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 |   ...   | 19 | 20 || 22 | 23 |   ...   | 25 |

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

-- [ Страница 21 ] --

Из рис. 4.5.44 видно, что частицы с продольными скоростями |v | vmin = (HL m )/km, (4.5.23) 4.5. Внутренняя магнитосфера Рис. 4.5.44. Циклотронный резонанс в неоднородном магнитном поле где m — максимальная частота в спектре волн, а km = kL (m ), не взаимодействуют с волнами. Индекс L здесь и далее обозначает величины в центральном сечении ловушки (в области геомагнитного экватора). Для волн с k H суще ствует верхняя частотная граница области неустойчивости, определяе мая выражением m = (1 1 )HL. (4.5.24) Типичная частотная зависимость инкремента ЦН (, z) показана на рис. 4.5.45. Неустойчивость ( 0) имеет место при m. Инкре мент достигает максимума на часто те opt и убывает с понижением ча стоты вследствие уменьшения чис ла резонансных частиц. Для макс- Рис. 4.5.45. Частотная зависимость инкремента ЦН велловского распределения по про дольным скоростям он пропорционален exp(mvR /2T ), где m — масса покоя заряженной частицы, vR = ( HL )/k — резонансная скорость, и может быть охарактеризовано параметром kv0 /H, где v0 = (2T /m)1/2, k — характерное 1/ значение волнового вектора. Для свистовых волн = (pe /ce )(v0 /c). В случае 1) и 1, инкремент неустойчивости достаточно плотной холодной плазмы ( достигает максимума на частоте opt H / (4.5.25) H (Беспалов, Трахтенгерц, 1986). Величина максимального инкремента свистовых волн равна max /ce 0,2( 1)nг /nх, (4.5.26) 556 Гл. 4. Магнитосфера Земли где nг и nх — концентрации горячих и холодных электронов. При 1 число резонансных частиц мало, и неустойчивость сильно ослаблена. В магнитосфере Земли условие 1 для свистовых волн выполнено в плазмосфере и в областях с повышенной плотностью фоновой плазмы вне плазмосферы.

Рассмотрим конкретный пример. Выберем L = 4 и типичное значение анизотро пии = 3/2. Для дипольного геомагнитного поля, имеем HL 500 (1 = 1 нТл = = 105 Э) и HL /2 12,5 кГц. Полагая T = 20 кэВ и nхL = 2 · 102 см3, получаем 7,7, fopt = opt /2 1,7 кГц. Это типичная частота КНЧ—ОНЧ-шипений на данной L-оболочке (Helliwell, 1965;

Hayakawa, Sazhin, 1992). Плотность потока захваченных электронов для условий умеренной магнитной активности SL 2 · 107 см2 · с1 (Акасофу, Чепмен, 1972;

Лайонс, Уильямс, 1984), что соответ ствует nгL 3 · 103 см3. При этих параметрах, инкремент m 0,1 с1. Важной характеристикой ЦН является усиление на одном проходе вдоль силовой трубки, 2l/vgL, где vgL — групповая скорость волн. В нашем примере 0,12.

Зависимость эффективности ЦН от плотности плазмы определяет формирование локализованных зон высыпаний энергичных частиц при геомагнитных возмущениях.

Такие частицы инжектируются во внутреннюю магнитосферу на ночной стороне и дрейфуют на утреннюю (электроны) и вечернюю (протоны) стороны. Форма плаз мосферы в это время меняется (разд. 4.5.1), и образуется вытянутый язык плотной холодной плазмы в вечернем секторе. Высыпания имеют место в областях контакта траекторий энергичных частиц с плазмопаузой и оторвавшимися облаками плотной плазмы (рис. 4.5.46). Для электронов существуют две таких зоны — одна на утренней Рис. 4.5.46. Зоны высыпаний энергичных частиц во внутренней магнитосфере Земли. Сплош ные линии показывают траектории дрейфа энергичных протонов, пунктирные — электронов.

Затененная область — плазмопауза 4.5. Внутренняя магнитосфера и другая на послеполуденной стороне. Для протонов основная зона высыпаний находится в вечернем секторе. На восстановительной фазе магнитной бури, когда инжекция заканчивается, проявляется более медленный процесс радиальной диффу зии энергичных частиц, который подпитывает работу ЦМ на границе плазмосферы во всех долготных секторах.

Функционирование циклотронных мазеров в рамках квазилинейного при ближения. Взаимодействие шумовых излучений с заряженными частицами, име ющими плавные функции распределения, адекватно описывается в рамках КЛТ (разд. 11.5.5). Для магнитосферы Земли основными типами таких излучений яв ляются так называемые шипения КНЧ—ОНЧ-диапазона. В некоторых случах КЛТ применима для описания ионно-циклотронного взаимодействия с волнами диапазона Pc-1 (0,1–10 Гц).

Система квазилинейных уравнений весьма сложна, особенно если учесть неодно родность магнитного поля в условиях реальной магнитосферы. Некоторые упрощения этой системы описаны ниже. Во-первых, для анализа процессов с временами больши ми, чем периоды осцилляций частиц и волн между точками отражения (см. пример в предыдущем разделе), можно усреднить по этим периодам исходные уравнения для функции распределения (ФР) f и спектральной плотности энергии волн.

Во-вторых, часто реализуется случай достаточно плотной холодной плазмы, когда HL. При этом достаточно учесть только диффузию по питч-углам, которая opt играет основную роль. Детальное изложение этих вопросов можно найти в книгах Беспалова, Трахтенгерца (1986) и Stix (1992). В результате этих упрощений система квазилинейных уравнений принимает вид F F F + J F, (4.5.27) + VDL = D t r Tb + vg = ( ), (4.5.28) t r где F — ФР усредненная по периоду Tb = dz/v баунс-осцилляций частиц между магнитными пробками, — спектральная плотность энергии волн усредненная по периоду Tg = dz/Vg осцилляций волн между точками отражения, r — радиус-вектор в экваториальном сечении магнитной силовой трубки, VDL и vg — компоненты усредненных дрейфовой скорости частиц и групповой скорости волн в этом сечении, J — источник энергичных частиц, слагаемое F описывает уход частиц в конус потерь:

v/l, 0 c, (4.5.29) = 0 c где c = HL /H0, H0 — магнитное поле в основании силовой трубки на высоте атмосферы, характеризует потери энергии волн за счет их рефракции и неполного отражения:

= 2 |ln R| /Tg, (4.5.30) где R — эффективный коэффициент отражения волн.

Самосогласованный характер этой системы уравнений определяется связью коэф фициента диффузии с и инкремента с F :

(4.5.31) D = K (, v) d, F F v 3 dvd, (4.5.32) = G (, v, ) HL 558 Гл. 4. Магнитосфера Земли где K и G — известные функции, а пределы интегрирования в общем случае зависят от и v для D и от для (см. Беспалов, Трахтенгерц, 1986). В случае достаточно плотной холодной плазмы этими зависимостями можно пренебречь.

Используя систему уравнений (4.5.27)–(4.5.28), можно исследовать широкий класс квазистационарных и динамических явлений в ЦМ. Она адекватно описывает формирование зон высыпаний энергичных частиц при геомагнитных возмущениях и позволяет найти уровень потоков захваченных и высыпающихся частиц и амплитуды возбуждаемых волн. При небольшой амплитуде питч-угловая диффузия является слабой и конус потерь остается почти пустым. С ростом амплитуды волн, заполнение конуса потерь увеличивается. Предельным является случай практически изотропной функции распределения, т. е. полностью заполненного конуса потерь. Этот случай называется в западной литературе режимом сильной питч-угловой диффузии. В кни ге Беспалова, Трахтенгерца (1986) принято название умеренной диффузии, а сильной называется такая диффузия, при которой ФР захваченных частиц заметно меняется за один период баунс-осцилляций.

В присутствии постоянного источника энергичных частиц система (4.5.27)– (4.5.28) имеет нетривиальное состояние равновесия, которое может быть как устой чивым, так и неустойчивым. Установление устойчивого равновесия может сопро вождаться релаксационными колебаниями (РК), добротность которых высока при достаточно слабом источнике частиц: Q (tJ )1/2 (tJ — время накопления частиц до порога неустойчивости). Легко проверить, что при таких колебаниях относительные вариации потока захваченных энергичных частиц малы, а вариации потока высы пающихся частиц, пропорционального энергии волн, наоборот, велики. Физическая причина РК в том, что генерация волн сопровождается уменьшением анизотропии и концентрации энергичных частиц, определяющих «разность населенностей» в ЦМ.

Поэтому после вспышки неустойчивости система оказывается ниже порога генера ции, и при слабом источнике за время накопления частиц волны успевают затухнуть, т. е. создаются условия для новой вспышки. РК возникают уже в простейшем, так называемом балансном приближении, когда ФР характеризуется одним параметром, например, содержанием частиц N в силовой трубке с единичным сечением на уровне ионосферы, подчиняющимся уравнению dN N = S + J (4.5.33).

dt TN Здесь S — поток высыпающихся энергичных протонов в ионосферу, TN — их время жизни в присутствии только парных механизмов потерь (в основном, это процессы перезарядки на нейтральных атомах), J(t) — источник.

Неустойчивость стационарной генерации в ЦМ, впервые обнаруженная Беспало вым (1981), приводит к автоколебательным режимам генерации волн. Она реализу ется, если на начальной стадии неустойчивости или при отклонении от стационара изменение ФР за счет питч-угловой диффузии ведет к нарастанию инкремента.

