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 |   ...   | 3 | 4 || 6 |

«Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д. В. Скобельцына У ИСТОКОВ ...»

-- [ Страница 5 ] --

Механизм модуляции внутримагнитосферных токов крупномасштабным магнитосферным магнитным полей позволяет пересмотреть установившиеся точки зрения на роль пересоединения на границе магнитосферы. В данном подходе приближение дневной магнитопаузы к Земле, движение каспов к экватору, изменение топологии магнитных силовых линий рассматриваются как следствие модуляции внутримагнитосферных токов. Изменение внутримагнитосферных токов влечет изменение магнитного поля в магнитосфере и условий обтекания магнитосферной ловушки. Соответственно изменяются токи Чепмена-Ферраро и форма магнитопаузы. Если изменение внутримагнитосферных токов приводит к уменьшению поля в подсолнечной точке и нарастанию поля в ближней области хвоста, то имеет место движение дневной магнитопаузы к Земле и увеличение диаметра хвоста. Соответственно происходит движение каспа к экватору. Импульсное протекание данного процесса с характерным временем, соответствующим перестройке внутримагнитосферных токовых систем (времени пробега МГД волны), приведет к импульсному изменению топологии магнитных силовых линий вблизи магнитопаузы (явлениям переноса потока – FTE -flux transfer events).

Tsyganenko and Sibeck [1994], критикуя модель пересоединения («луковичную модель») как причину движения магнитопаузы, показали, что смещение магнитопаузы к экватору может происходить за счет изменения токовых систем магнитосферы. Данный результат хорошо согласуется с внутримагнитосферным механизмом генерации крупномасштабной конвекции, который не требует генерации крупномасштабного поля утро-вечер в магнитосферных погранслоях.

Данные наблюдений флуктуирующих магнитных полей в переходном слое также трудно согласовать с моделями пересоединения на магнитопаузе. Амплитуды флуктуирующих магнитных полей в переходном слое значительно превышают межпланетное магнитное поле.

Russell et al. [1980], Crooker et al. [1982], Zastenker et al. [1999] показали, что во многих случаях магнитное поле в переходном слое плохо коррелирует с ММП. Таким образом, если локальные токовые образования в переходном слое влияют на распределение токов Чепмена-Ферраро, этот эффект также будет носить локальный характер. При этом, так как давление магнитного поля в переходном слое много меньше динамического давления солнечного ветра, такое влияние следует ожидать только на флангах магнитосферы, где велик угол между направлением солнечного ветра и нормалью к магнитопаузе, и условия формирования магнитопаузы сильно отличаются от условий формирования классических токов Чепмена-Ферраро. Топология соединения высокоширотных магнитных силовых линий с силовыми линиями ММП (см. рис.

4) определяет возможность проникновения Рис. 4. Схема иллюстрирующая топологию соединения магнитосферных магнитных силовых линий с силовыми линиями солнечного ветра солнечных космических лучей в полярную шапку, структуру погранслоев под магнитопаузой (низкоширотного погранслоя и мантии) и, возможно, может влиять на электрические поля на ионосферных высотах в областях проекций погранслоев. Однако доминирующее влияние на положение магнитопаузы и ее форму оказывает магнитостатически равновесное распределение магнитосферных токов. Отметим, что изменение положения магнитопаузы после начала взрывной фазы суббури за счет формирования токовой петли Биркелэнда при фиксированных параметрах ММП также хорошо соответствует рассмотренной картине.

Турбулентность высокоширотной магнитосферы Трудно ожидать возникновения устойчивого распределения плазмы, в которой существуют азимутальные градиенты давления, генерируется крупномасштабное поле и течения имеют ламинарный характер. Азимутальные градиенты давления являются источником развития желобковых мод, проанализированных Ивановым и Похотеловым [1987] в случае плазмы малого давления, и баллонных мод - Ивановым и др. [1992] в случае плазмы большого давления. Сдвиг скоростей может вызвать развитие неустойчивости Кельвина-Гельмольца.

Большое число работ (см. Галеев и Зеленый [1977], обзор Зеленый [1986] и более поздние публикации) посвящено возможности развития тиринг-моды в хвосте магнитосферы. Развитие каждой из неустойчивостей направлено на уничтожение причины, ее породившей. Поэтому следует ожидать развития процессов, направленных на уничтожение градиентов давления в магнитосфере, в результате которых в определенных областях могут появиться области плато по давлению (отсутствия градиентов), в которых не будут течь поперечные токи. Асимметрия магнитосферы поддерживается обтеканием солнечным ветром. Поэтому высокоширотные азимутальные градиенты будут восстанавливаться в процессе обтекания (включая проникновение частиц солнечного ветра внутрь магнитосферы и заполнение магнитосферы ускоренными ионами ионосферного происхождения) и поддерживаться за счет энергии солнечного ветра в процессе обтекания.

Результаты наблюдений электрических полей на авроральных силовых линиях и в хвосте магнитосферы Земли показали (см. Mozer et al. [1980], Weimer et al. [1985], Maynard et al.

[1982],), что амплитуды регистрируемых электрических полей в авроральной плазме значительно превышают регулярное поле утро-вечер. На базе данных наблюдений было сделано естественное предположение (см. Антонова [1985]) о неадиабатической диффузии и выравнивании гидродинамических параметров в плазменном слое. Флуктуации поля при неэквипотенциальности магнитных силовых линий должны приводить к разрыву магнитных силовых трубок и интенсивному перемешиванию плазмы. Результаты наблюдений распределения скорости плазмы в хвосте магнитосферы на спутниках ISEE-2, AMPTE/IRM (см.

Angelopoulos et al. [1992,1993,1996], Borovsky et al. [1997,1998]) показали, что регулярная скорость движения плазмы плазменного слоя на порядок меньше стохастической. Таким образом, крайне популярная картина регулярной конвекции в плазменном слое (см. рис. 5 а), в которой имеет место регулярное течение с ночной стороны на дневную, должна быть заменена на картину, в которой доминирует нерегулярное стохастическое движение (см. рис. 5 б).

