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 |   ...   | 18 | 19 || 21 | 22 |   ...   | 25 |

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

-- [ Страница 20 ] --

Параметры m, 0, b и стационарных РП согласуются со средними парамет рами распределений ионов ближнего (R 25RE ) плазменного слоя (ПС) магнито сферного хвоста (Ковтюх, 1999b). Параметры, b и 0 ионных РП можно связать со средними физическими характеристиками ближнего ПС: — с долей частиц в общей плотности энергии частиц и магнитных неоднородностей ПС, b — с вели чиной магнитного поля в ПС и толщиной ПС, 0 — с мелкомасштабной структурой 530 Гл. 4. Магнитосфера Земли (спектром магнитных неоднородностей) ПС. Параметр m соответствует, по порядку величины, не только максимуму в спектрах ионов ПС, но и средней температуре плазмы в магнитошисе. Эти результаты отражают хаотичность движения ионов ПС и сохранение формы спектров, сформированных в ПС, в процессе инжекции частиц в геомагнитную ловушку.

Более того, средние экспериментальные величины абсолютных потоков протонов с 0,5 кэВ/нТл в ПС и на L Lm (E) в РП можно связать друг с другом простыми адиабатическими преобразованиями (Ковтюх, 1999b).

В отличие от протонов (и других ионов) РП, внешний РП электронов с E 0,5 МэВ никогда не достигает стационарного состояния и монотонно затухает в пе риоды между инжекциями частиц (см. рис. 4.5.26). Поэтому для электронов радиаль ный ход функции f (, I, L) во внешнем РП имеет большой положительный градиент, который уменьшается во время инжекций и монотонно увеличивается в спокойные периоды. Такое различие в характеристиках потоков протонов и электронов внешнего РП приводит к принципиальным различиям их буревой динамики: потоки протонов испытывают практически адиабатические вариации и восстанавливаются к концу бури, а электронный пояс подвергается сильной неадиабатической трансформации.

Во время суббурь токовый слой магнитосферного хвоста усиливается, и магнит ные силовые линии периферийных областей ловушки вытягиваются в хвост. На глав ной фазе бури усиливается кольцевой ток (КТ) и в хвост вытягиваются магнитные трубки из более глубоких областей ловушки. Распад КТ на фазе восстановления бури сопровождается втягиванием в ловушку магнитных трубок и ускорением на копленных в них частиц. Первой втягивается магнитная трубка, положение которой в спокойные периоды примерно совпадает с максимумом плотности энергии КТ в конце главной фазы бури, и в этом месте формируется максимум нового пояса элек тронов с E 0,5 МэВ. В соответствии с экспериментальными данными, положение этого максимума не зависит от энергии электронов. Диполизации поля способствует и ослабление токового слоя магнитосферного хвоста после окончания серии суббурь на главной фазе бури.

Неадиабатическая составляющая вариаций потоков электронов во время бурь отражает в таком механизме радиальный градиент f (, I, L) и крутизну спектра электронов в ПС. Для протонов этот градиент незначителен, и неадиабатическая составляющая буревых вариаций потоков протонов с E 0,5 МэВ внешнего РП отражает в основном небольшие (в несколько раз) буревые/суббуревые вариации плотности частиц в ПС.

Проблема динамики пояса релятивистских электронов. Из принципиальных вопросов физики РП остается нерешенной проблема динамики пояса релятивистских электронов (RE). В последние 10–15 лет этой проблеме было посвящено большинство работ по РП Земли. Она имеет и большое практическое значение для работы электронных приборов и компьютеров на борту ИСЗ.

Многие проблемы физики магнитосферы сплетаются в этой области исследований в очень сложный и не распутанный до конца узел. Поэтому мы выделили этот вопрос в отдельный подраздел и рассматриваем здесь совместно новейшие эксперименталь ные результаты по динамике пояса RE, предложенные для их объяснения физические механизмы и математические модели.

Вариации потоков RE подробно изучались в последнее время по данным ИСЗ CRRES, SAMPEX, GOES-8, «Akebono», КОРОНАС-И, «Polar», КОРОНАС-Ф и др.

Установлено, что на вариации потоков и переформирование пояса RE оказывают влияние различные физические события и факторы: геомагнитные бури и суббу ри, вариации параметров солнечного ветра (в основном его скорости и давления), 4.5. Внутренняя магнитосфера прохождение вблизи границ геомагнитосферы крупных магнито-плазменных неодно родностей типа корональных выбросов массы (CME).

Пояс RE реагирует на бури по-разному: примерно в половине из 276 умеренных и сильных бурь за период с 1989 по 2000 г. потоки RE увеличивались, в 1/4 событий они уменьшались и в 1/4 бурь практически не менялись (Reeves et al., 2003).

Как правило, потоки релятивистских электронов РП генерируются в периоды, когда сильные магнитные возмущения (Dst 100 нТл) сочетаются с высокой скоростью солнечного ветра в окрестности Земли (Горчаков и др., 1987;

O’Brien et al., 2001).

Новый пояс RE начинает формироваться через 2 дня после резкого увеличения скорости солнечного ветра (до величины 450 км/с) или прихода к границам геомагнитосферы CME;

в первом случае зарождающийся новый пояс очень узкий, а во втором случае он гораздо шире (O’Brien et al., 2001).

С ростом скорости солнечного ветра средние потоки пояса RE увеличиваются, но кратковременные увеличения и уменьшения этих потоков наблюдаются при любой скорости солнечного ветра (Reeves et al., 2003).

По современным представлениям, пояс RE формируется и переформируется под действием сложного комплекса адиабатических и неадиабатических процессов уско рения и потерь частиц. Некоторые из экспериментальных фактов в настоящее время можно объяснить как адиабатическими, так и неадиабатическими механизмами или их комбинациями. Рассмотрим эти факты и возможные их физические объяснения.

Прежде всего, важно отметить, что времена жизни электронов с E 1 МэВ во внешнем РП составляют несколько дней, а на L 4 это время 10 ч (Shprits, Thorne, 2004). Во время бурь, особенно на главной фазе бури, эти времена стано вятся значительно меньше (O’Brien et al., 2004). Времена ускорения электронов до релятивистских энергий должны быть много меньше указанных величин.

Модельные расчеты показывают, что на главной фазе бури потери релятивистских электронов в 10–100 раз больше, чем на фазе восстановления (O’Brien et al., 2004), что может объяснить резкий спад потоков таких частиц на несколько порядков величины (часто до фоновых уровней), обычно наблюдаемый на главной фазе бури.

Одновременное быстрое (в течение от нескольких минут до нескольких часов) увеличение потоков RE, наблюдавшееся на L 4–6 во время магнитных возму щений, связывалось с асимметричным обжатием магнитосферы солнечным ветром, что должно приводить к усилению радиальной диффузии частиц (Reeves et al., 1998). Однако моделирование показывает, что классический механизм радиальной диффузии не может объяснить такие всплески и необходимо учитывать суббуревые механизмы ускорения электронов (см., например, (Birn et al., 1998;

Kim et al., 2000;

Fok et al., 2001)). Вместе с тем, радиальная диффузия частиц играет важную роль в формировании нового пояса релятивистских электронов.

В ускорении электронов надо учитывать суббуревую диполизацию внешних об ластей геомагнитной ловушки (Birn et al., 1998). Однако результаты моделирования показывают, что такой механизм может обеспечить только 2 % от числа наблюда емых во время суббурь релятивистских электронов внешнего РП (Kim et al., 2000).

Моделирование, проведенное в (Fok et al., 2001) с учетом суббуревого ускорения электронов в магнитосферном хвосте и последующего адиабатического ускорения в ловушке, показывает, что потоки RE в области ГСО очень чувствительны к тем пературе и концентрации плазмы в примыкающих к ловушке областях ПС магнито сферного хвоста;

при соответствующем подборе параметров ПС можно дать количе ственное объяснение характеристикам суббуревых всплесков потоков RE в области ГСО.

В результате синхронизации наблюдений на ИСЗ SAMPEX, «Polar», GOES- и сети наземных обсерваторий CANOPUS показано, что внезапное усиление потоков 532 Гл. 4. Магнитосфера Земли электронов с E 1 МэВ на L = 3–4 во время бури 15 мая 1997 г. (Dst 170 нТл) можно рассматривать как локальное ускорение частиц до таких энергий (Baker et al., 1998). Отмечалось, что потоки RE усиливались в этом событии достаточно быстро — через 2 ч после начала сильной активности низкочастотных волн. Однако такой эффект не обязательно связан с локальным ускорением частиц, а может объясняться, например, совместным действием радиальной и энергетической диффузии частиц.

С ростом скорости солнечного ветра увеличиваются как средние потоки пояса RE, так и плотность энергии волн в ULF-диапазоне, причем эти вариации хорошо кор релируют друг с другом (Rostoker et al., 1998). На основе этого экспериментального факта разрабатываются стохастические модели ускорения электронов с E 100 кэВ до релятивистских энергий ( 1 МэВ) волнами, которые генерируются электронами с энергией в десятки кэВ (см., например, (Summers et al., 2002, 2004;

Meredith et al., 2003;

Green, Kivelson, 2004)).

В области, примыкающей снаружи к плазмопаузе, такие волны могут эффективно ускорять электроны до релятивистских энергий и при достаточно высокой интен сивности волн в период затяжной магнитной активности они являются основным агентом ускорения электронов (см., например, Meredith et al., 2003). Такой механизм ускорения электронов доминирует, по-видимому, во время слабых и умеренных бурь с продолжительной фазой восстановления, в течение которой происходит несколько суббурь (Summers et al., 2002).

В таких моделях для электронов с E 100 кэВ взаимодействие с волнами приводит в основном к питч-угловой диффузии частиц и потерям их в атмосфере, а при бльших энергиях потери электронов уменьшаются и усиливается энергети o ческая диффузия. При достаточно больших энергиях такая диффузия эквивалентна ускорению электронов и для релятивистских электронов формируется распределение с максимумом радиального хода функции f (, I, L) на L = 4–5 (см., например, (Green, Kivelson, 2004)). Такой максимум наблюдается в экспериментальных данных на фазе восстановления бури и свидетельствует о локальном источнике/ускорении частиц.

Поскольку поле в геомагнитной ловушке, особенно во внешних областях, практи чески непрерывно меняется и быстро флуктуирует, стохастическое рассеяние частиц волнами может сопровождаться и дополнительным ускорением (магнитная накачка).