Аналитическое исследование таких режимов (см. Беспалов, Трахтенгерц, 1986), в котором обнаружена не только физическая, но и формальная аналогия с мазерами, проведено для случая слабой диффузии и достаточно высокой плотности плазмы ( HL /m 1), когда практически все частицы находятся в резонансе c волнами и можно считать форму спектра неизменной. Количественные оценки параметров релаксационных и автоколебаний в электронных ЦМ показывают, что приближение слабой диффузии для внутренней магнитосферы Земли нарушается при периодах T 100 с. Одновременно нарушается и приближение неизменной формы спектра волн. Основные результаты для этого случая получены на основе качественного рассмотрения и численного моделирования. Этот анализ подтверждает возможность 4.5. Внутренняя магнитосфера установления автоколебаний в присутствии стационарного источника энергичных частиц и при частично заполненном конусе потерь, при этом эволюция спектра волн играет большую роль в формировании такого режима. Роль источника может выполнять, например, дрейф частиц, в процессе которого они поступают в область неустойчивости. Если размер этой области невелик (например, это вытянутое вдоль B волокно с плотной плазмой), то в конус потерь высыпается лишь небольшая доля частиц, остальные покидают волокно с противоположной стороны. При этом их распределение более изотропно, чем на входе, за счет передачи части поперечной энергии волнам, возбуждаемым в волокне. Автоколебания в таком проточном ЦМ (рис. 4.5.47) с периодами T 10 с объясняют свойства наблюдаемых в утреннем сек торе пульсирующих пятен в полярных сияниях (Трахтенгерц и др., 1986;

Demekhov, Trakhtengerts, 1994).

Рис. 4.5.47. Схема проточного циклотронного мазера Численное исследование автоколебаний в ЦМ позволяет провести детальное сопоставление характеристик квазипериодических ОНЧ излучений в конкретных событиях с параметрами холодной и горячей плазмы в магнитосфере. Пример такого исследования, основанного на данных спутников «Магион-5» и «Freja», дан в работе (Pasmanik et al., 2004).

При дальнейшем увеличении мощности источника частиц период пульсаций уменьшается до значений, сравнимых с периодом Tg осцилляций волновых пакетов в ЦМ, т. е. нарушается и одно из основных приближений, использованных при выводе системы (4.5.27)–(4.5.28). Отметим, что в случае Tb. Это дает воз HL Tg можность пользоваться усредненными уравнениями для ФР частиц. Вместо (4.5.28) необходимо использовать неусредненное по z уравнение. Пренебрегая переносом поперек геомагнитного поля и объемными потерями, его можно записать в виде ± = ±, ± vg (4.5.34) z t где знаки ± соответствуют распространению в ±z направлениях. Уравнение (4.5.34) необходимо дополнить граничными условиями (±l) = R± ± (±l), (4.5.35) 560 Гл. 4. Магнитосфера Земли где R± — коэффициенты отражения на соответствующих границах, z = ±l. В простейшем случае R+ = R.

Аналитическое рассмотрение динамики ЦМ на временах порядка Tg (Беспалов, 1984) показало, что в этом случае имеет место пассивная синхронизация мод, т. е. взаимная компенсация эффектов частотно-зависимого нелинейного усиления, отражения и дисперсии групповой скорости, в результате чего образуется соли тоноподобный волновой пакет, осциллирующий без изменения формы. Пассивная синхронизация в свистовых МЦМ ответственна, по-видимому, за формирование квазипериодических КНЧ—ОНЧ-излучений с периодами 3–5 с.

Дальнейшее движение в сторону более коротких временных масштабов динамики ЦМ приводит к рассмотрению эффектов баунс-осцилляций энергичных частиц в ло вушке (см. Беспалов, Трахтенгерц, 1986). Эта проблема мало разработана и требует дальнейших исследований.

Генерация хоровых КНЧ/ОНЧ-излучений. Эксперимент обнаруживает дис кретные КНЧ—ОНЧ-сигналы естественного происхождения с еще более быстрой динамикой чем баунс-осцилляции энергичных электронов. Это так называемые хоро вые сигналы (см. рис. 4.5.48), которые являются наиболее многочисленной группой дискретных электромагнитных КНЧ— ОНЧ-излучений в магнитосфере Земли.

Эти излучения возникают, как прави ло, на восстановительной фазе магнит ной бури и свидетельствуют об инжек ции в геомагнитную ловушку интенсив ных потоков электронов средних энергий в диапазоне 10–100 кэВ. Имеется целый Рис. 4.5.48. Пример динамического спектра ряд общих черт, которые отличают хоро хоровых излучений. Длительность записи вые излучения от других типов дискрет (горизонтальная ось) около 14 c, масштаб ных излучений (Sazhin, Hayakawa, 1992).

вертикальной оси частот около 2 кГц. Запись Продолжительность событий с хоровы сделана в Пороярви, Финляндия, в январе ми излучениями составляет от несколь 1993 г.

ких минут до нескольких часов: дискрет ные сигналы в виде отдельных узкополос ных элементов следуют друг за другом с периодом T 0,1–1 с, который часто много меньше периода осцилляций энергичных электронов между зеркальными точками в геомагнитной ловушке (Trakhtengerts, 1999). Частота f внутри каждого элемента повышается со скоростью df /dt 1–10 кГц/с (Sazhin, Hayakawa, 1992). Согласно спутниковым измерениям (Hattori et al., 1991) хоры в магнитосфере возбуждаются вблизи экватора в виде свистовых волн с волновым вектором k, направленным почти вдоль геомагнитного поля, и следуют «пачками» длительностью около 10 с.

В наземных измерениях такая прерывистая генерация проявляется в виде дополни тельной модуляции интенсивности хоров с тем же периодом порядка 10 с. Важная особенность хоровых излучений, пример которой показан на рис. 4.5.48 — их связь с шумовыми излучениями, часто служащими низкочастотной «подставкой», из кото рой вырастают хоровые элементы (Hattori et al., 1991;

Sazhin, Hayakawa, 1992). Этот наиболее интенсивный тип дискретных сигналов в магнитосфере Земли генерируется в малой окрестности экваториального сечения магнитной силовой трубки (Le Docq et al., 1998;

Parrot et al., 2003) в отсутствие какой-либо видимой положительной обратной связи, которая могла бы быть обеспечена, например, отражениями волн от ионосферных зеркал.

4.5. Внутренняя магнитосфера В лабораторных мазерах на циклотронном резонансе дискретные электро магнитные излучения генерируются распределениями излучающих электронов осцилляторов с малым разбросом по импульсам (по существу, распределениями в виде дельта-функции). В естественные радиационные пояса Земли инжектируются потоки энергичных электронов с достаточно большим разбросом по скоростям, v v. Поперечная анизотропия этих потоков приводит к развитию циклотронной неустойчивости и генерации шумовых излучений (хиссов, или шипений) на частотах HL. Об этом свидетельствует как эксперимент, так и теоретические оценки.

Согласно этим оценкам циклотронное усиление свистовых волн при однократном прохождении радиационного пояса мало ( 1) и не может объяснить наблюдаемое усиление исходной свистовой волны в случае хоровых излучений.

Возможным выходом из этого противоречия может служить образование де формации в виде ступеньки на функции распределения энергичных электронов по продольной компоненте скорости под действием шумовых излучений. Такая возмож ность была количественно проанализирована в работах Трахтенгерца и др. (1986), Demekhov, Trakhtengerts (1994), Trakhtengerts et al. (1996) на основе самосогласо ванных уравнений КЛТ.

Физическая причина формирования ступеньки очень проста и связана с су ществованием, согласно (4.5.23), минимальной продольной энергии электронов Wmin = mvmin /2, взаимодействующих с волнами на циклотронном резонансе. Элек троны с W Wmin испытывают питч-угловое рассеяние на волнах и высыпаются из геомагнитной ловушки через конус потерь, частицы с W Wmin не принимают участия в резонансном взаимодействии, что и определяет появление ступеньки при W = Wmin.

На рис. 4.5.49 приведены результаты численного моделирования эволюции цик лотронной неустойчивости в рамках КЛТ: рост усиления и интенсивности сви стовых волн (рис. 4.5.49, а), а также эволюция функции распределения энергичных Рис. 4.5.49. Результаты численного решения самосогласованных квазилинейных уравнений, иллюстрирующие развитие ступеньки на функции распределения (Trakhtengerts et al., 1996).

Здесь = 1 0 /, где 0 = HL / ;

x = sin L, где L — питч-угол в экваториальной плоскости. Кривые 1–3 соответствуют последовательным моментам времени t1 t2 t 562 Гл. 4. Магнитосфера Земли электронов F и коэффициента питч-угловой диффузии D (рис. 4.5.49, б). Ясно видно формирование ступеньки на функции распределения электронов, причем крутизна ступеньки растет в ходе эволюции неустойчивости. Растут и усиление step и инкре мент step волн, находящихся в резонансе со ступенькой. По мере развития неустой чивости ступенька медленно (по сравнению с временем ее укручения) движется в сторону меньших продольных скоростей, а следовательно, спектр волн обогащается более высокими частотами. Следует заметить, что в реальных условиях эта эволюция зависит от целого ряда факторов. В частности, квазилинейная стадия циклотронной неустойчивости с шумовым спектром волн в условиях магнитосферы во многом зависит от наличия вытянутых вдоль магнитного поля волноводов для свистовых волн с малыми потерями на торцах (ионосферах). Такие волноводы обеспечивают усиление волн при многократном пересечении волновым пакетом экваториальной плоскости.

Режим лампы обратной волны. Характер циклотронной неустойчивости прин ципиально меняется, когда инкремент step kvstep, где vstep — ширина ступеньки на функции распределения по продольной скорости. Этот критерий характеризует переход от кинетической к гидродинамической стадии неустойчивости, когда прин ципиальными становятся фазовые эффекты. Эту стадию надо рассматривать на ос нове полного кинетического уравнения (см. разд. 11.2.2). В линейном приближении, учитывая вид невозмущенной функции распределения в виде ступеньки, можно получить систему двух дифференциальных уравнений:

2vg JR, + vg B= t z c (4.5.36) JR = qB iJR, + vb t z где B — амплитуда магнитного поля в волне, = H kv — частотная расстройка, JR — резонансный ток электронов, q e2 nг (v0 /vstep )2 (H / 1).

Фактически, мы имеем дело с генератором типа лампы обратной волны (ЛОВ), в которой групповая скорость волны направлена против скорости электронов. Разни ца между классической лабораторной ЛОВ (Гинзбург, Кузнецов, 1981) и «магнито сферной ЛОВ» заключена в функции распределения электронов по скоростям: если в лабораторных приборах это дельта-функция, то в магнитосферной ЛОВ мы имеем дело со ступенькой.