Данные наблюдений флуктуаций скорости в хвосте магнитосферы Земли послужили основой для создания теории плазменного слоя с развитой турбулентностью средних масштабов (см. Антонова и Овчинников [1996, 1998], Antonova and Ovchinnikov [1997]). В рамках данной теории предполагалось, что турбулизация плазменного слоя приводит к неадиабатической диффузии частиц, интегральный поток задается соотношением j = nV Dn и выполняется условие магнитостатического равновесия поперек плазменного слоя. Считалось, что перемешивание плазменного слоя приводит к выравниванию температуры. Постоянство температуры в плазменном слое, как уже отмечалось выше, подтверждено большим числом экспериментальных измерений. Выполнение магнитостатического равновесия поперек слоя также (см. обзор Tsyganenko [1990]) подтверждено Рис.5. Схема, иллюстрирующая характер высокоширотной магнитосферной конвекции:

а – теоретическая картина конвекции, полученная в предположении о регулярном характере течения в высокоширотной магнитосфере, б – реальная картина течений в высокоширотной магнитосфере с учетом существования электрических полей средних масштабов экспериментально. Предполагалось, что в квазистационарном состоянии равновесный поток равен нулю, что давало возможность найти связь давления плазмы с вектор потенциалом магнитного поля и решить уравнение Града-Шафранова. Данные экспериментальных наблюдений Kistler et al. [1993] во время суббури были использованы для определения коэффициента диффузии, который мог бы обеспечить наблюдаемую толщину плазменного слоя.

Экспериментально полученный Borovsky et al. [1998] коэффициент диффузии (равный 2,6105км2/c) оказался близким к полученному теоретически Антоновой и Овчинниковым [1996].

Таким образом, турбулентный транспорт в плазменном слое, видимо, определяющим образом влияет на процессы его образования. Компенсация диффузионным потоком регулярного конвективного потока оказывается возможной благодаря тому, что регулярное течение в плазменном слое направлено в сторону нарастания концентрации. Таким образом, в квазистационарном состоянии не происходит переноса частиц и высокоширотная магнитосферная плазма оказывается стагнирующей, несмотря на наличие быстрых нерегулярных течений. Отметим также, что теоретически предсказанные и экспериментально измеренные коэффициенты диффузии оказались существенно больше коэффициента диффузии Бома (долгое время считавшегося максимально возможным коэффициентом диффузии в плазме), что приводит к пересмотру многих устоявшихся понятий в теории переноса.

Ослабление регулярного электрического поля приведет к расплыванию плазмы по всему геомагнитному хвосту, что реально и наблюдается при длительной северной ориентации ММП.

Такое ослабление первоначально возникает в центре плазменного слоя (см. Антонова и Овчинников [1998]), что вызывает бифуркацию плазменного слоя (частицы плазменного слоя проникают в доли хвоста и плазменный слой начинает приобретать форму креста). В полярной ионосфере это соответствует появлению дуг в полярных шапках или тета-авроры.

Восточный кольцевой ток и токовые системы в высокоширотной магнитосфере Проведенное выше рассмотрение показывает, что знание топологии высокоширотных токовых систем особенно важно для понимания процессов во время магнитных возмущений.

Однако до сих пор в данном вопросе нет окончательной ясности. Текущие на магнитопаузе токи Чепмена-Ферраро возникают как следствие диамагнетизма плазмы. Их величина определяется балансом динамического и статического давления плазмы солнечного ветра и внутримагнитосферного давления. Во всех областях магнитосферы, где плазменный параметр = 8p / B 2 1, где p – давление плазмы, B – магнитное поле (например, в подсолнечной точке), основной вклад в полное давление вносит магнитное давление и плазменным давлением можно пренебречь. Плазменный параметр 1 в прикаспенных областях и в областях пересечения плазменного слоя с магнитопаузой. В этих областях необходим учет вклада давления плазмы внутри магнитосферы при расчете баланса полного давления. Необходимо отметить, что используемое в ряде моделей магнитного поля условие равенства нулю нормальной к магнитопаузе компоненты магнитного поля (условие полной экранировки внутримагнитосферного поля токами магнитопаузы) без учета баланса давлений приводит к большим расхождениям модельных значений поля и данных экспериментальных наблюдений. В ньютоновском приближении динамическое давление солнечного ветра равно V 2 cos 2, где - угол между направлением солнечного ветра и нормалью к магнитопаузе. Динамическое давление солнечного ветра много больше статического, поэтому статическое давление учитывается только на флангах магнитосферы, где угол становится близким к /2.

Приближение газодинамического обтекания (см. Spreiter et al. [1966]) дает более точные значения давления солнечного ветра вблизи магнитопаузы. В любом случае, давление солнечного ветра максимально в подсолнечной точке и достаточно быстро убывает с переходом к магнитосферным флангам. Полное магнитосферное давление, уравновешивающее давление плазмы солнечного ветра вблизи магнитопаузы, не может быть больше динамического давления солнечного ветра в подсолнечной точке.