В современных моделях ускорения электронов волнами предпочтение отдается вистлерам типа хоров. При рассеянии на таких волнах скорости диффузии электро нов по питч-углу и энергии пропорциональны амплитуде волны, сильно зависят от спектра волн и отношения плазменной частоты к гирочастоте электронов (pe /e ).

С уменьшением pe /e от 10 до 1,5 скорость диффузии релятивистских электронов во время бурь увеличивается более, чем на три порядка величины;

при амплитуде волн Bw 0,1 нТл и pe /e 2,5 снаружи плазмосферы электроны могут ускоряться до E 1 МэВ за время менее одного дня (Meredith et al., 2003).

Рассматривался также механизм комбинированного воздействия на электроны волн ULF и VLF-диапазонов (см., например, (O’Brien et al., 2003;

Summers et al., 2004)).

Для сильных бурь рассматривалось быстрое (за несколько часов) ускорение электронов на гидромагнитных волнах диапазонов Pc 4 (45–150 c) и Pc 5 (150–600 c) с амплитудой 10–20 нТл (Summers, Ma, 2000).

Формирование нового пояса RE определяется конкуренцией процессов ускорения и потерь частиц. Так, в (Summers et al., 2004) в качестве механизма ускорения рассматривалось взаимодействие электронов с хорами свистовой моды, а в качестве потерь — питч-угловая диффузия в конус потерь под действием комбинированного воздействия на электроны плазменных волн и плазмосферных свистов.

4.5. Внутренняя магнитосфера Механизмы стохастического ускорения электронов до релятивистских энергий электромагнитными волнами очень популярны, но они вызывают и возражения.

Рассмотрим некоторые из них.

При резком увеличении скорости солнечного ветра формируется мягкий спектр электронов ( 3), а на спаде этой скорости потоки электронов с E 100 кэВ уменьшаются, потоки электронов с E 100 кэВ увеличиваются и спектр стано вится более жестким, с 1 (Baker et al., 1998). Такие изменения отвечают энергетической диффузии частиц. Но возможно и другое объяснение: при больших скоростях солнечного ветра в ловушке поддерживается сильное электрическое поле конвекции и интенсивный кольцевой ток;

такой ситуации отвечает мягкий спектр:

идет непрерывная подкачка в ловушку горячей плазмы из магнитосферного хвоста, что определяет уровень потоков электронов с E 100 кэВ, магнитное поле в ловушке ослаблено и потоки захваченных электронов с E 100 кэВ ниже средних уровней.

При уменьшении скорости солнечного ветра поле конвекции и связанные с ним поставки в ловушку горячей плазмы уменьшаются и магнитное поле в ловушке (на фиксированном расстоянии от Земли) увеличивается, что должно приводить к фор мированию более жесткого спектра электронов: уменьшению потоков с E 100 кэВ и увеличению (в результате усиления магнитного поля и бетатронного ускорения частиц) потоков электронов с E 100 кэВ. Отметим, что аналогичные буревые вариации спектра во внешних областях геомагнитной ловушки наблюдаются и для ионов, занимающих по энергии промежуточный диапазон между РП и кольцевым током (см., например, Ковтюх и др., 1998).

Случаи возрастания скорости солнечного ветра могут сопровождаться или не сопровождаться СME. B случаях без CME при тех же повышенных скоростях сол нечного ветра достигаются более высокие (при VSW 750 км/с — на два-три порядка величины) и более устойчивые уровни мощности волн (O’Brien et al., 2001). Эти факты не согласуются с теорией ускорения электронов волнами: наиболее мощные усиления RE наблюдаются во время сильных бурь, которые связаны обычно с СME.

Ряд экспериментальных результатов по динамике пояса RE разными исследовате лями интерпретируются по-разному. Так, из сравнения одновременных данных ИСЗ SAMPEX, HEO, GOES и «Polar» за два года наблюдений (1998 и 1999) сделан вывод о глобальной когерентности картины усиления пояса RE на L 3,5–6,6 в пределах одного дня: на больших и малых высотах совпадают положения по L максимума нового пояса, времення динамика и другие особенности пояса RE (Kanekal et al., а 2001). Однако сравнение данных ИСЗ «Akebono» и CRRES, проводивших измере ния соответственно на малых высотах и вблизи плоскости геомагнитного экватора в августе–сентябре 1990 г., показывает, что положения максимума пояса в целом не совпадают по L (кроме отдельных кратковременных периодов) и динамика пояса различна: на малых высотах Lm менялся значительно меньше, чем на больших высотах (Seki et al., 2005).

По-видимому, каждый из рассмотренных здесь механизмов (в том числе адиаба тический механизм, рассмотренный в предыдущем подразделе) дает некоторый вклад в ускорение электронов до релятивистских энергий и переформирование их пояса.

В самом деле, обнаружено, что отклик пояса RE на вариации параметров солнечного ветра имеет нелинейный характер: на L = 3,0–4,1 — быстрый ( 1 дня) отклик на изменения давления, магнитного и электрического полей солнечного ветра;

на L = 4,1–7,5 — медленный (через 1–2 дня) отклик на ULF-активность;

на L 7,5 — слабая реакция на вариации параметров солнечного ветра (Vassiliadis et al., 2003).

Такая нелинейность пояса RE сближает его с ионным кольцевым током.

Однако относительные роли различных физических механизмов ускорения элек тронов пока не вполне ясны. Так, зависимость положения максимума нового пояса 534 Гл. 4. Магнитосфера Земли RE от мощности бури (Tverskaya, 1996;

Tverskaya et al., 2003) можно объяснить адиабатическим механизмом (Тверской, 1997). Но такая же зависимость будет полу чаться и в неадиабатических механизмах ускорения электронов на волнах: в обоих случаях положение этого максимума определяется локализацией максимума плотно сти энергии кольцевого тока в конце главной фазы данной бури.

Таким образом, динамика пояса релятивистских электронов очень сложна и со держит ряд спорных моментов. Некоторые события описываются простыми моде лями, но общепринятого физического механизма и достаточно полной, адекватной наблюдениям теории пока нет. Для проверки теоретических моделей требуется проведение решающих много-спутниковых экспериментов по одновременным изме рениям распределений энергичных частиц, холодной и горячей плазмы, магнитного и электрического полей и различных волновых мод. В ходе этих исследований экс периментальные результаты и теоретические представления, рассмотренные в этом подразделе, будут уточняться, и некоторые из выводов могут претерпеть те или иные изменения.

Заключение. К настоящему времени на ИСЗ получена практически полная ин формация по РП протонов и нерелятивистских электронов. Можно также полагать, что основные физические механизмы, отвечающие за формирование и динамику РП этих частиц, установлены, и соответствующие теории хорошо описывают все наблюдаемые явления. К первоочередным задачам в этой области космической фи зики относится создание и корректировка эмпирических и математических моделей электронных и протонных РП Земли — как стационарных, так и динамических, описывающих вариации РП во время геомагнитных бурь и суббурь на разных фазах солнечной активности.

Однако информация по РП ионов и ядер с Z 1, их элементном и зарядовом составе, пространственно-энергетических распределениях, спектрах и питч-угловых распределениях, вариациях во время бурь и суббурь имеет пока фрагментарный характер и здесь есть много «белых пятен». Решение связанных с этим задач требует более сложных и дорогих экспериментов на ИСЗ, которые должны поддерживаться математическим моделированием РП ионов и ядер с Z 1. Сложные научные, мето дические и технические задачи, возникающие в этой области космической физики, эффективно решаются только в тесном контакте экспериментальных и теоретических исследований.

Сложную проблему представляет и динамика пояса релятивистских электронов.

Вместе с тем, проблематика РП имеет не только фундаментальное научное значение. Она включает также очень важный прикладной аспект, связанный с кос мическими исследованиями и практическим освоением ближнего космоса: потоки частиц РП представляют значительную опасность как для космонавтов, работающих на околоземных орбитах (в частности, на МКС), так и для электронных приборов и солнечных батарей. Поэтому всесторонние исследования РП и связанных с ними областей космического пространства необходимо продолжать и развивать.

4.5.4. Буревой кольцевой ток А.С. Ковтюх, М.И. Панасюк Введение. Планетарный кольцевой электрический ток (КТ) был введен в геофи зику для объяснения Dst -вариации магнитного поля на низких и средних широтах во время магнитных бурь (Chapman, Ferraro, 1930). Этот ток локализован вблизи плоскости геомагнитного экватора и направлен на запад;

расстояние от него до центра Земли составляет (15–50) · 103 км и слабо зависит от магнитного местного времени (MLT).

4.5. Внутренняя магнитосфера Сила буревого КТ оценивается по величине индекса Dst (см. разд. 4.3.1) и достигает 107 А. По современной классификации, бури с |Dst | 50 нТл — слабые, 50–100 нТл — умеренные и свыше 100 нТл — сильные. Во время гигантских бурь Dst понижается до 250–600 нТл.

В современной космофизике КТ называют пояс частиц горячей плазмы, состо ящей из положительных ионов с E/Qi 10–250 кэВ, точнее с 10 кэВ E/Qi 40L3 МэВ (Qi — заряд иона по отношению к заряду протона) и электронов близких энергий.

Эти частицы являются носителями буревого КТ (Frank, 1967;

Smith, Hoffman, 1973;

Gloeckler, Hamilton, 1987). В спокойные периоды вклад в Dst всех заряженных частиц, захваченных геомагнитной ловушкой, составляет 9 ± 2 нТл;

вклад в Dst частиц с E 100 кэВ составляет в эти периоды 20 % (Ковтюх и др., 1981).

Относительный вклад электронов в давление (плотность энергии) и магнитный эффект буревого КТ не превышает 25 % (Frank, 1967).

Буревой КТ принципиально отличается от радиационных поясов (РП), состоя щих из более энергичных частиц, по составу, динамике и механизмам генерации.

В отличие от ионов РП, потоки которых ослабляются во время бурь (адиабатическая вариация), потоки частиц КТ возрастают во время главной фазы бурь на 1–3 порядка величины, а на фазе восстановления они затухают до некоторых квазистационарных уровней.

По составу, динамике потоков, энергетическим и питч-угловым распределени ям КТ принципиально отличается и от менее энергичных захваченных частиц (с E/Qi 0,1–10 кэВ), которые мы будем относить к авроральной популяции (АП).