Основные свойства неустойчивости можно получить из упрощенной ограниченной в пространстве однородной модели (Trakhtengerts, 1995). Длина lЛОВ такой эквива лентной системы вдоль магнитного поля определяется из условия достаточно малого фазового рассогласования циклотронного резонанса на экваторе:

lЛОВ / (/vstep )dz, (4.5.37) lЛОВ / где vstep — продольная компонента скорости, соответствующая ступеньке, т. е. на экваторе (z = 0) H = kvstep. В случае дипольной аппроксимации магнитного поля из (4.5.37) получаем lЛОВ 1,6(R0 L2 /k)1/3.

(4.5.38) Заметим, что в условиях земной магнитосферы lЛОВ R0.

4.5. Внутренняя магнитосфера Систему уравнений (4.5.36) нужно дополнить следующими граничными условиями:

при z = lЛОВ /2 : B = Bexit, JR = 0, R = 0, (4.5.39) при z = lЛОВ /2 : B = Bent, R = 0.

Здесь Bent(exit) — амплитуда волны на входе (выходе) ЛОВ, R — коэффициент отражения волны от торцов генератора. Порог генерации волн в ЛОВ соответствует переходу системы (4.5.36), (4.5.39) в режим абсолютной неустойчивости, когда переходная функция = Bexit /Bent стремится к бесконечности. Полагая в (4.5.36) {B, JR } exp(it) и решая граничную задачу с учетом (4.5.39), нетрудно найти пороговый поток энергичных электронов Sthr и инкремент абсолютной неустойчи вости ЛОВ, характеризующий скорость роста волн в ЛОВ на начальной стадии.

В оптимальных условиях, когда = 0, получаем Im = 2 Q (Q 1) /(8T0 ), (4.5.40) где Q = step /thr = (S/Sthr )1/2 — безразмерный параметр превышения над порогом неустойчивости, step = 0,25pг b1/2 — инкремент гидродинамической неустойчи вости в безграничной однородной плазме, pг = (4e2 nг /m)1/2, = v0 /c, v0 — характерная поперечная скорость электронов, thr = /T0, b — относительная высота ступеньки на функции распределения, T0 = lЛОВ (1/vstep + 1/vg ) — время запаздыва ния в цепи обратной связи ЛОВ.

Формирование хоровых излучений. Рассмотрим некоторые качественные эф фекты, которые вытекают из подобия физических процессов в лабораторных и маг нитосферных ЛОВ. Согласно результатам экспериментальных и теоретических ис следований лабораторных ЛОВ, где начальное распределение имеет вид -функции (Гинзбург, Кузнецов, 1981), режим генерации волн в ЛОВ становится периодическим, когда концентрация электронов достигает бифуркационного значения nmod 3,5nthr.

Аналогичный переход, как показывает численное моделирование (Демехов, Трах тенгерц, 2005), имеет место и для магнитосферной ЛОВ, но в этом случае nmod 2,25nthr (отличие связано с разной зависимостью инкремента от концентрации электронов — step n1/2 для ступеньки по продольным скоростям и beam n1/ для пучка). Периодический режим означает, что генерация волн происходит в виде последовательности отдельных импульсов с периодом следования, равным (Гин збург, Кузнецов, 1981;

Trakhtengerts, 1999) Tmod 1,5T0. (4.5.41) При дальнейшем повышении концентрации электронов периодическая модуляция амплитуды переходит в стохастическую. Для магнитосферной ЛОВ в модели одно родной среды этот переход имеет место при nstoch 3,5nthr. При этом характерный интервал времени между всплесками амплитуды по порядку величины по-прежнему определяется величиной Tmod.

Амплитуду магнитного поля генерируемых волн можно оценить из соотношения, следующего из анализа эффектов насыщения при развитии ЦН квазимонохромати ческой волны (Трахтенгерц, 1984):

tr /ЛОВ = 32/(3), (4.5.42) где ЛОВ определяется из соотношения (4.5.40), а tr = (kv H B /B)1/2 — частота осцилляций электронов, захваченных полем волны. Из (4.5.42) следует выражение для амплитуды волн:

B ЛОВ 10m/(ek ).

(4.5.43) 564 Гл. 4. Магнитосфера Земли Период (4.5.41) и величину (4.5.43) мы связываем с периодом следования и ампли тудой хоровых элементов.

Оценка дрейфа частоты в хоровом элементе, неплохо согласующаяся с экспе риментом, может быть получена из качественной картины формирования элемента как последовательности сателлитов, каждый из которых генерируется через время t 2/tr и отделен от предыдущего частотным интервалом f tr /(2). Отсюда с учетом (4.5.42) имеем df /dt 0,5ЛОВ.

(4.5.44) Для количественных оценок возьмем параметры плазмы из работы Santolik et al.

(2003), в которой приведены экспериментальные данные со спутников «Clus ter», полученные в зоне генерации хоровых излучений на L = 4,4 при высоком уровне геомагнитной возмущенности. Характерная частота излучений составляла 0,45HL при довольно низкой плотности холодной плазмы nх = 2 см3, что соответствует высокой резонансной энергии электронов (vstep = 1,47 · 105 км/с, Wstep = mvstep /2 = 62 кэВ). С учетом дисперсионного уравнения свистовых волн, имеем 2/k 26 км и масштаб области взаимодействия lЛОВ 2,6 · 103 км. Полагая относительную высоту ступеньки b = 0,17, находим пороговый поток электронов Sthr 5 · 107 см2 · с1. Для S 4 · 108 см2 · с1, что является вполне реальным значением, инкремент ЛОВ 120 с1. Для характерного (минимального) периода модуляции амплитуды получим Tmod 0,025 с (в эксперименте T 0,02–0,5 с).

Для амплитуды хоров из (4.5.43) следует B 100 пТл, а из (4.5.44) имеем df /dt 1 кГц/c. Все полученные оценки находятся в удовлетворительном согласии с экспериментом (Trakhtengerts et al., 2004).

Подводя итог вышесказанному, модель генерации хоров можно суммировать сле дующим образом. Энергичные электроны, ускоряясь в период магнитной активности во внешней магнитосфере, дрейфуют вследствие электрического и магнитного дрей фов в область генерации с благоприятными условиями для циклотронной неустойчи вости. Такими областями являются плазмопауза и волокна с повышенной плотностью холодной плазмы вне плазмосферы. На предварительной стадии развития циклотрон ной неустойчивости, которая согласно теоретическим оценкам (Trakhtengerts, 1999), длится порядка 10 с, происходит формирование ступеньки на функции распределения энергичных электронов. Эта стадия, возможно, проявляется в эксперименте в виде супермодуляции интенсивности хоров с периодом Tsm 10 с (Sazhin, Hayakawa, 1992).

После того, как ступенька сформировалась, начинается быстрая стадия генерации хоровых элементов с общей длительностью в локальной магнитной силовой трубке t TB, периода осцилляций электронов между магнитными пробками. Возможно, прерывистая генерация хоров, которая видна в спутниковых наблюдениях, обуслов лена именно этой причиной.

ЦН кольцевого тока и генерация геомагнитных пульсаций Рс1. Волны, генерируемые в ионном ЦМ, попадают в диапазон 0,2–5 Гц (Pc1, или КПК — короткопериодных колебаний). Выделяются два самых ярких типа КПК — «жемчу жины», характеризуемые регулярной спектрально-временной структурой с периодом T 100 с и почти постоянным дрейфом частоты в одном импульсе и получившие название из-за специфического вида на аналоговых записях, и колебания убываю щего периода (КУП, или IPDP), характеризуемые более широким спектром и более медленной ( 1 час) эволюцией. На рис. 4.5.50 показан интересный пример сочетания «жемчужин» с КУП. Обзор морфологии и физических представлений об этих излу чениях можно найти в работах (Гульельми, Троицкая, 1973;

Беспалов, Трахтенгерц, 1986;

Kangas et al., 1998). Отметим, что регулярная спектрально-временная картина 4.5. Внутренняя магнитосфера Рис. 4.5.50. Пример динамического спектра КПК, наблюдаемых на двух наземных станциях (из работы Mursula et al., 2000). «Жемчужины» переходят в КУП примерно в 20:30 UT характерна для спокойных геомагнитных условий и для широт вблизи плазмопаузы, где существуют условия волноводного распространения волн Pc1, обеспечивающие их многократное возвращение в область генерации (см. разд. 4.5.2). В то же время, излучения с максимальной амплитудой чаще регистрируются спутниками вне плаз мосферы.

Генерация волн в электронном и ионном ЦМ имеет много общих черт и описы вается аналогичными уравнениями. В то же время есть важные отличия. Одно из них — влияние многокомпонентного ионного состава плазмы как на распространение, так и на затухание ионно-циклотронных волн вдоль магнитной силовой трубки.

Второе отличие — резонансный характер отражения альвеновских волн от ионосфе ры, обусловленный существованием ионосферного альвеновского резонатора (ИАР, см. разд. 4.5.2;

Поляков, Рапопорт, 1981;

Беляев и др., 1987;

1989). Коэффициент отражения R волн в диапазоне Рс-1 имеет немонотонную зависимость от частоты и меняется в процессе работы ЦМ под действием высыпающихся энергичных прото нов, т. е. «зеркала» ионного ЦМ обладают нелинейными и селективными свойствами.

Это порождает своеобразный пичковый режим генерации волн с дрейфом частоты, являющийся одной из разновидностей пассивной синхронизации волн в ЦМ и на званный режимом «альвеновского свип-мазера» (АСМ, Поляков и др., 1983;

Беляев и др., 1984). Качественное представление о зависимости R от частоты и ионосферной концентрации вместе с зависимостью усиления волн дает рис. 4.5.51. Протоны с энергиями несколько десятков кэВ производят ионизацию в основном в E-слое (на высотах около 110 км). Это приводит к сдвигу максимумов и минимумов R(f ), так что на частоте, соответствующей в невозмущенных условиях максимуму суммарного коэффициента передачи tot = R2 exp(2), он уменьшается. Таким образом, волновой пакет, проходящий через область взаимодействия в экваториальной зоне силовой трубки, вызывает посредством высыпаний энергичных протонов уменьшение R для 566 Гл. 4. Магнитосфера Земли Рис. 4.5.51. Частотная зависимость усиления волн Pc-1 и коэффициента отражения от ионосферы в спокойном (R0 ) и возмущенном (R1 ) состоянии пакета, распространяющегося навстречу, и в результате такой конкуренции «выжи вает» только один волновой пакет. Он испытывает отражение от ионосферы на фазе ее восстановления, когда коэффициент отражения эволюционирует от возмущенного значения R1 к невозмущенному R0. Частота максимума tot, которой соответствует центральная частота волнового пакета, при этом увеличивается.