Традиционно обсуждаемая система магнитосферных токов (см. рис. 6 а), вносящих основной вклад в возмущение внутримагнитосферного магнитного поля, включает токи на магнитопаузе (MC), замыкающиеся на магнитопаузе токи хвоста (TC), кольцевой ток (RC) и продольные токи зон I и II (последние на рис. 6 не показаны). Во время подготовительной фазы суббури в ночные часы на геоцентрических расстояниях, превышающих 5 RE, наблюдается уменьшение Bz компоненты магнитного поля и увеличение радиальной компоненты, что вызывает вытягивание магнитных силовых линий в хвост магнитосферы. Данное вытягивание традиционно приписывается увеличению тока хвоста магнитосферы. Увеличение B x составляет 100 нТ, что соответсвует увеличению плазменного давления 4 нПа. При этом, как правило, z компонента межпланетного магнитного поля B zIMF 0, а динамическое давление солнечного V 2 1-2 нПа. Нетрудно однако видеть, что предположения о росте TC и ветра соответствующего увеличения плазменного давления находится в противоречии с условием баланса давления на магнитопаузе в областях вблизи области замыкания хвостового тока токами магнитопаузы. В этих областях увеличение полного давления внутри магнитосферы не может превышать давления солнечного ветра. Действительно, в соответствии с соотношением (11) давление плазмы постоянно не только на магнитной силовой линии, но и на линии тока. Таким образом, увеличение давления плазмы на токовых линиях, пересекающих магнитопаузу, не может превысить давления солнечного ветра вблизи пересекаемой области магнитопаузы. Если в данной области пространства наблюдается давление плазмы превышающее давление плазмы солнечного ветра, токовая линия проходящая через рассматриваемую область должна замыкаться внутри магнитосферы. Данные наблюдений плазменного давления на больших геоцентрических расстояниях свидетельствуют в пользу замыкания линий тока ближних областей магнитосферного хвоста внутри магнитосферы. При этом, увеличение давления в ближних областях хвоста должно соответствовать увеличению внутримагнитосферных токов.

Рис. 6. Конфигурации высокоширотных токов в магнитосфере: а – традиционная, б – содержащая разрезной кольцевой ток Во внутренних областях магнитосферы магнитное поле достигает минимального значения на экваторе. Соответственно, поперечный ток в изотропной плазме сосредоточен вблизи плоскости экватора. Анизотропия давления при поперечном давлении, превышающем параллельное, приводит к еще большей концентрации тока в экваториальной плоскости. С ростом геоцентрического расстояния анизотропия давления уменьшается и давление становится близким к изотропному (см. Lui and Hamilton [1992]). В силу сжатия дневной части магнитосферы на геоцентрических расстояниях 7 RE минимум геомагнитного поля (см., например, Антонова и Шабанский [1968], Shabansky [1968], Antonova and Ganushkina [1997]) находится вне экваториальной плоскости. Высокоширотный поперечный ток, обусловленный градиентом давления, должен быть сосредоточен вне экваториальной плоскости в дневные часы и вблизи экваториальной плоскости в ночные часы. Таким образом, высокоширотный кольцевой ток имеет вид разрезанного в дневные часы кольца, а в токовую систему магнитосферы в дополнение к уже известным токам необходимо добавить CRC – ток разрезного кольца (рис. б). Величина интегрального тока в CRC определяется радиальными градиентами давления и объемами магнитных силовых трубок. Он локализован в области от 5-7 RE до магнитопаузы в дневные часы и, вероятно, до 10-15 RE в ночные. Однако, данный вопрос требует дополнительных исследований. Следует отметить, что магнитное поле CRC во внутренних областях магнитосферы близко к однородному и его трудно отличить от магнитного поля хвостового тока в случае, если бы последний замыкался токами дневной магнитопаузы. Но в отличие от токов магнитопаузы, данный ток обусловлен внутримагнитосферными градиентами давления и при его увеличении не возникает проблемы с балансом давления на магнитопаузе.

Локализация CRC позволяет связать вытягивание магнитных силовых линий в ночные часы во время предварительной фазы суббури с ростом, в основном, данного тока, а не токов хвоста, замыкающихся на магнитоаузе.

Рис. 7. Схема, иллюстрирующая распределение давления в магнитоспокойных (толстая кривая) и магнитовозмущенных (пунктир) условиях. Тонкой кривой показана разность профилей давления Важным изменением в рассмотрении динамики высокоширотной токовой системы должно стать изменение устоявшихся представлениях о направлении кольцевого тока и возмущении магнитного поля на Земле, вызываемых кольцевым током. В соответствии с соотношением (11) в области плазменных градиентов направленных к Земле, ток имеет западное направление, от Земли - восточное (дрейфовое движение ионов всегда направлено на запад, а электронов на восток, но интегральное направление тока определяется суммой дрейфового и диамагнитного токов). Если в некоторой области градиент давления равен нулю, то ток в данной области отсутствует. На рис. 7 сплошной толстой кривой схематически показано радиальное распределение давления в магнитоспокойных условиях (Qp). При данном распределении давления на L3 кольцевой ток имеет восточное направление (но вносит малый вклад в интегральное магнитное поле в силу больших значений экваториального магнитного поля), а при L3 – западное. Магнитное поле, вносимое невозмущенным кольцевым током, не входит в Dst вариацию. Dst вариация определяется профилем разности давлений в магнитовозмущенных (Dp) и спокойных условиях (p= Dp-Qp). При любом возрастании давления на больших геоцентрических расстояниях даже в случае, если во всей высокоширотной области сохраняется направление градиента давления к Земле, p содержит область направленных от Земли градиентов, а следовательно кольцевой ток, вызывающий изменение магнитного поля вблизи Земли, имеет высокоширотную восточную компоненту. Если при возрастании высокоширотного давления на профиле давления образуется плато (Dp=0), то весь эффективный кольцевой ток будет иметь восточное направление. Восточный кольцевой ток производит положительное возмущение магнитного поля вблизи Земли и отрицательное на больших геоценрических расстояниях. Развитие восточного кольцевого тока во время предварительной фазы суббури, происходящее в результате увеличения давления во внутренних областях ловушки, приведет к уменьшению магнитного поля в подсолнечной точке и, соответственно, к движению магнитопаузы к Земле. Уменьшение Bz компоненты магнитного поля в хвосте магнитосферы должно приводить к вытягиванию силовых линий в хвост. Резкое нарастание восточного кольцевого тока может вызвать изменение знака Bz компоненты, т.е.