В области геосинхронной орбиты (ГСО) буревые/суббуревые вариации потоков ионов АП и КТ антикоррелируют друг с другом (Ковтюх и др., 1999).

Многие вопросы, относящиеся к КТ, рассмотрены в монографиях Акасофу и Че пмена (1975) и Лайонса и Уильямса (1987), а также в обзорах (Williams, 1985, 1987;

Gloeckler, Hamilton, 1987;

Daglis et al., 1999;

Ковтюх, 2001).

Феноменология кольцевого тока. К важнейшим характеристикам распределе ний частиц КТ относятся их ионный и зарядовый состав, форма энергетических спек тров и питч-угловые распределения. Они зависят от расстояния точки наблюдения до Земли, магнитного местного времени (MLT), уровня и характера геомагнитной активности, фазы солнечного цикла и вспышечной активности на Солнце, величины и ориентации МПП и др. факторов.

Ионный и зарядовый состав частиц кольцевого тока. В отличие от РП, которые почти целиком состоят из солнечных частиц (протонов и электронов), бу ревой КТ обогащен ионами кислорода, азота и других элементов, распространенных в ионосфере и практически отсутствующих в солнечном ветре.

В спокойные периоды в ионном составе КТ доминируют протоны, что объясняется более быстрой перезарядкой других ионов таких энергий. Так, по усредненным на L = 5–7 данным AMPTE/CCE в спокойные периоды средние парциальные концен трации ионов H+, O+, N+, He+, He2+, O2+ и (C6+ + O6+ ) с E/Qi = 10–315 кэВ составляют 80, 14, 3, 3, 0,5, 0,3 и 0,02 % соответственно (Gloeckler, Hamilton, 1987).

Протоны вносят основной вклад в КТ и во время типичных бурь. Так, на главной фазе бурь c max |Dst | 50–160 нТл средние парциальные концентрации ионов H+ и (N,O)+ КТ на L 3–5 составляют, по данным AMPTE/CCE, 62 и 35 %, а средние парциальные плотности энергии 69 и 27 % соответственно (Gloeckler, Hamilton, 1987).

536 Гл. 4. Магнитосфера Земли Однако во время очень сильных бурь доля ионов O+ в плотности энергии КТ приближается к доле протонов и во время бурь с max |Dst | 250 нТл ионы O+ могут доминировать в КТ (Hamilton et al., 1988;

Roeder et al., 1996;

Daglis, 1997;

Daglis et al., 1999). Так, во время главной фазы гигантских бурь 24 марта и 9 июля 1991 г. (с max |Dst | 300 нТл) КТ содержал, по данным ИСЗ CRRES, необычно много ионосферных частиц (Daglis, 1997);

в максимуме мартовской бури доля ионов O+ с E = 50–426 кэВ в плотности энергии плазмы на L = 5–6 достигала 66 % (Roeder et al., 1996).

В диапазоне E/Qi 0,1–20 кэВ концентрации и плотности энергии ионов O+ на L 4 превышают протонные даже в спокойные периоды, а во время бурь/суббурь потоки ионов O+ таких энергий могут доминировать и на бльших L;

чем сильнее o возмущение, тем шире диапазон L, в котором наблюдается такой эффект (Lundin et al., 1980;

Sharp et al., 1983).

По данным ИСЗ «Горизонт-21» показано, что долговремнные (с периодом e порядка нескольких десятков дней) вариации потоков ионов (рис. 4.5.34) — неадиабатические, сильно зависят от массы частиц и для ионов группы CNO они Рис. 4.5.34. Долговременные вариации потоков ионов H+, (NO)2+ и (CNO)6+ с E/Qi = 62, 54 и 59 кэВ соответственно на ГСО в 12.00 LT по данным ИСЗ «Горизонт-21» (Ковтюх и др., 1990). Значения потоков (j) приведены в (см2 · с · стер · кэВ/Qi )1 (а). Суммарный (за сутки) Kp -индекс (б) имеют ярко выраженный пороговый характер (Ковтюх и др., 1990). Вместе с тем, по данным практически синхронных измерений на ИСЗ «Горизонт-21» и AMPTE/CCE показано, что эффекты ужесточения спектров ионов на L 5 и выполаживания внешней кромки КТ во время бурь взаимосвязаны (Ковтюх и др., 1991), что свидетельствует о важной роли адиабатических механизмов.

Различия в характере и амплитуде буревых/суббуревых вариаций потоков разных ионных компонент КТ определяются, в первую очередь, двумя обстоятельствами:

a) различные ионные компоненты имеют разные источники и механизмы ускоре ния;

4.5. Внутренняя магнитосфера б) характерные времена жизни ионов сильно зависят от их массы и заряда.

По данным ИСЗ «Горизонт-35» установлено, что по сравнению с протонами, поступающими в КТ из ионосферного и солнечного источников, потоки солнечных ионов (He2+ ) лучше коррелируют с индексами геомагнитной активности (Ковтюх и Мартыненко, 1996).

На рис. 4.5.35 представлены зарядовые распределения ионов кислорода с E = = 1–300 кэВ на 4 L 9,2 по данным AMPTE/CCE (Kremser et. al., 1985).

В этих распределениях четко выделяются ионосферная (Qi 1) и солнечная (Qi 6) составляющие. Видно, что с ростом L влияние солнечного источника усиливается.

Рис. 4.5.35. Зарядовые распределения ионов кислорода с E = 1–300 кэВ на разных L (в 13 ч LT), построенные по данным AMPTE/CCE (Kremser et. al., 1985) для периодов слабой и умеренной геомагнитной активности (Kp 4). Цифры около пиков соответствуют Qi ионов.

Отрезками вдоль оси ординат указаны величины статистических ошибок для различных уровней потоков. Потоки ионов приведены на этом рисунке в условных единицах: эти рисунки иллюстрируют изменение зарядового состава ионов кислорода при изменении L, но не отра жают реальных соотношений потоков ионов с различными Qi Потоки ионов с промежуточными зарядами слабо изменяются с ростом Kp (Kremser et. al., 1985;

Gloeckler, Hamilton, 1987;

Kremser et al., 1988;

Christon et al., 1994).

В спокойные периоды на L 8,5 в диапазоне E/Qi 10–300 кэВ отношение потоков He+ /He2+ 1;

с уменьшением L это отношение увеличивается и в макси муме КТ (L 4–6) ионы He+ доминируют над He2+ (Kremser et al., 1993).

По результатам экспериментов на ИСЗ «Горизонт-21» установлено, что в области ГСО зарядовые распределения ионов группы СNO (Qi = 2–6) с E/Qi 50–70 кэВ (локальный максимум в спектрах) испытывают очень сложные и разнообразные ва риации, зависящие от характера и уровня геомагнитной активности (см. рис. 4.5.36).

Эти распределения резко изменяются во время магнитных активизаций, но благодаря перезарядке ионов КТ на атомах экзосферы очень быстро, гораздо быстрее, чем по токи и энергетические спектры ионов, восстанавливаются к равновесному состоянию (Власова др., 1988).

С ростом солнечной активности парциальные концентрации тепловых ионов O+, + He и O2+ на высотах от нескольких сотен до нескольких тысяч километров, доступ ных для эффективного действия авроральных ускорительных механизмов, увеличи ваются (в связи с ионизацией и разогревом верхней атмосферы ультрафиолетом). Это приводит к увеличению в АП и КТ доли ионосферных ионов с атомными номерами 538 Гл. 4. Магнитосфера Земли Рис. 4.5.36. Отношения потоков (Rj ) ионов группы CNO с E/Qi 50–70 кэВ на ГСО в зависимости от Qi ионов, построенные по данным ИСЗ «Горизонт-21» во время умеренной бури 12–13 августа 1985 г. (Власова др., 1988). Числитель и знаменатель дробей около кривых соответствуют периодам времени, отмеченным на Dst -вариации: Темные кружки соответствуют измерениям в полночь, светлые — в полдень Z 1, причем в области ГСО концентрация ионов O+ с E/Qi 0,1–20 кэВ возрас тает более чем на порядок величины и хорошо коррелирует с потоками солнечного ультрафиолета (Young et al., 1981;

Lennartsson, 1989).

Судя по данным ИСЗ AMPTE/CCE, такая зависимость нелинейна и существует порог по интенсивности излучения, выше которого она резко ослабляется. Так, с начала 1985 до середины 1987 г. интенсивность излучения в линии F10,7 возросла всего на 20 %, а средние концентрации ионов O+ и O2+ с E/Qi = 1,5–300 кэВ увеличились в 2,4 раза;

с середины 1987 до конца 1988 г. эта линия усилилась в 2,7 раз, а средние концентрации ионов O+ и O2+ увеличились всего в 5–6 раз (Christon et al., 1994).

По данным ИСЗ «Горизонт-35» показано, что в максимуме солнечной активно сти плотность энергии ионов O+ в интервале E 100–130 кэВ на ГСО близка к плотности энергии протонов даже в относительно спокойные периоды, а во время бурь/суббурь может превышать ее в несколько раз (Ковтюх и др., 1995a).

Пространственные распределения частиц кольцевого тока. На рис. 4.5. представлены радиальные профили концентраций и плотности энергии основных ион ных компонент КТ, построенные по данным ИСЗ AMPTE/CCE во время типичной сильной бури 4–7 сентября 1984 г. (max |Dst | 120 нТл).

4.5. Внутренняя магнитосфера Рис. 4.5.37. Радиальные зависимости концентрации и плотности энергии ионов с E/Qi = = 5,2–315 кэВ по данным ИСЗ AMPTE/CCE во время главной фазы бури 5 сентября 1984 г.

(Gloeckler, Hamilton, 1987) Радиальные профили потоков и давления частиц КТ имеют максимум (на Lm = 5,5–6,0 в спокойные периоды и на Lm = 2–5 во время бурь), крутую внутрен нюю и более пологую внешнюю кромку. Середина внутренней кромки КТ примерно совпадает с усредненным по LT положением плазмопаузы (Frank, 1971;

Smith, Hoff man, 1973, 1974).

Одиночные суббури усиливают лишь периферийную (L 6–8) область КТ: при этом их потоки увеличиваются в 5–10 раз, но быстро (в течение десятков минут) восстанавливаются. В таких событиях частицы инжектируются в узкий ( 2–3 ч) околополуночный сектор и магнитный дрейф быстро размывает их по LT.

