энергичных (E 30 мэВ) электронов (Rossberg, 1976), связанное с рас сеянием по питч-углам электронов внешнего радиационного пояса в области слабого магнитного поля в экваториальной плоскости (Сергеев и др., 1983;

Jussila et al., 2004;

Kirkwood, Eliasson, 1990). Широта этого высыпания определяется, по-видимому, положением границы изотропных потоков энергичных электронов в магнитосфере.

При вытягивании силовых линий магнитного поля магнитосферы на ночной стороне эта граница смещается к Земле, соответственно, полоса риометрического поглощения смещается к экватору.

468 Гл. 4. Магнитосфера Земли Рис. 4.4.23. Пример одновременных наблюдений риометрического поглощения с помощью установки IRIS (Imaging Riometer for Ionospheric Studies) (верхняя панель) и полярных сияний с помощью камеры полного обзора неба в Килписъярви, Финляндия, (средняя панель) во вре мя предварительной фазы суббури. Нижняя панель показывает пространственное совмещение этих изображений (из работы Jussila et al., 2004) Во время взрывной фазы суббури риометры, находящиеся в районе аврораль ной выпуклости, регистрируют импульсные увеличения риометрического поглощения (Акасофу, 1971), связанные с импульсными высыпаниями энергичных электронов.

Подобная динамика во время предварительной и взрывной фаз суббури видна и в данных наблюдений тормозного рентгеновского излучения на аэростатах (Лазутин, 1979), также обусловленного высыпаниями энергичных электронов.

Токовая система суббури. Во время предварительной фазы на широтах авро ральной зоны в ионосфере развивается двухвихревая токовая система, состоящая из токовой струи восточного направления, текущей в вечернем секторе, и западной струи в утреннем секторе, замыкающихся через полярную шапку и средние широты.

Развитие этой токовой системы связано с усилением конвекции ионосферной плазмы при повороте компоненты Bz межпланетного магнитного поля к югу.

Началу взрывной фазы суббури соответствует появление в полуночном секто ре ионосферы дополнительной, локализованной по долготе западной электроструи (Troshichev et al., 1974) (рис. 4.4.24). Считается, что эта токовая струя является частью трехмерной токовой системы («токовый клин», «петля Биркеланда»), свя зывающей ионосферу с областью распада токового слоя в хвосте магнитосферы (McPherron et al., 1973). Долготные размеры и расположение этой токовой «петли»

4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы совпадают с авроральной выпуклостью (Сергеев, 1978;

Sergeev et al., 1996с). В пе риод полярной экспансии сияний западная токовая струя смещается (расширяется) вслед за сияниями к полюсу.

Эффектом западной токовой струи на земной поверхности является резкое умень шение горизонтальной компоненты магнитного поля в авроральной зоне на величину порядка 100–1000 нТл, в то время как продольные токи петли Биркеланда вызывают резкое увеличение горизонтальной компоненты магнитного поля (1–n · 10 нТл) на средних и низких широтах (Kamide et al., 1974).

3. Магнитосферные признаки суббури. Вытягивание силовых линий и ди полизация. Конфигурация магнитосферы претерпевает существенные изменения во время развития предварительной и взрывной фаз суббури (McPherron, 1972;

Caan et al., 1978). В период предварительной фазы суббури геостационарные спутники изме ряют постепенное (в течение десятков минут) уменьшение вертикальной компоненты магнитного поля и рост горизонтальной компоненты, т. е. происходит увеличение наклона — «вытягивание» силовых линий в хвост магнитосферы. Это вытягивание обусловлено накоплением магнитного потока в долях хвоста магнитосферы (за счет Рис. 4.4.24. Токовые системы, построенные по данным магнитных наблюдений во время предварительной (а), взрывной (б) и восстановительной (в) фаз суббури 2 апреля 1967 г.

Токовые системы DP12 (г) и DP11 (д). Первая наблюдается во время предварительной и вос становительной фаз суббури, а вторая накладывается на первую во время взрывной фазы (из работы Troshichev et al., 1974) 470 Гл. 4. Магнитосфера Земли интенсификации процесса магнитного пересоединения на дневной магнитопаузе при повороте вектора ММП к югу) и соответствующего увеличения интенсивности тока поперек хвоста магнитосферы. Во время взрывной фазы происходит резкая (локально в течение нескольких минут) «диполизация» магнитного поля — уменьшение гори зонтальной компоненты магнитного поля в долях хвоста и увеличение вертикальной компоненты (рис. 4.4.25). Это явление интерпретируется как признак уменьшения (распада) тока в плазменном слое магнитосферы. Диполизация магнитного поля Рис. 4.4.25. Слева: динамика магнитного поля и потоков энергичных частиц на геостационар ной орбите во время суббури (из работы Sauvaud, Winckler, 1980). На верхней панели показан AE-индекс (AU + |AL|). Нижняя панель показывает уменьшение вертикальной компоненты магнитного поля во время предварительной фазы и резкое увеличение (диполизацию) во время взрывной фазы. Две средние панели показывают вариацию потока энергичных (50– и 150–500 кэВ) электронов. На предварительной фазе интенсивность потоков энергичных частиц постепенно уменьшается, и во время взрывной фазы резко возрастает. Справа: Ин терпретация уменьшения потока и вариаций анизотропии энергичных частиц, регистрируе мых спутником (черная точка), на геостационарной орбите во время предварительной фазы суббури. Вытягивание силовых линий сопровождается утоньшением слоя энергичных частиц (и уменьшением потока вследствие градиента плотности частиц, направленного к Земле).

Вытягивание магнитного поля связано также со смещением частиц с малыми питч-углами на более далекие расстояния, а частиц с большими питч-углами — к Земле. Это определяет смену анизотропии в течение предварительной фазы от поперечной к продольной 4.4. Структура и динамика «хвоста» магнитосферы в магнитосфере наблюдается в долготном секторе развития авроральной выпуклости (Frank et al., 2000).

На геостационарной орбите вытягивание и диполизация силовых линий магнит ного поля сопровождается характерными вариациями потока энергичных (десятки и сотни кэВ) частиц (рис. 4.4.25). Предварительная фаза сопровождается уменьше нием потока частиц. При этом меняется питч-угловое распределение энергичных электронов (от поперечного в начале предварительной фазы к продольному в конце).



Pages:     | 1 |   ...   | 15 | 16 || 18 | 19 |   ...   | 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.