Данный режим изучен в рамках уравнений (4.5.33), (4.5.34) и (4.5.35), дополнен ных уравнением баланса ионизации в E-слое:

± dn± /dt = (S0 + S ± ) n2, (4.5.45) ± где n± — плотность ионосферной плазмы в сопряженных областях ионосферы, ± — коэффициент рекомбинации, — эффективность ионизации, S0 соответствует фоновой ионизации (в отсутствие высыпаний энергичных протонов). Аналитиче ское рассмотрение характеристик установившегося волнового пакета в АСМ дано в работе (Trakhtengerts et al., 2000). На рис. 4.5.52 приведен пример численного расчета уравнений АСМ, подтверждающий формирование в рамках этой модели волнового пакета, напоминающего свойства классических «жемчужин», наблюдае мых на широтах вблизи плазмопаузы, а именно: период повторения, равный периоду осцилляций волнового пакета между сопряженными ионосферами, регулярный дрейф частоты внутри одного пакета, приход в противофазе в сопряженные наземные точки. Отметим, что такой режим существует и при достаточно малом (R 0,1) отражении от ионосферы, что позволяет согласовать эту модель с наблюдениями на спутниках, указывающими на малую величину отраженного потока энергии. Кроме рассмотренного механизма, на формирование динамического спектра «жемчужин»

и других излучений диапазона Pc-1 на временах порядка и меньше одного периода осцилляций волн между точками отражения, могут влиять селективные свойства отражения волн от областей гирорезонанса тяжелых ионов в магнитосфере (Mauk, McPherron, 1980;

Суворов, Трахтенгерц, 1987;

Guglielmi et al., 2001), модуляция инкремента циклотронной неустойчивости гидромагнитными пульсациями (Ляцкий, Плясова—Бакунина, 1986;

Mursula et al., 1997;

Гущин и др., 2004), квазилинейная и нелинейная модуляция функции распределения энергичных частиц (Беспалов, 1984;

Беспалов, Трахтенгерц, 1986), нелинейность холодной плазмы, приводящая к модуляционной неустойчивости (Бондаренко и др., 1979;

Гульельми и Репин, 1981;

4.5. Внутренняя магнитосфера Рис. 4.5.52. Пример результатов численного расчета уравнений АСМ Петвиашвили, 1979). Доминирующий механизм формирования спектров КПК до сих пор не установлен. Трудность выбора в пользу того или иного механизма или их комбинации связана с тем, что интерпретация доступных наблюдательных данных на основе имеющихся моделей до сих пор оказывается неоднозначной.

Поскольку энергичные ионы вносят основной вклад в кольцевой ток (КТ), являю щийся главным фактором геомагнитной бури (см. разд. 4.5.4), важное значение имеет оценка роли ЦН в динамике энергичных ионов. Впервые такая оценка получена Cornwall et al. (1970) в предположении, что ЦН развивается в области контакта дрейфовых траекторий ионов КТ с плазмосферой (рис. 4.5.46) и при этом реализуется режим сильной питч-угловой диффузии, приводящий к быстрым потерям ионов.

Экспериментальное исследование в 70-е гг. не подтвердило наличия режима сильной диффузии для ионов КТ (Lyons, Williams, 1974), и в дальнейшем считалось, что ЦН играет относительно небольшую роль в динамике КТ. В качестве основных ме ханизмов потерь из КТ многие авторы рассматривают сегодня реакции перезарядки и конвективные потери, обусловленные выходом дрейфовых траекторий ионов на магнитопаузу (см. разд. 4.5.4).

В 90-е гг. вопрос о роли питч-угловой диффузии в потерях ионов КТ был рассмотрен вновь (Беспалов и др., 1990), и было показано, что даже в режиме слабой диффузии турбулентные потери могут быть существенны для динамики КТ. Время жизни ионов КТ за счет этих потерь составляет 1–3 ч на L = 3–5, что намного меньше времени потерь на перезарядку (10–20 ч) и соответствует экспериментально наблюдаемому времени жизни в начале восстановительной фазы. Оценки уровня волн, основанные на самосогласованной теории, также соответствуют эксперимен тальным данным. По-видимому, недооценка роли ЦН связана с локализацией этих процессов во времени и в пространстве, что затрудняет их наблюдение. В то же время, их пространственная локализация приводит к формированию весьма интен сивной ( 106 А) токовой системы на главной фазе магнитной бури (Трахтенгерц и др., 1997). Эта токовая система вносит большой вклад в асимметричное наземное геомагнитное возмущение. Кроме того, ее структура включает сильное электрическое поле полярного направления в ионосфере, которое по величине, пространствен 568 Гл. 4. Магнитосфера Земли ным и временным характеристикам хорошо соответствует (Trakhtengerts, Demekhov, 2005) поляризационному джету (области быстрого западного дрейфа ионов), откры тому Ю. И. Гальпериным с коллегами (1973) и являющемуся объектом интенсивного исследования до настоящего времени.

Недавний анализ данных низколетящих спутников NOAA показал (Yahnina et al., 2003), что на главной фазе геомагнитной бури реализуется режим питч-угловой диффузии на волнах со значительным заполнением конуса потерь, т. е. близкий к ре жиму сильной диффузии. Поэтому оценки параметров зоны высыпаний протонов КТ, основанные на этом приближении, можно использовать в качестве опорных. Харак терный угловой размер области высыпаний вдоль направления дрейфа составляет (L, W ) = DL 8L5 rH0 /R0 (4.5.46) (rH0 — гирорадиус частицы на экваторе на поверхности Земли). Взяв для примера L = 4,4, W = 20 кэВ, получим = 1,27. очень сильно зависит от L, уменьшаясь до 0,87 на L = 4 и до 0,44 на L = 3,5. Очевидно, потери на высыпания играют существенную роль в динамике КТ, если. Нетрудно найти, что это условие выполняется при L Lmax, где Lmax (0,5R0 /rH0 )1/5. (4.5.47) При W = 20 кэВ, Lmax = 5 и весьма слабо зависит от W.

Зная распределение горячей плазмы, можно найти градиент давления и свя занный с ним продольный ток (Vasyliunas, 1970;

Тверской, 1982). Эти выкладки (Trakhtengerts, Demekhov, 2005) дают простую оценку для полного продольного тока высыпающихся протонов КТ:

I 32cR0 p0 (L4 L4 )/(35B0 ), (4.5.48) где L1 и L2 — границы области высыпаний по L, p0 — давление протонов на входе в эту область. Для выбранных выше параметров и при L2 L1 = 1 L2 + L1 = I = 230 кА.

Заключение. Многочисленность и воспроизводимость экспериментальных дан ных, а также многообразие и надежность диагностических средств делают излучения МЦМ важным тестом общих закономерностей резонансного взаимодействия волн и частиц в космической плазме, проливающим свет на происхождение различных типов излучений и форм их частотных спектров в магнитосфере Земли и других космических мазерных системах. Это касается как шумовых, так и дискретных типов излучений. Здесь следует отметить два принципиальных и достаточно уни версальных момента. Первый из них связан с появлением особенностей на плавных функциях распределения излучающих частиц по скоростям при их взаимодействии с квазишумовыми излучениями. Простейший вариант — это формирование ступеньки на границе между резонансными с волнами и нерезонансными частицами. Такое состояние плазмы сопровождается возбуждением квазимонохроматических волно вых мод, для которых важную роль играют когерентные (фазовые) эффекты. Как показано выше, именно эти эффекты могут вести к абсолютной неустойчивости в пространственно ограниченной плазме даже в отсутствие отражений волн от торцов ловушки и генерации дискретных КНЧ—ОНЧ-излучений типа хоров в магнитосфере Земли.

Рассмотренные проблемы ставят ряд новых задач перед спутниковым экспе риментом. Необходимы измерения функции распределения электронов с высоким временным и пространственным разрешением. Характерными масштабами здесь являются обратная частота осцилляций электронов в потенциале волны (порядка 4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений 0,01 с) и ширина ступеньки функции распределения по продольным скоростям, при которой проявляются фазовые эффекты (v/v step /(kv ) 0,01). Было бы интересно сопоставить особенности различных типов дискретных излучений, на пример КНЧ—ОНЧ- и авроральное километровое излучение в магнитосфере Земли, авроральное километровое излучение и радиоизлучение Юпитера и т. п.

4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений 4.6.1. Полярные сияния — отражение процессов в магнитосферно-ионосферной системе Б.В. Козелов Полярные сияния известны людям с древнейших времен как одно из красивей ших явлений природы, однако, их систематическое изучение началось сравнительно недавно, с появлением сети наземных геофизических обсерваторий и запуском искус ственных спутников Земли. Несколько десятилетий активного изучения полярных сияний и связанных с ними явлений показали, что полярные сияния являются от ражением многочисленных процессов, происходящих в магнитосферно-ионосферной системе, подпитываемой энергией из солнечного ветра.

Полярные сияния — это свечение атмосферных газов, вызванное прохождением энергичных частиц (в основном электронов и протонов) в верхних слоях атмосферы ( 100 км). Чаще всего полярные сияния наблюдаются в высоких широтах в двух областях в виде колец, вытянутых приблизительно вдоль геомагнитной параллели 67 (зоны Фритца, (Fritz, 1874)). Однако полярные сияния бывают видны более или менее часто в полярных шапках, и, в некоторых случаях, к экватору от зон полярных сияний. Формы полярных сияний при наблюдении с поверхности Земли весьма разнообразны и обычно их можно свести к четырем основным (элементарным) структурам и их комбинациям (Омхольт, 1974, с. 11;

Чемберлен, 1963, с. 147):

1) спокойные однородные дуги и полосы, протянувшиеся через весь небосвод в виде прямой или изогнутой линии;

2) лучи, длина которых может существенно меняться;

3) диффузные и неправильные пятна;

4) большие однородные поверхности.