На главной фазе бурь, которая сопровождается серией суббурь, горячая плазма инжектируется в ловушку до L 2–4. При этом Lm уменьшается до 1,5–5,0 (в зависимости от силы бури), а внутренняя кромка КТ становится значительно более крутой и узкой, по-прежнему совпадая с положением плазмопаузы: на главной фазе бурь перекрытие КТ с плазмосферой обычно не превышает L 0,5 (Frank, 1971;

Smith, Hoffman, 1973, 1974;

Fritz et al., 1974;

Williams, Lyons, 1974a, 1974b;

Smith et al., 1976;

Williams et al., 1976;

Wygant et al., 1998;

Burke et al., 1998). Чем сильнее буря, тем ближе КТ подходит к Земле (в среднем) и тем медленнее (в течение от 1 до 10–15 дней) он восстанавливается.

По данным AMPTE/CCE на L 5–7 среднестатистические потоки ионов кисло рода и углерода КТ с Qi = 5–6 уменьшаются от полуночи к полудню, а для ионов с Qi = 1–2 — увеличиваются;

для ионов с промежуточными зарядами (Qi 3–4) потоки практически не зависят от LT при Kp 2 (Kremser et al., 1988).

Во время бурь/суббурь концентрация горячей плазмы в околополуночном секторе ГСО увеличивается от 0,4–2 до 2–5 см3 (Borovsky et al., 1998). В этой области потоки ионов КТ, особенно ионов с Z 1, очень чувствительны к изменениям уров ня и характера геомагнитной активности и откликаются даже на незначительную суббуревую активность.

В отличие от сердцевины ловушки (L 5), в области ГСО возрастание пото ков частиц во время бурь/суббурь охватывает широкий энергетический диапазон (от нескольких кэВ до нескольких МэВ). По результатам экспериментов на ИСЗ «Горизонт-21» и «Горизонт-35» установлено, что в области ГСО потоки частиц КТ практически не коррелируют с Dst, но проявляется довольно четкая корреляция их с индексами AE и Kp (Ковтюх и Мартыненко, 1996, Ковтюх и Власова, 1996).

Показано, что в этой области вариации потоков ионов КТ управляются активными 540 Гл. 4. Магнитосфера Земли магнитосферными процессами не только на фазе роста потоков, но и на фазе их спада (Ковтюх и др., 1990;

Ковтюх и Власова, 1996).

Такие различия связаны с тем, что в область, непосредственно примыкающую к границе захвата (L 6–7), частицы инжектируются практически одновременно и в широком энергетическом диапазоне, а времена переноса частиц больших и малых энергий на L 5 различаются на несколько порядков величины. Кроме того, следует иметь в виду, что во время типичных бурь только частицы с энергией в нескольких сотен кэВ имеют в области ГСО устойчивые и замкнутые дрейфовые траектории;

остальные частицы дрейфуют по разомкнутым или неустойчивым траекториям.

Энергетические спектры и питч-угловые распределения частиц кольцевого тока. Типичные энергетические спектры ионов КТ представлены на рис. 4.5.38.

В спокойные периоды спектры ионов КТ имеют глубокий минимум (провал) при E/Qi 20–100 кэВ.

Рис. 4.5.38. Спектры ионов на L 4 (B/B0 1) в спокойный период, во время главной фазы (5 сентября 1984 г.) и в начале фазы восстановления (6 сентября 1984 г.) типичной сильной бури по данным AMPTE/CCE (Krimigis et al., 1985). На этом рисунке потоки ионов He2+ и O2+ помножены на коэффициент Этот провал сильнее всего выражен на L 4;

с увеличением L он смещается в сторону меньших энергий и постепенно вырождается. Положение этого провала определяется в основном ионизационными потерями ионов и различается для разных ионных компонент.

Во время бурь ионы КТ инжектируются именно в эту энергетическую «нишу»

(см. рис. 4.5.39), частично или полностью заполняя ее: потоки ионов таких энергий возрастают во время бурь наиболее значительно и провал в спектрах исчезает (Smith, Hoffman, 1973, 1974;

Krimigis et al., 1985;

Gloeckler, Hamilton, 1987).

В спокойные периоды 75 % полной энергии частиц в геомагнитной ловушке прихо дится на протоны с E 100–400 кэВ (РП), а во время магнитных активизаций 90 % этой энергии несут ионы с E/Qi 10–250 кэВ (КТ) и максимум дифференциальной плотности энергии КТ приходится, в зависимости от L, на E/Qi 30–80 кэВ (Smith, Hoffman, 1973;

Williams, 1985, 1987;

Gloeckler, Hamilton, 1987).

В области ГСО энергетические спектры, как и ионный состав КТ, сильно ва рьируются даже во время небольших геомагнитных возмущений (Sharp et al., 1983;

4.5. Внутренняя магнитосфера Власова др., 1988;

Ковтюх и др., 1995a, 1995b). Так, спектр протонов в диапазоне E 60–120 кэВ на ГСО имеет очень близкую к экспоненциальной форму (см.

рис. 4.5.40) и во время типичной суббури спек тральный параметр E0 увеличивался примерно в два раза (Власова и др., 1988).

По наблюдениям на ГСО слабые бури при водят к смягчению ионных спектров в диа пазоне от десятков до сотен кэВ, а во время достаточно мощных бурь и суббурь спектры становятся жестче (Власова др., 1988;

Ковтюх и др., 1998, 1999). По дан ным ИСЗ «Горизонт-35» показано, что в диа пазоне E/Qi = 41–133 кэВ на ГСО при Kp 5 в спектрах ионов H+, He2+ и O+ может формироваться «колено»: плато при E/Qi 80 кэВ и резкий спад при бльших o энергиях (Ковтюх и др., 1998).

Суббуревой эффект смягчения ионных спектров в области ГСО можно объяснить Рис. 4.5.39. Энергетическая зависи тем, что частицы с бльшей начальной энерги- мость дифференциальной плотности o ей быстрее уходят из области ускорения и от- энергии ионов на L = 4–5 по данным носительное приращение их энергии меньше. ИСЗ «Explorer-45» для спокойного пе Обратный эффект — увеличение жесткости риода (9.30 UT) и во время главной фа ионных спектров — связан со стохастически- зы типичной бури 24 февраля 1972 г.

(Fritz et al., 1974). Цифрами у кривых ми механизмами ускорения ионов.

приведены последовательные значения Детального подобия спектров для различ- времени (UT) измерения спектров ных ионных компонент КТ нет. Однако ча сто наблюдается хорошее соответствие наиболее ярких структурных особенностей в спектрах родственных по источнику ионов;

например, в спектрах ионосферных ионов O+ и He+ или солнечных ионов He2+ и O6+.

Рис. 4.5.40. Энергетические спектры протонов КТ, измеренные на ИСЗ «Горизонт-21» в спокой ный период и во время умеренной (max |Dst | = 85 нТл) бури 27–28 февраля 1985 г. (Власова и др., 1988). Темные точки отвечают измерениям в полночь, светлые — в полдень. Каждый спектр получен в результате усреднения за 34 мин 542 Гл. 4. Магнитосфера Земли Точное подобие (скейлинг) спектров двух различных ионных компонент означает, что отношение их потоков при равных E/i не зависит от E. Обычно в качестве i рассматривают Qi, Mi или 1 и для основных ионных компонент КТ указанные отношения в среднем слабее всего зависят от энергии при i = Qi (Krimigis et al., 1985;

Gloeckler, Hamilton, 1987). Поэтому (а также в связи с устройством ионных спектрометров) потоки и спектры ионов КТ чаще всего приводятся по шкале E/Qi.

Однако для различных пар ионных компонент КТ, в различных энергетических диа пазонах и областях наблюдения, а также в зависимости от состояния магнитосферы, параметры i могут существенно различаться, изменяясь в пределах от 1 до Mi.

Сравнительный анализ энергетических спектров ионов, измеренных в разных экспериментах, показывает: наилучшее взаимное соответствие формы спектров раз личных ионных компонент КТ в представлении по E/Qi получается в период вблизи максимума солнечной активности (Ковтюх, 1999a). Спектры ионов H+, He2+ и O+ КТ, измеренные в один из таких периодов (на ИСЗ «Горизонт-35»), приведены на рис. 4.5.41.

Типичные питч-угловые распределения (ПУР) ионов КТ представлены на рис. 4.5.42. В сердцевине КТ они имеют «нормальную» форму (или форму «пончика») с максимумом при 0 = 90 (Williams, Lyons, 1974a, 1974b). С ростом энергии Рис. 4.5.41. Энергетические спектры ионов H+ (кружки), He2+ (квадраты) и O+ (треугольни ки), измеренные в полуденном (11.30 ± 1.30 LT) секторе на ГСО («Горизонт-35») 12–25 марта 1992 г. (Ковтюх и др., 1995b). В этот период отмечались слабые и умеренные возмущения с Kp 50 : бури 16–17, 17–19 и 21–25 марта с max |Dst | = 53, 36 и 77 нТл соответственно 4.5. Внутренняя магнитосфера частиц анизотропия ПУР на данной L-оболочке увеличивается. С увеличением L анизотропия уменьшается и на L 6,6 ПУР близки к изотропным, а на L 7 они имеют форму «бабочки».

Рис. 4.5.42. Типичные ПУР ионов в сердцевине КТ (L = 4,6) и на его периферии (L = 7,8), полученные по данным ИСЗ AMPTE/CCE (Sibeck et al., 1987). По оси ординат — скорости счета, по оси абсцисс — экваториальный питч-угол частиц Потоки частиц с E 0,1–20 кэВ во внешних областях геомагнитной ловушки формируются специфическими авроральными механизмами ускорения (связанными с полярными сияниями) и имеют, по-видимому, почти полностью ионосферное про исхождение. Они имеют очень сложные, изрезанные энергетические спектры, быстро и сильно меняющиеся даже во время незначительных возмущений, и имеют ПУР (питч-угловые распределения) в форме «сигары» или «коника» (Lennartsson et al., 1981;

Sharp et al., 1983).

По данным AMPTE/CCE, для периода солнечного минимума (1985–1987), по строена квазистационарная модель усредненных по экваториальному питч-углу (в пределах 90 ± 20 ) потоков протонов с E = 10–300 кэВ на L = 2,5–7,5 (Sheldon, Hamilton, 1993).