может образоваться X-точка или X-линия. Образование такой области во многих моделях рассматривается как причина начала взрывной фазы суббури и формирования плазмоида – области нагретой плазмы. При этом, так как источник рассмотренного вытягивания локализован во внутренних областях магнитосферы, а изменение магнитной конфигурации имеет импульсный характер с характерными временами порядка времени распространения МГД волны, несущей информацию об изменении поля, первоначальное обращение поля будет иметь место во внутренних областях, а возмущение - распространяться из внутренних областей во внешние. Таким образом, учет существования высокоширотного кольцевого тока дает возможность пролить свет на одну из наиболее сложных проблем взрывной фазы суббури – начале возмущений глубоко внутри магнитосферы (первой уярчается ближайшая к экватору дуга полярного сияния) на геоцентрических расстояниях 7-8RE.

В дипольном магнитном поле плазма малого давления, энергия которой равна, создает депрессию магнитного поля в центре ловушки Br, определяемую соотношением Десслера Паркера-Скопке (см. Dessler and Parker [1959], Skcopke [1966]) Br / BE = 2 / 3 D, (16) где D = BE RE / 3 - энергия дипольного магнитного поля, BE = 3 10 4 нТл. Siscoe [1970], Carovillano and Siscoe [1973] показали, что соотношение Десслера-Паркера-Скопке является следствием применения теоремы вириала при нулевом давлении на границе ловушки. Рис. показывает, что возмущение магнитного поля вблизи Земли, даваемое кольцевым током, может существенно отличаться от возмущения, даваемого соотношением Десслера-Паркера-Скопке в силу ненулевых значений давления на больших геоцентрических расстояниях. Реальная конфигурация отличается от теоретической существованием конечного давления плазмы на границе ловушки. В дипольной магнитной ловушке объем магнитной силовой трубки W нарастает с ростом геоцентрического расстояния как L4. Таким образом, даже небольшое давление плазмы на больших геоцентрических расстояниях может вносить значительный вклад в энергосодержание ловушки и существование ненулевого давления плазмы на границе ловушки может привести к существенной модификации соотношения (16). Parker [1996] привел вывод соотношения (16) для случая изотропного давления при соблюдении условия магнитостатического равновесия, используя цилиндрическую систему координат (r,,z). При ненулевом давлении на границе ловушки, расположенной на расстоянии rex, возмущение магнитного поля вблизи Земли равно + rex 2 dz rE2 p( rex ) 2 rpdr, Br = (17) BE R E RE где p( r = RE ) = 0. Полная кинетическая энергия частиц в ловушке равна + rex = 2 dz rpdr, (18) RE В соответствии с приведенным выше анализом при вычислении Dst вариации вместо полного давления в соотношение (17-18) необходимо подставлять возмущение давления. Если возмущение давления на границе ловушки p ( r = rex ) = 0, то соотношение (17) переходит в соотношение (16). Существование p ( r = rex ) 0 приводит к уменьшению возмущения поля в центре ловушки. Отметим также, что быстрые вариации p ( r = rex ) будут приводить к быстрым вариациям Dst. Вычисление возмущения магнитного поля при изотропном давлении удобнее проводить, используя полученное Тверским [1997] выражение для возмущения магнитного поля, создаваемого плазмой между магнитными оболочками L1 и L2 с объемами магнитных силовых трубок W1 и W2 :

2 2 W ( p ) p RE 1 L( p ) Br = dp, (19) p где p1 = p( L1 ) и p2 = p( L2 ). В дипольном поле W = 32 RE L4 / 35BE. Таким образом, для финитной ловушки давление в центре которой равно нулю W ( p ) W2 2 dW p (W ) Br = p2 dW. (20) L( p2 ) W RE dW L Соотношение (20) удобнее использовать, чем соотношение (18) для сопоставления измеренных профилей давления с Dst вариацией. Оно будет справедливо и при значительном (20%) отклонениях от дипольной конфигурации. В соответствии с соотношением (20) при L( p2 ) = и p2 = 1 нПа, давление плазмы во внешней части ловушки вносит положительный вклад в возмущение магнитного поля вблизи Земли 20 нПа. Такое поле может практически компенсировать отрицательное поле, создаваемое давлением плазмы во внутренних областях магнитосферы, составляющее 15 нПа. Возмущение поля, создаваемое диамагнитным током локализованным во внешних областях магнитосферы, трудно отличить от поля токов магнитопаузы, которые также создают положительное возмущение поля во внешних областях ловушки, используя только данные наземных наблюдений. Не вызывает сомнения, однако, что данные токи могут быть выделены по данным наблюдений на высокоапогейных спутниках.

Геомагнитная буря, имеющая значительную (превышающую 50 нТл) Dst -вариацию, возникает как результат последовательного развития ряда магнитосферных суббурь (см., например, обзор Feldstein [1992]). Долгое время считалось, что магнитный эффект бури обусловлен развитием кольцевого тока, возникающего за счет инжекций во внутренние области магнитосферы ускоренных частиц. Однако, инжекция ускоренных частиц во время взрывной фазы суббури не приводит к возникновению заметной Dst -вариации (см. McPherron [1997]).

Попытка разрешить возникшее противоречие приводило к предположению о значительном вкладе в Dst - вариацию замыкающегося токами магнитопаузы тока хвоста магнитосферы.

Изолированная геомагнитная суббуря не приводит к заметному нарастанию Dst - вариации.

Однако при этом регистрируются значительные вариации хвостового тока. Следовательно, если справедливо предположение о вкладе в Dst - вариацию хвостового тока, то необходимо постулировать принципиальное отличие токовых систем изолированных суббурь и суббурь во время магнитной бури. Нетрудно показать однако, что традиционная интерпретация возникновения Dst -вариации как результата развития кольцевого тока находится в хорошем согласии с данными экспериментальных наблюдений. Инжекции частиц во внутреннюю магнитосферу во время взрывной фазы суббури приводят к нарастанию внутримагнитосферного давления. Если бы зафиксированное увеличение давления было бы азимутально симметрично, величину возникающей Dst -вариации можно было бы оценить в соответствии с соотношением (19). В соответствии с соотношением (19) повышение изотропного давления на 3 нПа на геостационарных расстояниях от 5 до 10 RE в дипольной ловушке приведет к Dst = - 45 нТл. За одну инжекцию давление нарастает только в ограниченном по долготе секторе, что не вызывает симметричного по долготе увеличения давления. Симметризация инжектированной плазмы приведет к азимутально симметричному увеличению давления на p s p as / 2. Поэтому инжекция в секторе /6/3 приведет к Dst -48 нТл. Более мощные суббури, происходящие в глубоких магнитосферных областях, вызывают большие вариации давления.