Детальному описанию форм полярных сияний, кроме многочисленных работ, посвящены ставшие классическими специальный международный атлас (International auroral atlas, 1963) и монография (Eather, 1980). Особый класс авроральных явлений составляют так называемые «черные» сияния. Черные сияния представляют собой резко очерченные провалы интенсивности свечения в области, занятой сияниями (Strmer, 1955).

o Интенсивность полярных сияний может меняться на несколько порядков величи ны. Принятая классификация полярных сияний по интенсивности свечения показана в табл. 4.6.1 (Харгривс, 1982, с. 221;

Чемберлен, 1963, с. 149). Для сравнения приве дены типичные явления, которые могут быть использованы при визуальном наблюде нии в ночное время, эквивалентная интенсивность в килорелеях и приблизительная скорость выделения энергии. Используемая для измерения интенсивности свечения атмосферы единица — релей — определена как проинтегрированная по атмосферно му столбу скорость излучения, регистрируемая фотометром на поверхности Земли (Харгривс, 1982, с. 108), причем 1 релей = 106 фотон · см2 · с1.

Несмотря на то, что наиболее заметными являются полярные сияния в ночные часы, они происходят в течение всех суток, причем область аврорального свечения 570 Гл. 4. Магнитосфера Земли Т а б л и ц а 4.6. Классификация интенсивности свечения полярных сияний Энергия, Интенсив Тип (балл) вносимая Явления, эквивалентные по свечению ность, свечения частицами, килорелей эрг · см2 · с Свечение млечного пути I 1 Тонкие освещенные луной перистые облака II 10 Освещенные луной кучевые облака III 100 Свечение полной луны IV 1000 образует овал, смещенный на дневной стороне приблизительно на 10 ближе к полю су (Хорошева, 1961, 1967). Радиус овала около 20, вблизи полуночи он совпадает с зоной полярных сияний Фритца. Овал полярных сияний хорошо виден со спутников (рис. 4.6.1). В утренние часы овал может иметь разрыв по долготе.

С ростом геомагнитного возмущения (во время геомагнитных бурь) овал по лярных сияний подвержен следующим изменениям (Старков и Фельдштейн, 1968):

расширяется, особенно в полуночном секторе;

границы овала смещаются к экватору;

уменьша ется асимметрия овала. Кроме того, уменьша ется средняя высота сияний вдоль авроральной зоны (Старков, 1974).

Изменение параметров солнечного ветра и межпланетного магнитного поля (ММП) от ражается на динамике полярных сияний. Наи более сильное влияние на положение овала по лярных сияний оказывает Bz ММП. Уменьше ние Bz приводит к расширению овала и сдвигу в более низкие широты. К такому же эффекту приводит увеличение скорости солнечного ветра (Физика авроральных явлений, 1988).

Морфологические особенности сияний днев Рис. 4.6.1. Снимок овала сияний ной и ночной частей овала различны (Воробьев в ультрафиолете со спутника DE- и др. 1977). Сияния на дневной стороне ова 25.11.81 в 11:32 UT (Frank et al., ла — это в основном короткие лучистые дуги, 1986) отдельные лучи и пучки лучей вне зависимости от степени геомагнитной возмущенности. Ночные сияния при спокойных магнитных условиях представляют собой однородные дуги и полосы, переходящие в другие формы при увеличении возмущенности (см. также разд. 4.4.4.4). Таким образом, овал не является физически однородной полосой свечения. Кроме собственно овала полярных сияний, который связывают в основном с зоной достаточно интенсивных для визуальных наблюдений дискретных форм сияний, также выделяют (Исаев и Пудовкин, 1972):

— зону пульсирующих сияний, в ночном-утреннем секторе авроральной зоны, вблизи ее экваториальной границы;

— диффузное свечение (мантийное сияние), окаймляющее авроральный овал с экваториальной стороны полосой ширины 3–5 ;

— сияния в полярной шапке.

4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений Геофизические явления, происходящие в магнитосфере и ионосфере Земли в зоне полярных сияний, принято называть авроральными явлениями. Эти явления, так или иначе, являются следствием вторжения энергичных частиц в атмосферу, либо тесно связаны с процессами высыпания частиц. К авроральным явлениям, кроме самих полярных сияний, относятся (Харгривс, 1982, с.221):

а) радиосияния, при котором регистрируют радиоэхо от ионизации в области полярного сияния;

б) авроральное поглощение радиоволн, т. е. поглощение радиоволн за счет избы точной ионизации, производимой авроральными частицами;

в) авроральное рентгеновское излучение, обнаруживаемое шарами-зондами;

г) магнитные возмущения, производимые электрическим током, протекающим в авроральной ионосфере, регистрируемые наземными магнитометрами;

д) ОНЧ-радиоизлучение, генерируемое в магнитосфере.

Многочисленные запуски спутников и ракет в высокоширотную ионосферу позволили получить обширную информацию о формах энергетических спектров, питч-угловых распределений и потоках высыпающихся частиц в различных областях аврорального овала в разнообразных геофизических условиях. На основе резуль татов прямых измерений частиц были созданы эмпирические модели планетарного распределения электронных и ионных высыпаний для различных уровней магнитной активности (Spiro et al., 1982;

Hardy et al., 1985, 1987, 1989, 1991). Рисунок 4.6. иллюстрирует статистические овалы, построенные по данным (Hardy et al., 1985, Рис. 4.6.2. Зоны электронных и протонных высыпаний для различных уровней магнитной активности 1987, 1989, 1991), для электронных и протонных высыпаний при трех значениях Kp.

Статистический овал, построенный для высыпаний электронов, хорошо согласуется с овалом полярных сияний, так как большая часть наиболее ярких форм и все 572 Гл. 4. Магнитосфера Земли дискретные формы полярных сияний (дуги, лучи) вызваны прохождением потоков электронов.

Энергия, вносимая в атмосферу высыпающимися потоками протонов, в несколько раз меньше, по сравнению с энергией, вносимой электронами (Hardy et al., 1989, 1991) Наиболее интенсивные высыпания протонов происходят также в высокоши ротной области. Как видно из рис. 4.6.2, зона авроральных высыпаний протонов в каждом полушарии представляет собой овал шириной несколько сот километров, локализованный обычно в пределах 60–70 широты и несколько смещенный относи тельно зоны электронных высыпаний. Расположение и размеры этого овала, а также характеристики высыпающихся потоков, зависят от магнитной активности.

Самые интенсивные потоки протонов наблюдаются на дневной стороне авро ральной зоны, в области дневного полярного каспа. Средние энергии протонов в этой области 1–3 кэВ. Вне максимума интегральный поток протонов асимметричен относительно меридиана день—ночь, причем более сильные потоки наблюдаются в предполуденные часы. В отличие от интегрального потока частиц, максимум интегрального потока энергии протонов находится на ночной стороне. Самые высокие энергии протонов ( 30 кэВ) наблюдаются на вечерней стороне авроральной зоны.

Питч-угловые распределения в авроральных потоках протонов близки к изотропно му. На широтах вблизи экватора во время магнитных бурь также регистрируются высыпания энергичных протонов и атомов водорода. Их связывают с перезарядкой протонов в радиационных поясах (Prolss, 1973), но интенсивность этих высыпаний весьма слабая.

Основными атмосферными газами на высотах полярных сияний являются мо лекулярный азот (N2 ), молекулярный кислород (O2 ) и атомный кислород (O), см.

табл. 4.6.2. Эти три газа определяют столкновительную диссипацию энергии втор гающихся потоков авроральных частиц. С ростом высоты все более доминирующую роль играет атомарный кислород.

Т а б л и ц а 4.6. Относительные концентрации атмосферных газов на высотах полярных сияний Высота, км N2 O2 O 100 0,8 0,2 — 120 0,7 0,1 0, 200 0,5 — 0, Теоретическим и экспериментальным изучением прохождения потоков энергич ных частиц в веществе, в частности, в атмосферных газах, занимаются в разных разделах физики, чему посвящены многочисленные статьи и монографии (см. обзор Иванов и Козелов, 2001). Все столкновительные реакции между энергичными части цами и атмосферными газами можно разделить на следующие группы.

1) Реакции ионизации, в которых ионизуется молекула (атом) атмосферного газа и появляется свободный электрон:

() M + z = M +() + e + z Ei.

Здесь M — молекула (атом) атмосферного газа (N2, O2, или О), M +() — ион () газа M, возможно возбужденный;

z — энергичная частица (e, p или др.), Ei — энергия (порог) ионизации (с возбуждением) газа M. Энергии ионизации основных атмосферных газов приведены в табл. 4.6.3. В случае ионизации с возбуждением 4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений к потерям энергии добавляется энергия возбуждения соответствующего состояния иона.

Т а б л и ц а 4.6. Пороги ионизации основных атмосферных газов Газ N2 O2 O Порог ионизации, эВ 15,58 12,1 13, 2) Реакции возбуждения, в которых затрачивается энергия на возбуждение моле кулы (атома) атмосферного газа:

M + z = M + z E, где E — энергия (порог) возбуждения соответствующего состояния газа M.

3) Упругое рассеяние. При упругом рассеянии электронные состояния частиц не меняются, однако часть кинетической энергии энергичной частицы может перейти в кинетическую энергию атома (молекулы) атмосферного газа. Эффективность этого канала потерь энергии определяется соотношением масс частиц. Поэтому он имеет значение для потоков протонов и пренебрежимо мал для потоков электронов.

При прохождении потоков протонов через вещество имеется еще один тип столк новительных реакций, принципиально отличный от реакций в потоке электронов.

4) Реакции перезарядки, в которых меняется зарядовое состояние энергичной частицы:

захват электрона: p + M = H() +..., обдирка (потеря электрона): H + M = p +...