Механизмы формирования и распада кольцевого тока. В отличие от РП, большая часть которых формируется под действием флуктуаций давления солнеч ного ветра, динамика КТ управляется глобальным электрическим полем (Акасофу и Чепмен, 1975). Наиболее важными, ключевыми параметрами, контролирующими динамику КТ во время активной фазы бурь, являются скорость солнечного ветра VSW и величина Bz южной компоненты межпланетного магнитного поля (ММП).

Эти параметры отвечают как за процессы перестройки магнитного поля во внешних областях магнитосферы и проникновение в магнитосферу солнечной плазмы (управ ляются Bz ), так и за величину глобального электрического поля E : в экваториаль ной плоскости средняя величина E = VSW Bs.

В классической концепции буря представляется как суперпозиция серии суббурь (Акасофу и Чепмен, 1975), что отражено в их названии. Более полные исследования, проведенные в последние десятилетия, свидетельствуют о неуниверсальности тако го представления. Однако суббури являются необходимым условием формирования буревого КТ. Кратковременные периоды суббуревой активности не приводят к зна чительному усилению КТ и развитию бури;

только продолжительная авроральная 544 Гл. 4. Магнитосфера Земли активность достаточно сильно «разогревает» ионосферу, что обеспечивает поставки необходимого количества горячей плазмы в КТ (Gonzalez et al., 1994).

Сильные магнитные бури имеют продолжительную главную фазу ( 20 ч) или развиваются в две стадии: в начале фазы восстановления первой бури развивается следующая буря (Gonzalez et al., 1989;

Kamide et al., 1998). Так, из 1200 сильных бурь, рассмотренных в (Kamide et al., 1998), более половины имели две стадии.

Двустадийные бури развиваются при наличии двух близких интервалов с большой южной компонентой ММП;

при этом интервал инжекции продлевается, что приво дит к более глубокому проникновению КТ в ловушку. По-видимому, необходимые условия для более значительного усиления КТ на второй стадии обеспечиваются благодаря уплотнению горячей плазмы во внешней части ловушки и в ближнем ПС на первой стадии таких бурь (Jordanova et al., 1998;

Ebihara, Ejiri, 1998;

Chen et al., 2000). Такое уплотнение может вызываться также активизацией ионосферного источ ника горячей плазмы или/и прохождением у границ геомагнитосферы корональных выбросов массы (CME), в которых концентрация плазмы превышает 20–30 см и «вмороженное» в них магнитное поле направлено на юг.

Рассмотрим эти вопросы более подробно.

Источники частиц кольцевого тока и механизмы инжекции. В форми ровании ионного состава буревого КТ важную роль играют как солнечный, так и ионосферный источники горячей плазмы, что четко прослеживается в зарядовых распределениях ионов углерода и кислорода КТ (Kremser et al., 1985;

Gloeckler, Hamilton, 1987). Для кислорода такие распределения представлены на рис. 4.5.35.

Ускорение ионосферных ионов до нескольких десятков или сотен эВ реализуется плазменной турбулентностью на h 1 тыс. км над авроральным овалом (Banks, Holzer, 1969). Последующее ускорение ионов до E/Qi 10–20 кэВ осуществляется двойными электростатическими слоями — солитонами (Антонова и Тверской, 1979;

Malkki, Lundin, 1994) или/и низкочастотными флуктуациями поперечного электри ческого поля (Hultqvist, 1996) на высотах от 1 до 20 тыс. км (преимущественно на h 7–10 тыс. км). Солитоны могут быстро смещаться вдоль магнитного поля (в пределах указанных высот), что приводит к дополнительному стохастическому ускорению ионов (механизм Ферми);

при этом ионосферные ионы H+, O+ и He+ могут ускоряться до 40 кэВ (Lundin et al., 1987). Эффективность этих механизмов зависит от заряда и массы частиц.

Вдоль магнитных трубок ионосферные ионы, ускоренные над авроральным овалом до E/Qi 10–20 кэВ, инжектируются в геомагнитную ловушку (формируя АП), а также в ближние к Земле области плазменного слоя (ПС) магнитосферного хвоста.

В ПС эти ионы доускоряются и перераспределяются по энергии в широком энерге тическом диапазоне (E 0,1–100 кэВ);

при этом их спектры переформировываются и сглаживаются. Во время бурь/суббурь частицы ПС инжектируются в геомагнитную ловушку. При этом значительная часть электронов высыпается, вызывая диффузные и пульсирующие полярные сияния, а бoльшая ( 90 %) часть ионов удерживается в магнитных трубках и втягивается в ловушку, испытывая бетатронное ускорение.

По данным ИСЗ показано, что в спокойные периоды большинство ( 70 %) прото нов в КТ и в АП имеют ионосферное происхождение, а во время бурь доля солнечных протонов в КТ приближается к соответствующей величине ( 50 %) в спокойном ПС (Ковтюх, 2000b,c). При AE 500 нТл эффективность солнечного источника протонов КТ значительно меньше, чем ионосферного (особенно на L 6,6), а во время сильных бурь солнечный источник доминирует в протонной компоненте КТ.

Так, во время главной фазы гигантской бури в феврале 1986 г. более 70 % протонов с E 1–315 кэВ поступало на L = 3–7 из гелиосферы (Ковтюх, 2000c). От мини 4.5. Внутренняя магнитосфера мума к максимуму солнечной активности КТ обогащается тяжелыми ионосферными ионами, особенно ионами O+, но при этом доля ионосферных протонов в полном числе протонов КТ уменьшается (Ковтюх, 2000c).

Благодаря резкому усилению поля E на главной фазе бури, а также благодаря втягиванию части магнитных трубок из магнитосферного хвоста, в эти периоды из ПС в геомагнитную ловушку инжектируется большое количество заряженных ча стиц, формирующих асимметричный КТ. Посредством биркеландовских токов, те кущих вдоль магнитного поля, асимметричный КТ тесно связан с ионосферными то ковыми системами. В результате формируется единая магнитосферно-ионосферная система токов и электрических полей, которая обеспечивает симметризацию КТ в те чение 1–3 ч (Tverskoy, 1970). Количественные оценки азимутальной асимметрии КТ на главной фазе бури получены впервые по данным ИСЗ «Молния-1» с привлечением данных магнитных обсерваторий (Kovtyukh et al., 1976). На периферии ловушки асимметричная инжекция частиц из ПС проявляется в эффекте «дрейфового эха»:

на ГСО наблюдаются постепенно затухающие кратковременные всплески потоков, разделенные интервалами, равными периоду дрейфа частиц данной энергии вокруг Земли.

Электрические поля и конвекция частиц кольцевого тока. После инжекции в ловушку частицы КТ конвектируют в скрещенных магнитном и электрическом (E ) полях. По данным ИСЗ внутренняя граница области конвекции (альвенов ский слой) примерно совпадает с положением плазмопаузы и внутренней кром кой КТ (Burke et al., 1998). Конвекция проявляется также в особенностях буревой пространственно-энергетической структуры потоков ионов («носовые» структуры) в сердцевине геомагнитной ловушки (Smith, Hoffman, 1974;

Kistler et al., 1989;

Jordanova et al., 1999), в суточном ходе параметров КТ на ГСО (Ковтюх и др., 1995b) и в других экспериментальных данных.

Согласно прямым измерениям на L 3–7 вблизи экваториальной плоскости Ec 0,1–0,2 мВ/м в спокойные периоды и 1–10 мВ/м во время бурь (Maynard et al., 1983;

Rowland, Wygant, 1998;

Wygant et al., 1998). При этом разность потенци алов между утренним и вечерним флангами магнитосферы изменяется от 20 до 150–200 кВ. Во время бурь Ec нарастает от внешней к внутренней кромке КТ, при чем максимум E, максимальное усиление потоков КТ и максимальное ослабление магнитного поля совпадают по L;

этот эффект наиболее четко выражен в вечернем секторе и проявляется уже при Kp = 3–4, усиливаясь с ростом Kp (Rowland, Wygant, 1998;

Wygant et al., 1998). Так, во время бури 24 марта 1991 г. (max |Dst | 300 нТл) это поле проникало до L 2 и достигало 8 мВ/м, а на L 4 оно не превышало 1–2 мВ/м;

в конце главной фазы этой бури максимальное ослабление магнитного поля (350 нТл) наблюдалось на L = 2,4 — там же, где и максимум E и давления КТ (Wygant et al., 1998).

При усилении электрического поля энергетический диапазон частиц, вовлеченных в конвекцию, расширяется. Так, во время бури 24 марта 1991 г. в конвекцию вовлекались частицы с энергией от 1–5 до 300 кэВ (Wygant et al., 1998).

Поле Ec сильно флуктуирует;

с удалением точки наблюдения от Земли амплитуда этих флуктуаций увеличивается и в ближнем ПС достигает величины среднего поля. Поэтому гладкие кривые, которыми принято изображать траектории частиц в классической теории конвекции, отвечают усредненной картине конвекции. В рам ках таких представлений, с учетом реальной структуры и динамики магнитного и электрического полей, построена модель, которая объясняет многие особенности эволюции ПУР ионов КТ, наблюдаемые на ИСЗ во время бурь (Башкиров и Ковтюх, 1995).

18 Плазменная гелиогеофизика 546 Гл. 4. Магнитосфера Земли Для описания квазистационарной конвекции горячей плазмы в ловушке использу ется полуфеноменологическая модель электрического поля Волланда—Стерна (Stern, 1977):

U = U0 Lp sin U L1, где U — потенциал поля в экваториальной плоскости, — долгота (отсчитывается от полуночного меридиана на восток). Первый член этого выражения описывает поле конвекции, второй — постоянное радиальное поле, которое генерируется в результате вращения замагниченной планеты (U = const). Показатель p (p 1) учитывает экранировку электрического поля плазмосферой. При p = 1 электрическое поле однородно, направлено с утра на вечер и не экранируется плазмосферой (модель Альвена). При увеличении p экранировка усиливается, напряженность конвектив ного электрического поля внутри плазмосферы уменьшается и форма альвеновского слоя приближается к окружности. Обычно параметр p задается в пределах от 1 до 3.

Так, динамика «носовой» структуры в КТ лучше всего описывается при p = 2 (Ejiri et al., 1978;

Kistler et al., 1989;

Jordanova et al., 1998, 1999). Наилучшие результаты моделирования эволюции положения плазмопаузы во время бурь (по данным ИСЗ «Explorer-45») достигаются при p = 2,4 (Ejiri et al., 1978).