Соответственно ряд суббурь может обеспечить необходимую для объяснения Dst вариацию давления.

Следы плазмоидов и формирование дисперсных структур частиц в плазменном слое Представления о существовании регулярного поля внутри плазменного слоя часто подкрепляется данными по наблюдениям дисперсных ионных структур. Традиционная интерпретация существования дисперсных ионных структур (VDIS - Velocity Dispersed Ion Structures т.е. ионных структур, в которых наблюдается характерная зависимость энергии от широты) как внутри плазменного слоя, так и на его границе, исходит из предположения о фильтрации ионов при движении в скрещенных электрическом и магнитном полях. В соответствии с данным механизмом, если локализованный источник испускает ионы различных энергий, то за счет дрейфа в крупномасштабном электрическом поле ионы меньших энергий достигнут ионосферы на меньшей широте, чем ионы больших энергий. Низкоширотные ионные пучки (Winningham et al. [1984], Bosqued et al. [1986]) образуются при ускорении ионов ионосферного происхождения в продольных падениях потенциала образующихся в структурах типа перевернутого V. Высокоширотные дисперсные ионные пучки наблюдаются на границе плазменного слоя в хвосте магнитосферы (см. обзор Зеленый [1986]), а на малых высотах - к полюсу от аврорального овала (Zelenyi et al. [1990]). Для объяснения характеристик высокоширотных ионных пучков привлекался механизм Спейсера (см. Speiser [1965], Алексеев и Кропоткин [1970], Lyons and.Speiser [1982], Speiser and Lyons [1984], Zelenyi et al. [1990]).

ускорения ионов регулярным полем утро-вечер в удаленных областях плазменного слоя.

Регистрируемый на эксперименте нерегулярный характер распределения электрического поля в плазменном слое трудно совместить с традиционной интерпретацией природы пучков, предполагающей движение частиц в регулярном электрическом и регулярном магнитных полях.

За последнее время был выполнен ряд работ (см. Boehm et al. [1999], Sauvaud et al. [1999]), в которых возникновение косых ионных структур во время взрывной фазы суббури связывалось с времяпролетным механизмом (регистрация на спутнике первоначально частиц с большими энергиями, а вслед за ними частиц с малыми энергиями), разработанным первоначально для интерпретации данных наблюдений на геостационарных спутниках. В работах Boehm et al.

[1999], Sauvaud et al. [1999] было показано, что учет дрейфа в скрещенных электрическом и магнитном полях дает небольшую поправку в определении траекторий регистрируемых частиц и им, в первом приближении, можно пренебречь. Таким образом, результаты наблюдений косых ионных структур не противоречат данным наблюдений флуктуаций электрического поля в плазменном слое. Следует отметить, что такие флуктуации должны приводить к размыванию ионного пучка по широте и долготе, т.е. к эффективному уширению источника. Остается однако проблема формирования квазистационарных косых ионных структур, существующих в погранобластях плазменного слоя сравнительно длительное время. Разобраться в данной проблеме может помочь сравнительно длительное прохождение нагретых плазменных сгустков (плазменных пузырей, плазмоидов) из областей их образования (на геоцентрических расстояниях 20 радиусов Земли) в дальние области геомагнитного хвоста. Рис. 8 схематически иллюстрирует образование пучков при потере частиц сгустком плазмы, движущимся в хвосте магнитосферы в антисолнечном направлении. В результате несохранения магнитного момента частицы будут выходить из сгустка в область регулярного магнитного поля в долях хвоста (где частицы уже замагничены), даже если имеет место полное замыкание магнитных силовых линий внутри плазмоида (рис. 8.а). Движущийся плазмоид должен вызывать появление характерного пространственно-временного профиля частиц, показанного на Рис. 8 б. Если спутник почти неподвижен в пространстве (что характерно для высокоапогейных медленно движущихся и Рис. 8. Схема, иллюстрирующая образование косых ионных структур при движении плазмоида в хвост магнитосферы: а – конфигурация магнитных силовых линий и траекторий частиц, б – зависимость характерной энергии от L в моменты времени t и t+dt геостационарных спутников), первоначально будут зарегистрированы ионы больших энергий, а затем ионы меньших. Если L – расстояние между областью инжекции и областью наблюдения, V- скорость движения плазменного сгустка,,m – энергия и масса частицы, то время прихода частиц с данной энергией (без учета кривизны магнитной силовой линии и изменения питч-угла частицы) t X /[(2 / m )1 / 2 V ], а зависимость регистрируемой энергии от времени будет иметь вид o mX 2 / 2t 2, где dX -геоцентрическое расстояние от плазмоида до точки наблюдения. Если спутник почти мгновенно пересекает высокоширотные магнитные силовые линии (что характерно для авроральных спутников), чем больше будет широта спутника, тем больше энергия регистрируемых частиц. Зависимость регистрируемой энергии от широты будет близка к 1 / 2. Так как суббуревая активность связана с заполнением магнитосферы ионами H + могут ионосферного происхождения, одновременно с косыми структурами регистрироваться косые структуры O +. При одновременной инжекции ионов водорода и кислорода на данной силовой линии на спутник одновременно придут ионы, испущенные с одинаковыми скоростями и, соответственно, одновременно должны регистрироваться максимальные потоки на энергиях отличающихся в 16 раз. Действие рассмотренного механизма предполагает максимальную вероятность наблюдения косых ионных структур и районе полуночи и отсутствие асимметрии утро-вечер, следующей из действия механизма Спейсера.