В ходе реакций перезарядки могут образовываться возбужденные атомы, молеку лы и ионы атмосферных газов, а также возбужденные энергичные атомы водорода.

Излучение возбужденных энергичных атомов водорода, образующихся в реакции захвата электрона, является источником водородных эмиссий с допплеровским сме щением, присутствующих в спектре полярных сияний.

Относительные вероятности реакций определяются величинами сечений рассея ния и плотностями газов (Иванов и Козелов, 2001).

Лабораторные эксперименты и теоретические расчеты показали, что энергичные электроны и протоны затрачивают в среднем около 35 эВ на образование одной ионно-электронной пары, причем величина этих энергетических затрат для частиц аврорального диапазона энергий (1–100 кэВ) не зависит от начальной энергии высыпающихся частиц. Это свойство является следствием совместного действия как первичных частиц, так и электронов вторичного ионизационного каскада. Так как энергия (порог) ионизации атмосферных газов есть 15 эВ (см. табл. 4.6.3), то около 40 % начальной энергии высыпающегося потока затрачивается непосредственно на ионизацию. Остальные 60 % энергии идут на возбуждение (с последующим излу чением) и нагрев атмосферы (увеличение кинетической энергии атомов и молекул атмосферных газов). Кроме чисто столкновительного взаимодействия высыпающихся частиц с атмосферными составляющими, в наиболее интенсивных потоках аврораль ных электронов, по-видимому, на уровне ионосферы начинают работать процессы коллективного взаимодействия.


Процессы неупругого взаимодействия высыпающихся электронов и протонов с нейтралами атмосферы являются одним из важнейших механизмов, определяющих передачу энергии из магнитосферы в верхние слои высокоширотной атмосферы Земли. Через ионизацию и возбуждение авроральные электроны и протоны иници ируют сложный комплекс физико-химических процессов, поэтому область полярной 574 Гл. 4. Магнитосфера Земли ионосферы представляет собой среду, заполненную низкотемпературной плазмой и состоящую из атомов, молекул, ионов различного сорта и тепловых электронов.

В ионосфере присутствуют молекулы и атомы различных газов: O2, N2, O, N и другие, различные ионы: O+, N+, NO+, O+, N+, а также свободные тепловые 2 электроны. Многочисленные нейтральные и ионизованные компоненты ионосфер ной плазмы постоянно находятся в различных состояниях внутреннего электронно колебательного возбуждения, являясь источником оптического излучения. Поэтому спектральные исследования свечения в широком диапазоне длин волн (от крайнего ультрафиолета до дальней инфракрасной области) служат одним из информативных экспериментальных методов диагностики характеристик возмущенной ионосферной плазмы. Поскольку возникновение и существование ионосферной плазмы обеспечи вается за счет притока энергии из внешней среды, которой являются различные области магнитосферы Земли, ионосфера всегда представляет собой систему, откры тую в термодинамическом смысле. Хорошо известно, что в формировании полярной ионосферы участвуют не только потоки высыпающихся электронов и протонов. В раз личных областях авроральной зоны, на различных высотах и в различных секторах местного времени ионосферная плазма подпитывается и за счет электромагнитного излучения Солнца, электрических полей и других внешних источников.

Если внешние условия (например, параметры потоков высыпающихся аврораль ных частиц) меняются во времени, ионосферная плазма оказывается нестационарной.

Частным случаем нестационарной плазмы является так называемая релаксирую щая плазма, получаемая, если воздействие внешних сил изменяется по величине или прекращается. При изменении величины потока частиц или его начального энергетического (или углового) спектра ионосферная плазма релаксирует к новому неравновесному стационарному состоянию. Спокойные и долгоживущие дуги и по лосы, диффузное свечение больших участков ионосферы можно считать отражением стационарного неравновесного состояния ионосферной плазмы. Пульсирующие сия ния представляют собой яркий пример сугубо нестационарного режима. Примеры релаксирующей плазмы проявляются в ситуациях, связанных с мгновенным или кратковременным уярчением отдельных дискретных форм полярных сияний или диффузного свечения, связанного с внезапными началами магнитных бурь.

В целом полярная ионосфера является примером сугубо неоднородной плазмы.

Основными причинами неоднородности служат: крайне неравномерное распределение по широте, долготе и во времени характеристик потоков высыпающихся авроральных частиц, неоднородный высотный состав нейтральной атмосферы, наличие метаста бильных состояний с различными временами жизни.

Спектр полярных сияний состоит из большого числа линий и полос газов и ионов атмосферных составляющих в широком диапазоне длин волн (Чемберлен, 1963, с. 176;

Vallance Jones, 1974). Типичные эмиссии полярных сияний приведены в табл. 4.6.4 и на рис. 4.6.3. Свечение атмосферных эмиссий обусловливается нали чием возбужденных частиц и их последующим переходом (за один или несколько шагов) в основное состояние. Возбужденные атомы, молекулы и ионы атмосферных составляющих появляются в результате столкновительного взаимодействия с энер гичными электронами и протонами, а также с вторичными частицами, появляю щимися в результате такого взаимодействия. В освещенной Солнцем атмосфере определяющую роль играет возбуждение действием солнечного света, что является важным для освещенных Солнцем полярных сияний.

Яркое полярное сияние зрительно воспринимается как зеленое или красное.

Эти цвета обусловлены эмиссиями атомного кислорода с длинами волн 557, и 630,0/636,4 нм. Излучение этих эмиссий имеет ряд особенностей, сильно влия ющих на динамику и высотное распределение аврорального свечения. Это связано 4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений Т а б л и ц а 4.6. Типичные эмисии полярных сияний, пороги их возбуждения и относительные интен сивности Атом/ Относительная Переход Порог, эВ Область спектра, название молекула интенсивность D–1 S 4, O 557,7 нм, зеленая линия 3P– D 1, 630,0 и 636,4 нм, красная линия 20– Красная-инфракрасная, первая B3 g –A3 + 7, N2 500– u положительная система Синяя-ультрафиолетовая, вторая C3 u –B3 g 11,03 50– положительная система Ультрафиолетовая, система Лай a1 g –X1 + 8, мана—Бирджа—Хопфилда 50– g (LBH) Синяя-ультрафиолетовая, A3 + –X1 + 6,17 u g система Вегарда—Каплана Красная-инфракрасная, система A2 u –X2 + N+ 16,73 700– g 2 Мейнела B2 + –X2 + Синяя-ультрафиолетовая, первая 18,75 80– u g отрицательная система Инфракрасная, атмосферная a1 g –X3 104 – 0, O2 g система Красная-инфракрасная, b1 + –X3 1,63 g g атмосферная система с тем, что состояния 1 S и 1 D являются метастабильными, а их времена жизни составляют, соответственно, 0,74 с и 110 с. Из-за значительного времени жизни, 1 D состояние эффективно гасится в последующих столкновениях. Поэтому некоторые лучи в полярных сияниях кажутся красными на больших высотах, но становятся зелеными ниже. Это происходит за счет гашения 1 D-состояния атомного кислорода на малых высотах, где выше частота столкновений. Такие сияния известны как сияния класса А.

Рис. 4.6.3. Типичные эмиссии полярных сияний 576 Гл. 4. Магнитосфера Земли В сияниях класса В зеленая окраска располагается выше красной окантовки ниж него края. Эти сияния вызываются более энергичными электронами, проникающими до высот ниже 100 км, где играют роль другие физико-химические реакции.

4.6.2. Импульсные и волновые возмущения в ночной магнитосфере В.А. Пилипенко Из всего многообразия возможных типов ультра-низкочастотных (УНЧ) волн (ULF waves) импульсные возмущения, наблюдаемые в ночной стороне магнито сферы и классифицируемые как Pi2-пульсации, представляются морфологически наиболее простыми. «Классические» Pi2 представляют собой затухающий цуг ко лебаний с периодом порядка минуты. Тем не менее, изучению этих, казалось бы, простых сигналов посвящено громадное число работ. Интерес к Pi2-пульсациям связан с тем, что они являются неотъемлемым составным элементом суббури и воз никают при резкой активизации магнитосферной активности — начале взрывной фазы суббури (breakup), уярчении по лярных сияний, и т. п. (Olson, 1999).

По-существу, Pi2-пульсации являются «маркером», отмечающим переход мед ленной фазы роста возмущения ночной магнитосферы во взрывную фазу, как это схематично показано на рис. 4.6.4.

Поэтому естественно, как это и де лалось в подавляющем числе ранних ра бот, представлять природу этих колеба ний как переходной процесс — возбуж дение затухающих альвеновских коле баний силовых линий авроральных ши рот, возникающий при резком «включе нии» продольного тока из магнитосферы Рис. 4.6.4. Иллюстрация возникновения Pi2 в ионосферу. Однако, такие представле пульсаций при переходе от медленной фазы ния оказываются слишком упрощенны роста возмущения ночной магнитосферы (I) ми. Механизм возбуждения и эволюции во взрывную фазу суббури (II) Pi2-пульсаций, по сути, так окончатель но и не выяснен. Причина такого по ложения, по-видимому, в том, что невозможно построить законченную теорию Pi2-пульсаций, не выяснив природу и механизм самой магнитосферной суббури.

Физика Pi2-пульсаций оказалась гораздо богаче по следующим причинам:

— в структуру Pi2-колебаний дают вклад несколько волновых явлений;

— происходит возбуждение Pi2-импульсов несколькими разными почти одновре менными источниками;

— в отличие от УНЧ колебаний в дневной магнитосфере, авроральная ионосфера не является просто пассивным диссипативным экраном для магнитосферных возму щений, а активно участвует в генерации Pi2 и механизме взрывной фазы суббури;

— на авроральных широтах волновые УНЧ процессы уже не описываются стан дартной МГД теорией идеальной плазмы.

Волновая структура Pi2-колебаний. В наблюдаемые Pi2-колебания дают вклад несколько разных магнитогидродинамических мод. В авроральной области доми нирует вклад альвеновских колебаний силовых линий. Спутниковые наблюдения показали, что Pi2-пульсации в этой области магнитосферы имеют вид стоячих ко лебаний силовых линий с узлом магнитного поля вблизи магнитосферного экватора.