Зависимость поля конвекции от уровня геомагнитной активности учитывается в коэффициенте U0. Согласно полуэмпирическим моделям (Ejiri et al., 1978) при p= U (кВ) = 0,45(1 0,1Kp )2 L sin, а с учетом экранирования поля плазмосферой, при p = 2, U (кВ) = 0,045(1 0,16Kp + 0,01 · Kp )3 · L2 sin.

Картина квазистационарной конвекции имеет ось симметрии. Для конвекции в по ле Волланда—Стерна и дипольном магнитном поле (или любом квазидипольном поле, симметричном относительно плоскости день—ночь) эта ось проходит через 6 и 18 ч LT. Однако экспериментальные данные свидетельствуют о некотором дополнительном повороте этой оси на восток;

для учета этого эффекта в модель Волланда—Стерна вводится угол 0 :

U = U0 Lp sin( 0 ) U L1.

При 2 Kp 5 угол 0 лежит в пределах от 30 до 45 (Kistler et al., 1989;

Christon et al., 1994;

Jordanova et al., 1998, 1999). Буревая динамика спектров ионов КТ лучше всего описывается при p 2 и 0 30–45 (Kistler et al., 1989;

Jordanova et al., 1999).

Реальное электрическое поле во время бурь может существенно отличаться от мо дели Волланда—Стерна, и в настоящее время разрабатываются другие модели. Так, на базе данных ИСЗ DE-2 разработана среднестатистическая модель электрического поля (Weimer, 1995), обеспечивающая лучшее согласие результатов моделирования конвекции с экспериментальными данными в некоторых областях {L, MLT, E, 0 } (Kistler, Larson, 2000). Однако в других областях с экспериментом лучше согласуется модель Волланда—Стерна.

Модели буревой конвекции, учитывающие ионизационные потери и питч-угловую диффузию частиц в конус потерь, объясняют многие локальные особенности (ми нимумы и максимумы), наблюдаемые в спектрах ионов КТ/АП (Lennartsson et al., 1981;

Kistler et al., 1989;

Kozyra et al., 1997;

Jordanova et al., 1999), а также в суточном ходе потоков частиц КТ в области ГСО (Kremser et al., 1988;

Christon et al., 1994). Такие особенности наблюдаются даже в сравнительно спокойные периоды 4.5. Внутренняя магнитосфера и свидетельствуют о практически непрерывном воздействии конвекции на движение частиц КТ/АП.

В рамках моделей нестационарной конвекции, учитывающих ионизационные по тери и высыпание ионов, можно объяснить и скейлинг ионных спектров КТ по зарядам частиц в диапазоне E/Qi от нескольких десятков до нескольких сотен кэВ (Ковтюх, 2000a).

В различных областях внешней части ловушки всплески потоков частиц в начале взрывной фазы суббурь имеют различный характер: в предполуночные и утренние часы ГСО потоки увеличиваются одновременно в широком энергетическом диапа зоне, а на других участках ГСО начальный момент таких всплесков зависит от энергии частиц. Для описания и моделирования таких эффектов вводится понятие о резкой суббуревой границе инжекции в ночной части ловушки (McIlwain, 1972).

В экваториальной плоскости она имеет спиральную форму (приближается к Земле с увеличением LT, пересекая ГСО в вечернем секторе) и описывается следующим выражением (Mauk, McIlwain, 1974):

122 10Kp, Lb = LT 7, где LT = LT в вечерние и LT = LT + 24 в утренние часы (в полночь LT = 24).

В некоторых моделях расстояние границы инжекции от Земли минимально в полночь и она симметрична относительно полуночного меридиана (Mauk, Meng, 1983):

7,3 0,6Kp, Lb = 1 / где — долгота в градусах, отсчитываемая от полуночного меридиана.

В околополуночном секторе авроральной области во время взрывной фазы суббу ри и в околополуденном секторе во время сильных поджатий магнитопаузы вихревые поля могут значительно превышать поле конвекции. Такие поля вызывают быстрые локальные вариации потоков, но в ходе дрейфа частиц эти вариации сглаживаются и усредненные пространственно-энергетические распределения КТ хорошо описыва ются моделями конвекции (Kistler et al., 1989;

Christon et al., 1994;

Jordanova et al., 1999). Влияние вихревых электрических полей на динамику частиц КТ в целом невелико (Harel et al., 1981).

Механизмы распада кольцевого тока. Затухание КТ на фазе восстановления бури связано в основном с перезарядкой ионов на атомах экзосферы и циклотронной неустойчивостью КТ. Электронная компонента КТ затухает в основном под действи ем циклотронной неустойчивости.

Перезарядка ионов кольцевого тока. Характерное время перезарядки ионов (ce ) зависит от их энергии, экваториального питч-угла, заряда и массы. Для ионов с E/Mi 10–30 кэВ (Mi — масса иона в а. е. м.) это время тем меньше, чем больше Qi, и быстро увеличивается с ростом энергии частиц.

В результате перезарядки ионов с Qi 1 образуются «вторичные» ионные компо ненты КТ (например, ионы O4+ и O5+ из ионов O6+ ). Поскольку времена перезарядки много больше времен суббурь, вариации потоков «вторичных» ионных компонент го раздо медленнее и слабее «первичных» (отражают изменения средних концентраций последних).

В буревых распределениях ионов кислорода с E/Qi = 1–300 кэВ на L = 6– ионосферная (O+ ) и солнечная (O6+ ) компоненты разделены глубоким провалом, а в спокойных условиях этот провал заполняется в результате процессов перезарядки.

В солнечном ветре распределение ионов кислорода по зарядам имеет резкий максимум при Qi = 6, а ионы углерода более равномерно распределены по Qi. По 18* 548 Гл. 4. Магнитосфера Земли этому по мере углубления солнечных ионов в геомагнитную ловушку для кислорода суммарная концентрация уменьшается быстрее, чем для углерода. Это проявляется и в суточном ходе отношения концентраций ионов C6+ /C5+ и C/O (Qi 4) в области ГСО, наблюдаемом по данным ИСЗ AMPTE/CCE: днем ГСО пересекает более глубокие L и [C6+ ]/[C5+ ] меньше, а [C]/[O] больше, чем ночью (Christon et al., 1994).

Для распределений ионов КТ с большими Mi и Qi влияние перезарядки прости рается дальше от Земли, чем для легких и/или малозарядных ионов. Так, по данным ИСЗ «Горизонт-21» и «Горизонт-35», спокойный суточный ход потоков ионов H+ и (NO)2+ КТ на ГСО описывается адиабатической моделью, учитывающей отклоне ния магнитного поля от дипольного и пренебрегающей перезарядкой (Власова и др., 1989;

Ковтюх и др., 1995b;

Ковтюх и Мартыненко, 1996). Она хорошо объясняет монотонный рост потоков ионов от полуночи к полудню, рост амплитуды суточного хода потоков с увеличением энергии ионов до E/Qi 70 кэВ и неизменность ее при бльших энергиях. Однако суточный ход потоков КТ для ионов (CNO)4+ и He2+ не o укладывается в рамки такой модели.

Анализ данных ИСЗ AMPTE/CCE за 46 месяцев наблюдений показывает, что в области ГСО ионы Hе+ спокойного КТ являются в основном продуктом пере зарядки ионов Hе2+ (Kremser et al., 1993). Этот вывод подтверждается тем, что спектры ионов Hе+ и Hе2+ в районе ГСО очень близки друг к другу по форме при E/Qi 30–100 кэВ, т. е. в том диапазоне, где ce слабо зависит от энергии Hе2+. На основании этого результата, с учетом зависимостей ce (E) для различных ионных компонент КТ и зависимости от Qi времен радиального переноса ионов, можно объяснить известный экспериментальный факт: в спокойных условиях на ГСО спектры ионов O+ КТ круче спектров ионов Hе+ (Ковтюх, 1999b).

Параметры наблюдаемого в спокойные периоды на L 5 провала в ионных спектрах при E/Qi 20–100 кэВ (см. рис. 4.5.38 и 4.5.39) — его форма, глубина и положение по энергетической шкале на разных L — хорошо согласуются с рас четными значениями, полученными с учетом баланса процессов обновления частиц в ловушке и перезарядки ионов (Kistler et al., 1989;

Kremser et al., 1993;

Fok et al., 1995).

В результате перезарядки ионов КТ с захватом электронов и полного восстанов ления электронных оболочек образуются энергичные атомы, величина и направление скорости которых близки к соответствующим величинам первичных ионов КТ. Такие атомы регистрировались на многих ИСЗ;

проводились даже измерения их состава по Z (Lui et al., 1996). Показано, что величина их потоков коррелирует с Dst и со скоростью распада КТ (Roelof et al., 1985;

Jorgensen et al., 2000).

По данным о потоках таких атомов строятся глобальные компьютерные обра зы КТ и прослеживается его буревая/суббуревая динамика. Таким методом установ лено, что во время главной фазы сильных бурь асимметрия КТ может быть очень большой: отношение потоков ионов КТ полночь/полдень достигает 20–30 (Roelof, 1987). Среднестатистическое распределение всплесков потоков энергичных атомов по LT (Jorgensen et al., 2000) хорошо согласуется с локализацией суббуревой области инжекции КТ (Lopez, 1992).

Двигаясь к Земле, энергичные атомы могут терять электроны, захватываться магнитным полем и формировать на L 3 «вторичный» КТ. Так, в (Mizera, Blake, 1973) представлены измерения потоков ионов с E 12,4 кэВ на малых высотах и показано, что их энергетический спектр хорошо согласуется со спектром ионов в источнике (на L 4), трансформированным перезарядкой. Модельные потоки «вторичного» КТ не превышают 30 (см2 · с · ср · кэВ)1 и очень слабо зависят от E и L (Bishop, 1996).

4.5. Внутренняя магнитосфера Циклотронная неустойчивость кольцевого тока. Кроме перезарядки ионов необходимо учитывать также, особенно во время бурь, циклотронную неустойчи вость КТ. Так, по данным «Explorer-45» характерное время жизни ионов КТ умень шается с ростом E и L (Williams et al., 1976), что согласуется с механизмом циклотронной неустойчивости и противоречит механизму перезарядки. Развитие циклотронной неустойчивости сильно зависит от ионного состава КТ и плазмосферы (Jordanova et al., 1996;

Kozyra et al., 1997).