Построение интегрального спектра в источнике должно давать распределение по скоростям, соответствующее распределению в плазмоиде. Исследования косых ионных структур не обнаружили явной зависимости от АЕ индекса геомагнитной активноси (см. Zelenyi et al. [1990] и ссылки в данной работе). Однако отмечалось, что наиболее интенсивные ионные структуры наблюдаются на фазе восстановления суббури.

Было показано также, что на малых высотах косые ионные структуры наиболее часто наблюдаются в районе полуночи (в диапазоне 20- MLT). Таким образом, существование косых (дисперсных) ионных структур не может рассматриваться в качестве доказательства ускорения ионов в удаленных областях плазменного слоя регулярным полем утро-вечер, а данные экспериментальных наблюдений косых ионных структур не противоречат представлениям о турбулентном характере электрических полей в плазменном слое. Отметим также, что возникновение косых ионных структур в качестве «следов плазмоидов» приводит к изменению картины формирования горячего плазменного слоя. В рамках традиционных представлений частицы, формирующие горячий плазменный слой, ускоряются на больших геоцентрических расстояниях (100 RE ), а затем в виде пучков в погранобластях плазменного слоя транспортируются к Земле, образуя дисперсные структуры за счет дрейфа в скрещенных электрическом и магнитном полях. Отражаясь от магнитных пробок, частицы возвращаются в плазменный слой. При этом могут формироваться встречные пучки, т.е.

пучки, движущиеся одновременно вдоль силовой линии в противоположных направлениях.

Согласно рассмотренной картине ускорение частиц происходит преимущественно в глубине магнитосферы во время геомагнитных возмущений (как во время суббурь, так и во время микросуббурь (см. Сергеев и Цыганенко, 1980), при которых наблюдаются уярчения полярных сияний не сопровождаемые изменением авроральных индексов). Локально нагретая область плазмы в силу диамагнетизма выталкивается в область более слабого магнитного поля, т.е. в хвост магнитосферы, теряя на своем пути частицы. Последние образуют косые структуры, в которых на данной фиксированной магнитной силовой линии сначала приходят более энергичные частицы, а затем менее энергичные (времяпролетный механизм). За счет широтного движения плазменного сгустка (переход с низкоширотных на все более высокоширотные магнитные силовые линии) образуется сравнительно долгоживущая косая ионная структура по широте, в которой более энергичные частицы высыпаются на больших широтах, чем менее энергичные. Турбулентные электрические поля за времена, характерные для диффузионных процессов, размешивают горячие частицы по всему плазменному слою. При равенстве давления в дальних областях хвоста статическому (в системе отсчета движущейся со скоростью солнечного ветра) давлению частиц и магнитного поля в переходном слое возникает равновесная конфигураця. Нарушение баланса давления на магнитосферных флангах будет приводить к проникновению холодной плазмы низкоширотного погранслоя внутрь магнитосферы и ее последующей диффизии и дрейфу в плазменном слое и его продолжении в дневной части магнитосферы. В ближних областях плазменного слоя давление частиц будет нарастать в соответствии с закономерностью впервые полученной Тверским [1968] (c. 28), и получившей впоследствии название tail flaring model (Kennel [1995]).

Выводы и обсуждение Проведенное рассмотрение показывает, что результаты многочисленных экспериментальных наблюдений и разработанные теоретические подходы позволяют пересмотреть ряд традиционных подходов в области физики магнитосферной плазмы. В области высокоширотной магнитосферы не работают ни дрейфовое ни МГД -приближения для описания магнитосферной плазмы и крайне затруднено получение вольт-амперной характеристики плазмы. Инвариантность выражения для поперечного тока в плазме, справедливого как в бесстолкновительном так и МГД приближениях, позволяет предположить, что условие магнитостатического равновесия можно использовать в качестве основного и в реальных условиях высокоширотной магнитосферы.

Предположение о выполнении условия магнитостатического равновесия позволяет выделить в качестве основного источника поля утро-вечер крупномасштабные азимутальные градиенты давления вдоль изолиний равного объема магнитных силовых трубок в области перехода от дипольных к вытянутым в хвост магнитным силовым линиям с минимумом давления в районе полуночи. Градиенты давления данного типа поддерживают систему продольных токов зоны 1 Ииджимы и Потемры, а последние, замыкаясь в ионосфере, вызывают появление крупномасштабного поля, направленного с утра на вечер, и двухвихревой системы конвекции. Конвективное течение имеет регулярный характер только в областях малого плазменного параметра – в полярной шапке и во внутренней магнитосфере. При этом, в результате генерации токов зоны 2 Ииджимы и Потемры, поле утро-вечер во внутренних областях магнитосферы в значительной степени заэкранировано.

Внутри плазменного слоя, его продолжениях в дневной высокоширотной магнитосфере и полярных каспах (т.е. в областях больших значений плазменного параметра) движение плазмы носит нерегулярный характер. При этом скорости турбулентной конвекции на порядок превышают скорости крупномасштабного течения. Турбулизация плазменного слоя ведет к выравниванию температур как ионов, так и электронов и образованию температурных плато, наблюдаемых при пересечениях плазменного слоя как на больших, так и на малых высотах. В условиях развитой турбулентности перенос частиц существенно отличается от ламинарного течения. Не сохраняется число частиц в конвектирующей магнитной силовой трубке. Поток, связанный с регулярным течением, может быть скомпенсирован диффузионным потоком в случае, когда регулярное течение направлено в сторону нарастающей концентрации плазмы.

При этом интегральный поток может обратиться в нуль, что дает возможность получить квазистационарное распределение плазмы, удовлетворяющее условию магнитостатического равновесия. Зависимость крупномасштабной конвекции от величины и ориентации ММП обусловлена модуляцией внутримагнитосферной токовой системы внешним источником магнитного поля. При южной ориентации ММП происходит усиление внутримагнитосферных токов, при северной – ослабление. Ослабление электрического поля в центре плазменного слоя приводит к образованию выпуклости и формированию тета-авроры. При длительной северной ориентации ММП должно происходить постепенное исчезновение градиентов давления в магнитосфере, заполнение полярной шапки и исчезновение плазменного слоя, что находится в хорошем соответствии с данными экспериментальных наблюдений.