4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений При этом область наблюдения этих колебаний оказалась локализованной в пределах нескольких часов вблизи полуночного меридиана.

Однако Pi2-колебания — глобальное явление, и эти сигналы наблюдаются не только по всей ночной магнитосфере, вплоть до экваториальных широт, но и про слеживаются на низкоширотных станциях даже на дневной стороне магнитосферы (Sutcliffe, Yumoto, 1991). Глобальность Pi2-пульсаций обеспечивается возбуждением магнитозвуковых колебаний плазмосферы (cavity oscillations) в целом (Yeoman, Orr, 1989). Pi2-импульсы на дневных и ночных низкоширотных станциях практически синхронны, что согласуется с предположением о собственных колебаниях плазмо сферной полости.

Источники Pi2-пульсаций. По видимому, основным источником Pi2 является резкая перестройка глобальной системы токов в ночной магнитосфере в момент начала суббури. При этой перестройке часть тока, текущего с утренней стороны на вечернюю в хвосте магнитосферы, перезамыкается на ионосферу (cross-tail current disruption). Образующийся фронт продольного тока, падающего из магнитосферы на ионосферу, и является источником импульсных альвеновских колебаний, реги стрируемых на авроральных широтах как Pi2-пульсации. Однако, этот источник не является единственным.


В принципе, любое достаточно резкое (по сравнению с характерными времена ми Pi2) изменение электродинамических свойств системы магнитосфера—ионосфера должно приводить к возбуждению переходного осцилляторного отклика системы.

Цуг Pi2-пульсаций должен сопровождать такие резкие изменения, как — изменение проводимости ионосферы под действием энергичных высыпающихся частиц (Мальцев, 1986);

— возникновение продольного аномального сопротивления на авроральных сило вых линиях при превышении продольным током пороговых значений (Pilipenko et al., 2005);

При перестройке токовой системы в ночной магнитосфере происходит диполиза ция силовых линий, сопровождающаяся возбуждением крупномасштабной быстрой магнитозвуковой (БМЗ) волны. Эта волна переносит энергию возбуждения вглубь магнитосферы, т. е. как бы «засвечивает» всю ночную магнитосферу. При спутни ковых наблюдениях действительно отмечалось, что Pi2-колебания в магнитосфере имеют значительную компоненту сжатия магнитного поля (compressional), что явля ется характерным признаком БМЗ-моды.

Однако волновой перенос энергии возмущений может происходить не только из области разрушения тока вблизи передней кромки плазменного слоя, но и из более глубоких областей магнитосферного хвоста. Так, были обнаружены события, в которых источником Pi2-сигналов были импульсные явления не в авроральной области, a в хвосте магнитосферы — так называемые импульсные потоки плазмы (bursty bulk flows;

Kepko, Kivelson, 1999).

Экспериментальное выделение вклада каждого из возможных механизмов ге нерации в наблюдаемые Pi2-пульсации упирается в проблему, ключевую и для определения физики взрывной фазы суббури в целом. Весь комплекс явлений, ха рактерных для начала суббури (магнитные бухты, полярные сияния, перестройка геомагнитного поля ночной магнитосферы, Pi2-пульсации, неустойчивость токового слоя, и т. п.), происходит практически одновременно в пределах первых минут. Для отделения первичного механизма суббури от сопутствующих явлений необходимы скоординированные много-инструментальные наблюдения на спутниках, в ионосфере и на земной поверхности с временным разрешением не хуже 1 с, чего пока достичь не удалось.

19 Плазменная гелиогеофизика 578 Гл. 4. Магнитосфера Земли Обратная связь в системе ионосфера—магнитосфера. С общефизической точки зрения магнитосферная суббуря представляет собой глобальную неустойчи вость, приводящую к перестройке геомагнитного поля и глобальной токовой си стемы, с замыканием части продольных токов через ионосферу. Начало суббури является переходом этой глобальной неустойчивости во взрывную фазу с поло жительной ионосферной обратной связью, проявляющуюся возбуждением импульс ных Pi2-пульсаций. Таким образом, ионосфера становится не просто пассивным диссипативным экраном для альвеновских волн, а активным элементом в связи магнитосфера—ионосфера. Этот активный элемент действует по следующему сце нарию: высыпание энергичных частиц, ускоренных альвеновской волной локаль ное увеличение ионосферной проводимости возбуждение незамкнутой системы горизонтальных ионосферных токов формирование дополнительного импульса продольного тока, высвечиваемого обратно в магнитосферу (Lysak, 1990;

Lysak, Song, 2002). Генерируемый в возмущенной ионосфере продольный ток обеспечивает положительную обратную связь между магнитосферой и ионосферой.

Кинетические эффекты альвеновских волн. Характерные авроральные струк туры имеют малые поперечные размеры, так что предположительно соответству ющие им электромагнитные возмущения в верхней магнитосфере уже не могут быть адекватно описаны в МГД-приближении. Таким образом, электромагнитное взаимодействие между магнитосферой и ионосферой существенно меняется на ма лых масштабах. Для мелкомасштабных в поперечном к B0 направлении альвенов ских волн становятся существенными кинетические (не-МГД) эффекты, перечис ленные ниже. Для мелкомасштабных возмущений нарушается представление о ква зинейтральности силовых линий, часто используемое при описании взаимодействия магнитосфера—ионосфера.

Дисперсионные эффекты. В неидеальной МГД к появлению поперечной k2 альвеновских волн приводят два эффекта дисперсии мелкомасштабных k (Stasiewicz et al., 2000). Эти эффекты существенно меняют свойства обычных косых альвеновских волн, что позволяет говорить о появлении новой моды — дисперси онных альвеновских волн, включающих инерционные и кинетические альвеновские волны. В частности, появление мелкомасштабной дисперсии приводит к появлению поперечной групповой скорости альвеновских волн, что проявляется в поперечном выносе колебаний из области генерации. Но наиболее существенно, что в отличие от идеальной МГД, дисперсионные альвеновские волны обладают продольным элек трическим полем E, что существенно сказывается на их взаимодействии с частица ми. В частности, благодаря E дисперсионные альвеновские волны могут ускорять высыпающиеся электроны до энергий, достаточных для возбуждения аврорального свечения.

Инерция электронов, определяемая плазменной скин-длиной (electron plasma skin depth) e = c/pe, приводит к образованию инерционных альвеновских волн.

Эти волны существуют в «холодной» плазме с e me /mi, в которой тепловая скорость электронов много меньше альвеновской скорости (Ue VA ), и описываются дисперсионным соотношением A, = = k VA.

1 + (k e ) Эффекты конечного ларморовского радиуса ионов i приводят к появлению кинети ческих альвеновских волн в «теплой» плазме, me /mi e 1, в которой Ue VA.

4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений Эти волны описываются дисперсионным соотношением 1 + (k i )2.

= A Для простоты, дисперсионные поправки можно характеризовать дисперсионным ра диусом d : 2 2 + 2. Электронная инерция преобладает во внутренней магнито d= i e сфере и на низких высотах (до 3–4RE )d e, а эффекты конечного ларморовского радиуса доминируют во внешней магнитосфере d i.

Аномальное сопротивление. Альвеновские волны имеют большое значение для динамических процессов в космической плазме, перенося без геометрического зату хания нестационарные продольные токи на значительные расстояния. Плотности маг нитосферных продольных токов часто достигают величин, достаточных для возбуж дения плазменных неустойчивостей и турбулентности. В турбулентной космической плазме рассеяние частиц турбулентными шумами становится более эффективным, чем кулоновские столкновения. Наличие таких аномальных столкновений приводит к появлению конечной аномальной проводимости плазмы (Липеровский и Пудовкин, 1983). Это приводит к появлению аномальной проводимости и аномального продольного электрического поля E. Продольное поле, в свою очередь, приводит к ускорению и высыпанию частиц, возмущению ионосферных токов и геомагнитного поля.

При рассмотрении волнового переноса энергии возмущений в космической среде возникает необходимость описания взаимодействия альвеновской волны с областью турбулентной плазмы с конечной проводимостью. В такой среде наличие конечной реальной части комплексных поперечной и продольной проводимостей обу словлено эффективными частотами столкновений электронов e и ионов i с тур булентными шумами. Из уравнений Максвелла вытекают уравнения для гармоник exp(it + ik x) альвеновских волн в резистивной среде:

z Ex = (i k /0 )By, (4.6.1) z By = 0 Ex.

В турбулентной среде волновое число k определяется дисперсионным соотно шением для альвеновской волны. При пренебрежении холловской проводимостью и пространственной дисперсией, из линеаризованного закона Ома, j = ()E и j = ()E, и уравнений Максвелла вытекает дисперсионное соотношение k2 k +. (4.6.2) i0 = Это уравнение становится содержательным только в случае указания вида зависи мости проводимостей от частоты. Для моделирования турбулентной среды можно рассматривать трехкомпонентную плазму, состоящую из электронов, ионов и плазмо нов (нейтралы). Поперечная проводимость такой среды складывается из электронной e i и ионной проводимостей = + и определяется соотношениями i ()1 = 0 2 (e i), () = P, e 0 VA где P — статическая педерсеновская проводимость. Из (4.6.2) следует дисперсион ное соотношение для альвеновской волны в турбулентной среде k2 = i0 (4.6.3) k.

19* 580 Гл. 4. Магнитосфера Земли Волновое сопротивление резистивной среды определяется соотношением ik ZA = 1 =.

A k 0 из (4.6.3) получим обычные В случае крупномасштабных возмущений выражения идеальной МГД для характеристик альвеновской волны: волнового век тора k = kA = /VA, волнового сопротивления ZA = 1 и волновой проводимости A A = (0 VA )1. При этом поперечная проводимость = i/0 VA определяется поляризационным током, а Re. Таким образом, крупномасштабные альвенов ские волны могут переносить электромагнитные возмущения со слабым затуханием даже в турбулентной среде.

В квазистатическом случае 0 соотношение (4.6.3) описывает экспоненциаль ное спадание поля в анизотропно-проводящей среде: k ik P /. Это соотно шение показывает, что в ионосфере квазистатические возмущения малых масштабов резко спадают с изменением высоты.