В результате взаимодействия с циклотронными волнами развивается питч-угловая диффузия частиц КТ, приводящая к высыпанию частиц в атмосферу. В режиме питч-угловой диффузии время жизни частиц 0 (мин) aL4 / E(кэВ), где сильной a = 0,36 Mi для ионов и 8,41 · 103 для электронов (Kennel, Petschek, 1966).


Энергетическая диффузия ионов, вызываемая циклотронной неустойчивостью, намного слабее (медленнее) питч-угловой. Она приводит к сглаживанию нерегуляр ностей спектров ионов КТ, но практически не влияет на их наклон в широком энергетическом диапазоне (Kistler et al., 1989). Для электронов энергетическая диффузия идет гораздо быстрее и приводит к существенному смягчению спектров.

Теория циклотронной неустойчивости КТ хорошо подтверждается многочислен ными экспериментальными данными. Так, по данным ИСЗ «Молния-1» установлены корреляционные зависимости между вариациями потоков и анизотропии ПУР про тонов КТ, и на этой основе локализована по E и L область генерации когерентных электромагнитных пульсаций («жемчужин») в диапазоне Рс 1 (Ковтюх и др., 1975).

Для L от 5 до 7 построены зависимости критических потоков протонов от крутизны их спектров;

сравнение этих зависимостей с данными ИСЗ «Молния-1»

показывает, что на L 6 потоки протонов КТ близки к критическим уровням даже в спокойные периоды (Ковтюх и др., 1977a). Потоки многозарядных ионов не достигают здесь критических уровней даже во время сильных возмущений. С этим обстоятельством можно связать более плавный характер и небольшую по сравнению с потоками ионов группы CNO амплитуду долговременных вариаций потоков прото нов КТ в районе ГСО (см. рис. 4.5.34).

Теория циклотронной неустойчивости КТ подтверждается также одновременными измерениями потоков и спектров частиц КТ и электромагнитных волн во время бурь на ИСЗ «Explorer-45» (Williams et al., 1976) и других спутниках.

Для ионного КТ наиболее важны неустойчивости на двух циклотронных модах:

электромагнитной (Kennel, Petschek, 1966) и электростатической (Coroniti et al., 1972). Первая наиболее эффективно раскачивается на внутренней кромке КТ (в районе вечернего выступа плазмосферы), вторая — в районе максимума и на внешней кромке КТ (Coroniti et al., 1972), что подтверждается наблюдениями ПУР ионов (Williams, Lyons, 1974a, b), широтными профилями потоков высыпающихся ионов (Soraas, 1972) и положением среднеширотных красных дуг (Williams et al., 1976;

Kozyra et al., 1997).

Циклотронная неустойчивость КТ в районе плазмопаузы — основная причина совпадения внутренней кромки ионного КТ с усредненным по LT положением плаз мопаузы на фазе восстановления бурь, когда плазмопауза постепенно сдвигается от Земли и наползает на КТ. Во время суббурь и на главной фазе бурь совпадение внутренней кромки КТ с плазмопаузой объясняется экранированием поля конвекции.

В результате развития циклотронной неустойчивости в области вечернего выступа плазмосферы формируется азимутальная асимметрия внутренней кромки КТ на фазе восстановления бурь (Ковтюх и др., 1978;

Беспалов и др., 1990).

Кроме циклотронных, в геомагнитной ловушке генерируются гидромагнитные волны более низких частот (Pc 3–5). Эти волны не оказывают значительного вли яния на равновесие КТ в целом, но могут вызывать большие кратковременные 550 Гл. 4. Магнитосфера Земли (от нескольких десятков минут до нескольких часов) квазипериодические вариации потоков частиц во внешней части ловушки. При определенных условиях такие волны могут вступать в резонанс с ионами КТ и формировать локальные особенности в их распределениях. Так, по данным ИСЗ «Горизонт-35» обнаружено, что во время сильных возмущений в спектрах ионов H+, He2+ и O+ может формироваться узкий пик при E/Qi 130 кэВ;

всем основным особенностям такого эффекта удовлетворяет дрейфово-зеркальная неустойчивость КТ;

показано, что в области ГСО складыва ются наиболее благоприятные условия для взаимодействия ионов КТ с дрейфовыми волнами (Ковтюх, 1998).

Времена затухания буревого кольцевого тока. Расчетные времена затуха ния КТ с учетом перезарядки и высыпания ионов соответствуют продолжительности фазы восстановления бурь и составляют от 1 до 10–15 дней (в среднем тем больше, чем больше max |Dst |). Электронная компонента КТ затухает гораздо быст рее в результате развития сильной питч-угловой диффузии электронов.

Для типичных бурь расчетные скорости затухания ионного КТ, связанные с пере зарядкой и циклотронной неустойчивостью, примерно одинаковы. Но при этом следу ет учитывать, что с уменьшением потоков ионов КТ режим генерации циклотронных волн может поддерживаться только за счет роста анизотропии потоков, который обеспечивается процессами перезарядки ионов (Ковтюх и др., 1975). Поэтому при анализе основных закономерностей затухания КТ на фазе восстановления типичных бурь можно ограничиться рассмотрением перезарядки ионов, усредняя ce по E и частиц КТ (Ковтюх, 2001).

Время жизни ce ионного КТ (как целого), связанное с перезарядкой, опре деляется двумя конкурирующими эффектами: а) с уменьшением L концентрация атомов экзосферы (nH ) растет и времена жизни ионов КТ уменьшаются;

б) чем ближе КТ подходит к Земле, тем больше средняя энергия составляющих его ионов (бетатронное ускорение) и больше времена их жизни (с ростом энергии частиц сечение перезарядки ce уменьшается). При достаточно быстром уменьшении ce с ростом E второй эффект будет доминировать.

Точки отражения большинства ионов КТ лежат при m 30. В этих пределах изменением nH вдоль магнитных трубок можно пренебречь, nH L4, v L3/ и при E/Mi 10 ce E m L3m (Claflin, 1970;

Smith et al., 1976;

Phaneuf et al., 1978). Следовательно, на данной L характерное время перезарядки большей части ионов КТ ce L3m+5,5.

Для различных ионных компонент КТ величины ce существенно различаются. Так, для ионов группы CNO с Qi = 1 она значительно меньше, чем для протонов (при E 40 кэВ).

В ходе распада КТ под действием перезарядки ионный состав, спектры и ПУР КТ изменяются и величины ce непрерывно эволюционируют. Эта эволюция существенно различается на разных L. Поэтому уменьшение полной энергии КТ на фазе восста новления бурь, связанное с перезарядкой ионов, не описывается экспоненциальным законом.

При m 11/6 2 время ce увеличивается, а при меньших m — уменьшается с уменьшением L. Для протонной компоненты КТ m 2 и m 3,5 (m 2, при E 30–80 кэВ и m 4,3 при E 80 кэВ (Claflin, 1970)). Поэтому для бурь с max |Dst | 200 нТл, когда основной вклад в энергию КТ вносят протоны, фаза восстановления тем дольше, чем глубже КТ внедряется в ловушку. Однако на главной фазе и в начале фазы восстановления более сильных бурь основной вклад в энергию КТ могут вносить ионы O+, для которых m 0,6 при E 20 кэВ 4.5. Внутренняя магнитосфера (Phaneuf et al., 1978;

Fok et al., 1995), и эффект обратный: чем глубже КТ внедряется в ловушку, тем быстрее вымирают ионы O+.

Поэтому начальную быструю стадию фазы восстановления очень сильных бурь можно связать с распадом кислородной компоненты КТ, а последующую медленную стадию — с распадом протонной компоненты КТ. Более полный анализ показывает, что экспериментальные данные, полученные во время сильных бурь, лучше согласу ются с расчетами в предположении, что на быстрой стадии распад КТ определяется перезарядкой ионов O+ и циклотронной неустойчивостью КТ, а на медленной стадии перезарядка становится основным механизмом потерь (Jordanova et al., 1996, 1999;

Kozyra et al., 1997).

В качестве механизмов быстрой стадии фазы восстановления гигантских бурь рассматривались также быстрый распад внутренней части токового слоя магни тосферного хвоста (Alekseev et al., 1996) и внезапный поворот ММП на север в конце главной фазы бури, что может приводить к обращению электрического поля конвекции и выталкиванию КТ из внешних областей ловушки (Ebihara, Ejiri, 1998).

Магнитное поле кольцевого тока. По данным ИСЗ установлено, что ослабле ние магнитного поля ловушки во время бурь максимально в экваториальной плоско сти на L Lm 2,5–3,5 (Lm — положение максимума плотности энергии КТ) и не зависит от L между внутренней кромкой КТ и поверхностью Земли, а на L 6– поле немного усиливается (Sugiura, Poros, 1973).

Для отношения давления Pp плазмы к давлению Pm магнитного поля в макси муме буревого КТ с типичной шириной внутренней кромки L 0,1Lm получено следующее теоретическое выражение для бурь с max |Dst | 2000 нТл (Тверской, 1997):

Pp /Pm = 1,3/Lm.

В линейном приближении для дипольной ловушки вклад в Dst симметричного КТ (на фазе восстановления бурь и в спокойные периоды) и связанных с ним индукци онных (в земной коре) токов составляет Dst (нТл) 4 · 1030 W (кэВ), где W (t) — суммарная кинетическая энергия всех частиц КТ (Dessler, Parker, 1959;

Sckopke, 1966). С учетом энергии магнитного поля КТ (нелинейное обобщение) Dst увеличивается на 10–15 % (Sckopke, 1972;

Carovillano, Siscoe, 1973). Это соотношение учитывает ток, связанный с магнитным дрейфом частиц (направлен на запад), а также диамагнитные токи, связанные с радиальными градиентами КТ (направлены на запад на внешней и на восток на внутренней кромке КТ).

Однако кроме КТ в Dst вносят вклад токи на магнитопаузе, в магнитосферном хвосте и в ионосфере. Так, во время бури 2 сентября 1859 г. Dst понижался до 1760 нТл, но судя по кратковременности этого эффекта ( 1 ч) и практически пол ному восстановлению Dst к спокойному уровню в течение суток, во время этого со бытия мощный КТ не формировался, а магнитный эффект, наблюдавшийся в Бомбее, был связан, по-видимому, с кратковременным опусканием полярных электроджетов на низкие широты. Можно предположить, что это аномальное событие было связано с быстрым и очень сильным поджатием магнитопаузы (до высот 1RE ).