Существующие модели токовых систем в магнитосфере не учитывают всех основных систем токов. Наряду с западным кольцевым током имеется эффективный восточный кольцевой ток, возникающий за счет разности возмущенного и спокойного профилей радиального давления. Данная разность имеет область направленного от Земли градиента, что соответствует кольцевому току восточного направления. Нарастание восточного кольцевого тока может вызывать приближение к Земле дневной части магнитопаузы и вытягивание силовых линий в хвост во время предварительной фазы суббури. Пока мало исследована роль данного тока в качестве источника неустойчивости в ближних областях хвоста, где локализовано начало взрывной фазы суббури. Отметим только, что обычно рассматриваемые токовые неустойчивости, развитие которых может приводить к разрыву тока хвоста, предполагают существование регулярного течения плазмы. Разрыв турбулентного токового слоя может произойти при нарушении условия магнитостатического равновесия под действием внешнего источника поля. Восточный кольцевой ток уменьшает поле в экваториальной области, а его резкое нарастание может привести к нарушению магнитостатического равновесия и появлению течений плазмы со скоростями порядка альвеновской. Ток ближних к Земле областей плазменного слоя в условиях магнитостатического равновесия не может замыкаться токами магнитопаузы. Он должен замыкаться токами внутри магнитосферы. В высокоширотных областях магнитосферы течет квазикольцевой ток, локализованный в дневные часы вне экваториальной области – ток разрезного кольца.

Рассмотренный механизм образования косых ионных структур и результаты наблюдений флуктуаций скорости в плазменном слое позволяют сформулировать гипотезу, объясняющую появление у магнитосферы длинного геомагнитного хвоста. При этом учитывается, что солнечный ветер обтекает не пустую геомагнитную ловушку, а область, заполненную плазмой, в которой текут токи. Численное моделирование в рамках МГД приближения, проведенное Watanabe and Sato [1990], показало, что если на диполь, окруженный плазмой, налетает плазменный поток, моделирующий солнечный ветер (решалась начальная задача), то происходит сгребание плазмы за диполем в область малого значения магнитного поля и формируется плазменный слой, с температурой большей, чем исходная температура плазмы (сжатие плазмы сопровождается ее нагревом). Характер полученного решения не зависел от выбранного значения проводимости, так как основную роль играли формирующиеся плазменные градиенты. Естественно ожидать, что в бесстолкновительном случае возникнет аналогичная картина при решении начальной задачи обтекания. В сформировавшейся структуре в результате появления градиентов давления текут поперечные токи. В силу асимметрии ловушки в области перехода от дипольных к вытянутым в хвост магнитным силовым линиям возникает азимутатьный градиент плазменного давления и соответствующие этому градиенту продольные токи. Замыкание продольных токов в ионосфере приводит к появлению поля утро вечер, проецирующегося из высокоширотной магнитосферы в геомагнитный хвост. Вблизи экваториальной плоскости в ночные часы и вне экваториальной плоскости в дневные часы в области больших значений плазменного параметра развивается ряд неустойчивостей (обусловленных градиентами давления, сдвигом скоростей и другими источниками свободной энергии) и электрические поля носят нерегулярный флуктуирующий характер.

Крупномасштабное поле в хвосте приводит к сгребанию плазмы к центру плазменного слоя и появлению почти пустых долей хвоста. Сгребание продолжается до тех пор, пока диффузионный поток, стремящейся разрушить плазменный слой, не уравновесится конвективным потоком за счет крупномасштабного поля. В результате образуется квазистационарная магнитостатически равновесная конфигурация. В области перехода от дипольных к вытянутым в хвост магнитным силовым линиям за счет динамики внутримагнитосферной токовой системы возникают (преимущественно при южном направлении ММП) суббури и микросуббури, сопровождаемые появлением горячего плазменного сгустка или пузыря, не находящегося в равновесии с окружающей плазмой. Часть нагретой плазмы инжектрируется во внутреннюю магнитосферу, формируя кольцевой ток, а часть инжектируется в хвост, формируя плазмоид, движущийся от Земли. По мере движения в хвост, плазмоид теряет частицы. В результате формируются косые ионные пучки, движущиеся к Земле. Отражение пучков от магнитных пробок приводит к формированию косых ионных структур, движущихся от Земли на меньших широтах, чем исходные пучки. Таким образом, осуществляется заполнение «заметаемых плазмоидом» магнитных силовых трубок ускоренной суббуревой микросуббуревой плазмой. Так как частичная диполизация и сопровождающее ее ускорение частиц происходит достаточно часто по всему плазменному слою, практически не затрагивая близкие к Земле токовые системы и не участвуя в магнитосферно-ионосферных взаимодействиях, вероятно процесс образования менее интенсивных, чем во время суббури, пучков происходит постоянно (что может объяснить, например, возникновение BBF – Burst Bulky Flow событий). Диффузия частиц во всех направлениях приводит к появлению горячих частиц вне области пучков. При зарегистрированном Боровским коэффициенте диффузии в 2,6 105 км 2 / с (см. Borovsky et al.[1998]) потребуется 10 часов для диффузии частиц от центра плазменного слоя к его периферии. Обтекание солнечным ветром диполя с распределенными вокруг него токами и плазменным слоем за диполем отличается от обтекания диполя в вакууме.