В безграничной среде из (4.6.3) вытекает дисперсионное уравнение для альвенов ских волн:

2 i 2 A + (k2 + k ) 0 = 0.

Из этого дисперсионного соотношения следует, что затухание альвеновских волн можно характеризовать эффективной скин-длиной = (2/0 0 )1/2, а именно Im k /kA 0,5(k )2. Из приведенной оценки следует, что диссипация альвенов ской волны в среде с аномальным сопротивлением сильно растет с уменьшением поперечного масштаба волны.

В авроральной области магнитосферы Земли высокочастотная турбулентность заключена в сравнительно небольшом слое на высотах порядка нескольких ты сяч километров, где порог для токовой неустойчивости оказывается минимальным (Kindel, Kennel, 1971).

При взаимодействии альвеновской волны с турбулентным слоем плазмы с аномальным сопротивлением волны могут частично отражаться от слоя, поглощаться в нем, и проходить сквозь него. Если толщина h такого слоя мала по сравнению с продольной длиной альвеновских волн, то для описания взаимодействия волны со слоем можно воспользоваться приближением тонкого слоя (Федоров и др., 2007). Такое приближение не только позволяет получить простые аналитические выражения, но и выявить физический параметр, контролирующий особенности взаимодействия волны со слоем — альвеновскую резистивную длину A = (A Q)1/2, который определяется интегральным продольным сопротивлением Q = h/ и альвеновской скоростью. По физическому смыслу A является масшта бом, на котором продольное сопротивление совпадает с волновым альвеновским импедансом. Для типичных значений спектральной плотности турбулентных шумов и параметров плазмы в верхней ионосфере на авроральных широтах значение A варьируется в пределах 1–10 км. Таким образом, наличие турбулентного слоя разру шает электродинамическую связь между возмущениями в магнитосфере и ионосфере на малых, менее 1 км, поперечных масштабах.

Продольное падение потенциала. Важной особенностью системы магнито сфера—ионосфера на авроральных широтах является наличие области ускорения авроральных частиц (auroral acceleration region — AAR) — локализованной по высоте области со значительным падением электрического потенциала вдоль сило вых линий (Vogt, 2002). AAR ответственна за ускорение электронов, приводящее к возбуждению аврорального свечения. Возникновение продольного электрического поля E в равновесном состоянии связано с выталкиванием магнитосферных частиц 4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений от пробок геомагнитной ловушки (mirror force) (Flthammаr, 1977). Качественно a можно представлять, что E возникает, чтобы поддерживать нужной величины ток j между ионосферой и магнитосферой, так как число частиц, попадающих в конус потерь и способных переносить ток между ионосферой и магнитосферой, слишком мало (рис. 4.6.5). Удается аналитически описать самосогласованное распределение Рис. 4.6.5. Соотношение между продольным током j, переносимым движущимися к ионосфе ре электронами, и падением потенциала V (нормированным на тепловую энергию электронов WT e ) вдоль силовой линии между экваториальной плоскостью и ионосферой (Knight, 1985) для различных отношений между магнитным полем в вершине силовой линии и в верхней авроральной ионосфере Bi /BV. Участки, соответствующие линейному нелокальному закону Ома, отмечены прямыми линиями потенциала и функции распределения частиц вдоль силовой линии в такой ло вушке (Knight, 1985). Это соотношение в широком диапазоне параметров сводится к линейному нелокальному закону Ома, связывающему падение потенциала между экваториальной плоскостью и ионосферой и продольным током:

j Q =, где Q mUe /ne — продольное сопротивление силовой трубки (Borovsky, 1993).

Формально математически взаимодействие альвеновской волны с AAR может быть описано аналогично слою с аномальным сопротивлением и также характеризуется параметром A = (A Q)1/2. При взаимодействии альвеновских волн, падающих из магнитосферы на AAR, будет происходить модуляция продольного падения потенци ала и ускорение электронов. Волны больших масштабов (k A 1) слабо «чувству ют» область с продольным падением потенциала, в то время как мелкомасштабные волны (k A 1) отражаются от AAR. Только волны промежуточных масштабов (k A 1) могут эффективно взаимодействовать с авроральными электронами.

Роль УНЧ-волн в авроральной динамике. Альвеновские волны, регистрируе мые на авроральных широтах как Pi2-пульсации, оказываются не только индикато ром различных импульсных и резко-нестационарных процессов в магнитосфере, но они также являются активным элементом взаимодействия магнитосфера—ионосфера.

582 Гл. 4. Магнитосфера Земли Активная роль этих волн проявляется на малых поперечных масштабах, где про являются их кинетические свойства, в первую очередь — появление продольного электрического поля. Мелкомасштабные дисперсионные альвеновские структуры, обладающие собственным продольным электрическим полем E, могут эффективно ускорять электроны и приводить к их высыпанию, и в конечном счете — к воз буждению оптического аврорального свечения и ионизации ионосферной плазмы.

Заметной величины E могут достигать в альвеновских структурах с поперечными масштабами, сравнимыми с дисперсионным радиусом d, поскольку (Stasiewicz et al., 2000) |Ez | = (k d )2 (k /k )|E |.

Альтернативными механизмами появления продольного электрического поля в аль веновских волнах являются процессы взаимодействия волны с турбулентным слоем с аномальной проводимостью или с AAR.

Мелкомасштабные интенсивные электрические поля и токи с поперечными мас штабами менее нескольких десятков километров действительно часто регистриру ются спутниками на малых высотах над ночной ионосферой в окрестности ярких дискретных авроральных дуг. Несмотря на интенсивные теоретические и экспе риментальные исследования, природа этих электромагнитных структур и их связь с авроральными дугами остается окончательно невыясненной. Нестационарные маг нитосферные процессы, такие как суббури, связаны с большими потоками энер гии из плазменного слоя и хвоста магнитосферы. Существенную роль в переносе энергии может играть электромагнитная энергия, переносимая в ночную аврораль ную ионосферу альвеновскими волнами (Pilipenko et al., 2004). Cхематично модель взаимодействия магнитосферных альвеновских волн с многослойной авроральной ионосферой показана на рис. 4.6.6. Были получены экспериментальные свидетельства Рис. 4.6.6. Схематическая иллюстрация взаимодействия падающих из магнитосферы альве новских волн с верхней авроральной ионосферой с областью резкого падения продольного потенциала (AAR), сосредоточенной на высотах от ZR до ZQ. Область между ионосферой ZI и нижней кромкой AAR ZR, образует резонатор для альвеновских волн 4.6. Ионосферно-магнитосферное воздействие и физика авроральных явлений в пользу волнового механизма переноса электромагнитной энергии в авроральную ионосферу, основанные на данных наблюдений спутника «Polar» (Keiling et al., 2000).

Поток вектора Пойнтинга в зарегистрированных в магнитосфере электромагнитных всплесках оказался примерно на порядок выше, чем поток энергии, переносимый частицами. Проецирование этого потока с учетом геометрического сужения размеров силовой трубки на ионосферу дает оценку потока энергии над ионосферой на 1–1, порядков больше, чем необходимо для локальной активизации полярных сияний.

Таким образом, процессы во внешней магнитосфере могут быть ответственны за многообразные электромагнитные структуры, регистрируемые на высотах 1RE в области ускорения авроральных частиц, при этом дополнительная энергия для интенсификации авроральных дуг может поступать через волновой канал.

4.6.3. Турбулентный альвеновский погранслой В. Ю. Трахтенгерц Важная особенность авроральной ионосферы — это наличие мощных потоков плазмы поперек магнитного поля. Эти потоки обусловлены электрическим дрейфом плазмы под действием крупномасштабного электрического поля, которое возбужда ется в магнитосфере солнечным ветром. Такое крупномасштабное движение плазмы носит название магнитосферной конвекции. В ламинарном режиме магнитосферной конвекции необратимые процессы обусловлены омической диссипацией наводимых ионосферных токов, а также высыпаниями ускоряемых в процессе конвекции энер гичных частиц в ионосферу. Столкновения между заряженными и нейтральными частицами ведут к торможению конвективного течения на высотах так называ емой динамо-области ионосферы (100–150 км), где частота столкновений ионов с нейтралами начинает превышать ионную гирочастоту. В результате формируется резко неоднородный по высоте профиль скорости, который, как известно из гидро динамики, может привести при определенных условиях к развитию турбулентного погранслоя с повышенной диссипацией энергии сдвигового потока. Специфика дан ной проблемы формирования турбулентного течения состоит в том, что мы имеем дело с потоком плазмы, обладающим гораздо меньшей инерцией, чем нейтральная среда, в которую он погружен. В результате турбулентный погранслой формируется собственными модами только ионизованной компоненты, а движение нейтральной компоненты как значительно более инерционной и массивной среды может считаться заданным. Следует также иметь в виду, что движение ионизованной компоненты контролируется магнитосферным электрическим полем, следовательно, мощность потока определяется не запасом его кинетической энергии, а потоком энергии, поступающим от солнечного ветра внутрь магнитосферы. Как будет видно из даль нейшего, ионосферный альвеновский резонатор (ИАР;

см. также разд. 4.5.2, 4.5.5) играет принципиальную роль в формировании турбулентного течения, обеспечивая положительную обратную связь в системе косых альвеновских волн, возбуждаемых сдвиговым потоком. При этом неустойчивость начинает носить абсолютный характер, обеспечивая развитие турбулентного течения в локальных областях с повышенным значением амплитуды электрического поля конвекции, что является существенным моментом в реальных условиях авроральной ионосферы. С учетом отражений от верхней стенки ИАР косые альвеновские волны образуют замкнутые сильно ани зотропные токовые вихри, а соответствующее турбулентное течение может быть названо турбулентным альвеновским погранслоем — ТАПС. Концепция ТАПС была впервые предложена в работах Трахтенгерца и Фельдштейна (1981, 1987) и получила дальнейшее развитие в работах (Lysak, 1988, 1991;

Trakhtengerts, Feldstein, 1991;

Pokhotelov et al., 2000, 2001;



Pages:     | 1 |   ...   | 19 | 20 || 22 | 23 |   ...   | 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.