Согласно прямым экспериментальным данным, на фазе восстановления слабых и умеренных бурь Dst /Dst 0,7–0,9 (Ковтюх и др., 1977b;

Greenspan, Hamilton, 2000), а во время гигантских бурь эта величина уменьшается до 0,5 (Roeder et al., 1996;

Kozyra et al., 1997). Очень хорошая корреляционная зависимость между полной энергией частиц КТ и Dst в максимуме бури получена в результате анализа 80 бурь разной интенсивности по данным AMPTE/CCE (Greenspan, Hamilton, 2000).

552 Гл. 4. Магнитосфера Земли Заключение. В последние 20 лет в исследованиях КТ, особенно его ионно го состава, получены очень значительные экспериментальные результаты. Изуче ны и получили убедительную количественную интерпретацию многие особенности пространственно-энергетических распределений и динамики КТ. Достаточно подроб но изучены процессы распада КТ во время фазы восстановления бурь. Успешно развивается компьютерное моделирование КТ.

Вместе с тем, многие детали механизма формирования КТ во время магнитосфер ных активизаций, процессов ускорения и переноса ионов от различных источников изучены пока недостаточно. Во время магнитных активизаций локализация КТ и его конфигурация быстро меняются, причем характерные времена этих изменений во много раз меньше или (в лучшем случае) соизмеримы с периодами обращения ИСЗ.

Сильно варьируются и ионный состав КТ, и его энергетические и питч-угловые распределения, причем в разных областях КТ эти изменения могут проходить по-разному. Между тем, в поле зрения приборов на одном ИСЗ попадает только небольшая часть КТ. Поэтому для создания адекватной картины эволюции КТ во время бурь/суббурь необходимо проведение одновременных комплексных измерений на нескольких ИСЗ с разными орбитами и эти измерения должны сопровождаться детальным математическим моделированием динамики КТ.

Для полного понимания динамики КТ необходимы дальнейшие эксперименталь ные и теоретические исследования по следующим основным направлениям:

— дальнейшее изучение роли электрических полей в динамике КТ;

— подробный анализ динамики асимметричного КТ;

— изучение взаимосвязей КТ и ПС магнитосферного хвоста;

— изучение роли различных плазменных неустойчивостей, электромагнитных, электростатических и гидромагнитных волн в динамике КТ;

— изучение особенностей динамики КТ в различных магнитных бурях;

— детальный анализ роли суббурь в динамике буревого КТ;

— подробный анализ динамики КТ и его ионного состава во время гигантских бурь;

— изучение солнечно-циклических вариаций ионного состава КТ;

— дальнейший анализ соотношений вкладов КТ, токов магнитосферного хвоста и токов на магнитопаузе в вариациях индекса Dst во время различных бурь.

4.5.5. Магнитосферные циклотронные мазеры В.Ю. Трахтенгерц, А.Г. Демехов Введение. Как известно, мазеры это генераторы электромагнитных волн, ос нованные на эффектах стимулированного излучения. Необходимыми атрибутами мазеров являются активное вещество и электродинамическая система, определяющая собственные электромагнитные моды таких генераторов. В случае магнитосферных циклотронных мазеров (МЦМ) электродинамической системой служит заполненная фоновой (холодной) плазмой магнитная силовая трубка, а в качестве активного вещества выступают энергичные электроны и ионы, вращающиеся в магнитном поле (рис. 4.5.43). Причиной стимулированного излучения является циклотронная неустойчивость, обусловленная перенаселенностью вращательных уровней энергич ных частиц.

В магнитосфере Земли действуют два типа циклотронных мазеров (ЦМ), которые существенно отличаются друг от друга. Первый тип ЦМ функционирует в основном на авроральных силовых линиях магнитного поля на высотах между 103 и 104 км в плазменных кавернах с низкой плотностью электронов, где электронная плазмен ная частота много меньше электронной гирочастоты. Активным веществом в этих ЦМ являются электроны с энергиями 1–10 кэВ, вызывающие полярные сияния, 4.5. Внутренняя магнитосфера а собственными модами служат электромагнитные волны с частотой, близкой к ги рочастоте электронов, и волновым вектором, почти перпендикулярным направлению геомагнитного поля. В настоящее вре мя с этим типом ЦМ уверенно свя зывают происхождение аврорального километрового излучения. ЦМ друго го типа в магнитосфере Земли дей ствуют, как правило, в замкнутых магнитных силовых трубках, запол ненных плотной холодной плазмой, т. е. внутри плазмосферы или в об ластях с достаточно плотной холод ной плазмой за пределами плазмосфе ры. Активным веществом в этих ЦМ служат энергичные электроны и ионы радиационных поясов Земли, а соб ственными модами являются свисто вые (КНЧ/ОНЧ) и альвеновские (диа пазона Рс-1) электромагнитные вол ны, частоты которых меньше гироча стот соответствующих компонент РП в экваториальном сечении магнитной силовой трубки, где действует ЦМ.

Принципиальным для таких ЦМ яв ляется то обстоятельство, что во вза имодействие с волнами вовлечены все энергичные частицы РП, захваченные Рис. 4.5.43. Схема циклотронного мазера во в геомагнитную ловушку. Таким обра- внутренней магнитосфере Земли (ИАР — ионо сферный альвеновский резонатор) зом, функционирование ЦМ этого ти па определяет состояние и динамику захваченной в околоземном пространстве радиации (заряженных энергичных частиц) в целом, особенно в период магнитных бурь, когда происходит активное пополнение РП новыми частицами.

Генерация волн ЦМ происходит в результате развития циклотронной неустой чивости, которая обусловлена поперечной анизотропией функции распределения ча стиц РП. Количественной характеристикой такой анизотропии является отношение = (T /T ) эффективных температур (компонент энергии) поперек, T, и вдоль, T, внешнего магнитного поля. Пионерская работа Сагдеева и Шафранова (1960) сыграла ключевую роль в развитии концепции космических ЦМ. Они ввели фак тор анизотропии как универсальную меру инверсии распределения энергичных частиц по энергиям, которая определяет необходимое условие функционирования ЦМ. Важно подчеркнуть, что анизотропия 1 является естественным свойством адиабатических ловушек, каковыми являются магнитосферы планет, благодаря на личию конуса потерь. В магнитосфере Земли имеется и много других факторов, формирующих поперечную анизотропию в распределении энергичных частиц по энергиям (импульсам): это магнитное сжатие, перенос захваченных энергичных частиц поперек L-оболочек внутрь магнитосферы, ускорение электрическим полем конвекции и т. д. Таким образом, РП Земли в возмущенных условиях находятся, как правило, в неравновесном состоянии, способствующем развитию циклотронной неустойчивости. Второй важный шаг, определивший развитие нелинейной теории ЦМ, связан с формулировкой Веденовым и др. (1962) квазилинейной теории (КЛТ) 554 Гл. 4. Магнитосфера Земли ЦН. Они ввели понятие линий диффузии, вдоль которых энергичные частицы, взаимодействуя с волнами, могут достичь конуса потерь и выйти из ловушки.

Эти достижения физики плазмы были впервые применены к РП Земли в работах (Трахтенгерц, 1963;

Андронов, Трахтенгерц, 1964;

Kennel, Petchek, 1966;

Тверской, 1968).

В настоящее время КЛТ в применении к ЦМ получила всестороннее развитие как в рамках аналитического подхода, так и в численном моделировании, и позво ляет количественно объяснять многие важные процессы в динамике РП, а также эффекты генерации КНЧ/ОНЧ-волн и УНЧ-волн диапазона Рс-1. Результаты этих исследований частично суммированы Беспаловым и Трахтенгерцем (1980;

1986).

В первую очередь, это относится к генерации разнообразных типов излучений с широким (шумовым) частотным спектром. В то же время, оказалось, что многие явления, обусловленные циклотронным взаимодействием волн и заряженных частиц, не удается объяснить на основе КЛТ. Это, в частности, относится к дискретным излучениям КНЧ/ОНЧ/УНЧ-диапазонов, из которых основными являются хоровые излучения. Указанные явления требуют учета фазовых соотношений при взаимодей ствии волн и частиц, которые в КЛТ не учитываются. Большую роль в анализе таких эффектов сыграли исследования триггерного ОНЧ-излучения, возникающего при взаимодействии частиц с сигналами ОНЧ-передатчиков. Отметим здесь пионерские работы Nunn (1974;

1984;

1986), Karpman et al. (1974), Истомин и др. (1976;

1977), не потерявшие актуальность до настоящего времени, а также прекрасный обзор Omura et al. (1991). Количественное описание циклотронного резонансного взаимодействия, включая нелинейные эффекты, основывается на самосогласованной системе уравнений для волнового поля и функции распределения энергичных заря женных частиц (см. разд. 11.2.2, 11.5.5). Ниже на этой основе анализируются основ ные качественные и количественные характеристики МЦМ и дается интерпретация соответствующих явлений во внутренней магнитосфере.

Особенности циклотронного взаимодействия волн и частиц в магнитосфере Земли. Циклотронное взаимодействие волн и частиц имеет место при выполнении условия циклотронного резонанса H = k v, (4.5.21) где и k — частота и волновой вектор, H — гирочастота, v — скорость частицы, индекс « » обозначает компоненты векторов вдоль магнитного поля. Ниже в этом разделе рассматривается случай продольного распространения волн, k H (H — вектор геомагнитного поля). В неоднородной среде величины H, v и k являются функциями координаты z вдоль магнитного поля. В соответствии с (4.5.21), заряжен ные частицы с разными v взаимодействуют с волной (, k) в разных точках вдоль силовой линии. Невозмущенные (в отсутствие взаимодействия с волной) траектории частиц имеют вид эллипсов на плоскости (z, v ) (см. рис. 4.5.44), что отвечает сохранению энергии и первого адиабатического инварианта I = v /H(z):

v 2 = IH(z) + v 2 (z) = const. (4.5.22) Здесь v — модуль скорости частицы, v — компонента скорости поперек геомагнит ного поля. Резонансное взаимодействие имеет место в точках пересечения указанных кривых с кривыми a и a, отвечающими условию циклотронного резонанса (4.5.21).



Pages:     | 1 |   ...   | 18 | 19 || 21 | 22 |   ...   | 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.