На геоцентрических расстояниях превышающих 15-20 RE, имеет место обтекание плазменной пластинки с током, передний край которой связан с внутренней магнитосферой. На больших геоцентрических расстояниях 100-200RE горячий поток магнитосферной плазмы направлен, в целом, от Земли в области плазмы большого давления. Характерное время диффузии L2 / D, где L – характерный масштаб неоднородности плотности. Поэтому в удаленных от Земли областях поток, видимо, должен терять первоначальную форму пластинки и становиться более похожим на цилиндр. Данные наблюдения на спутнике GEEOTAIL (см. Maezava and Hori [1998]) соответствуют именно такому распределению горячей плазмы на геоцентрических расстояниях 150-200 RE. Давление горячей плазмы в центре равновесного плазменного слоя должно быть равно статическому давлению солнечного ветра. Значение коэффициента поперечной диффузии на больших геоцентрических расстояниях пока неизвестно, но при коэффициенте диффузии, равном зарегистрированному Боровским (см. Borovsky et al. [1998]), горячий плазменный сгусток не полностью расплывется даже на расстоянии в 1000 RE от области его образования.

Работа была поддержана грантами ММЦ-ФПИ № 11, РФФИ № 98-05-64508, и программой МИНОБРАЗОВАНИЯ РФ «Теоретическое и экспериментальное изучение динамики кольцевого тока и ближних областей плазменного слоя».

Литература Аккуратов Е.П., Алексеева Л.М., Тверской Б.А., Задача о распределении потенциала на сфере с проводимостью, зависящей от долготы (с приложением к физике магнитосферы).

Геомагнетизм и Аэрономия, 12(2), 285--290, 1972.

Алексеев И.И., Кропоткин А.П., Взаимодействие заряженных частиц с токовым слоем.

Геомагнетизм и аэрономия, 10(2), 777--782, 1970.

Альвен Х.. Космическая плазма. -М., Мир, 1983, 213 с.

Антонова A.E., Шабанский В.П., О движении заряженных частиц в геомагнитном поле.

Известия АН СССР, 22(11), 1802--1808, 1968.

Антонова Е.Е., Тверской Б.А., О природе полосы высыпания электронов типа «перевернутого V» и разрыва Харанга в вечернем секторе авроральной ионосферы. Геомагнетизм и аэрономия, 15(1), 105--111, 1975.

Антонова Е.Е., О неадиабатической диффузии, выравнивании концентрации и температуры в плазменном слое магнитосферы Земли. Геомагнетизм и аэрономия, 25(4), 623--627, 1985.

Антонова Е.Е., Лазарев В.И., Степанова М.В., Тверской Б.А., Тельцов М.В. Кузьмин А.К., Школьникова С.И, Исаев Н.И., Параметры мультиплетных структур типа “перевернутого V” по данным ИСЗ “Интеркосмос-Болгария-1300”. 31(2), 258--267, 1991.

Антонова Е.Е., Степанова М.В., Тельцов М.В., Флуктуации потоков частиц и спектры низкочастотной турбулентности по данным ИСЗ “Интеркосмос-Болгария-1300”.

Геомагнетизм и аэрономия, 33(2), 53--61, 1993.

Антонова Е.Е., Ганюшкина Н.Ю., Геометрия магнитного поля магнитосферы Земли и генерация продольных токов. Геомагнетизм и аэрономия, 35(5), 9--15, 1995.

Антонова Е.Е., Ганюшкина Н.Ю., Восстановление крупномасштабных азимутальных градиентов давления в магнитосфере по данным о продольных токах, Геомагнетизм и аэрономия, 35(5), 16--23, 1995.

Антонова Е.Е., Ганюшкина Н.Ю., Влияние межпланетного магнитного поля на генерацию крупномасштабных продольных токов. Геомагнетизм и аэрономия, 35(6), 32--39, 1995.

Антонова Е.Е., Тверской Б.А., О природе электрических полей во внутренней магнитосфере Земли. Геомагнетизм и аэрономия, 36(2), 1-18, 1996.(On the nature of electric fields in the Earth’s inner magnetosphere (a review). Geomagnetism and Aeronomy International, 1(1), 9--21, 1998).

Антонова Е.Е., Овчинников И.Л., Равновесие турбулентного токового слоя и токовый слой хвоста магнитосферы Земли. Геомагнетизм и аэрономия, 36(5), 7--14, 1996.

Антонова Е.Е., Овчинников И.Л., Квазитрехмерная модель равновесного турбулентного плазменного слоя в хвосте магнитосферы Земли и его суббуревая динамика. Геомагнетизм и аэрономия, 38(5), 14--21, 1998.

Антонова Е.Е., Вихрева Е.А., Овчинников И.Л., Степанова М.В., Тельцов М.В., Хаотический характер движения частиц плазменного слоя. Данные наблюдений и теоретический анализ.

Геомагнетизм и аэрономия, 38(6), 27--39, 1998.

Арцимович Л.А., Сагдеев Р.З., Физика плазмы для физиков. –М. Атомиздат,1979, 320 с.

Брагинский С.И., Явления переноса в плазме, Вопросы теории плазмы, под pед.

М.А.Леонтовича, Вып. 1, -М. ГОСАТОМИЗДАТ, 183--272, 1963.

Галеев А.А., Зеленый Л.М., Модель пересоединения в плоском слое бесстолкновительной плазмы. Письма в ЖЭТФ, 25(9), 407--411, 1977.

Зеленый Л.М., Динамика плазмы и магнитных полей в хвосте магнитосферы Земли, Итоги науки и техники, под ред. Р.З.Сагдеева, -М. ВИНИТИ, 24, 58—186, 1986.

Иванов В.Н., Похотелов О.А., Желобковая неустойчивость в плазменном слое магнитосферы Земли. Физика плазмы, 13(12), 1446--1454, 1987.

Иванов В.Н., Похотелов О.А., Фейгин Ф.З., Ру А., Перро С., Легко Д., Баллонная неустойчивость в магнитосфере Земли при непостоянном давлении и конечном. Геомагнетизм и Аэрономия, 32(2), 68--74, 1992.

Климонтович Ю.Л., Турбулентное движение и структура хаоса.- М. Наука, 1990, 317 с.

Кадомцев Б.Б., Коллективные явления в плазме, -М. Наука, 1988, 304 с.

Сергеев В.А., Цыганенко Н.А., Магнитосфера Земли. –М. Наука, 1980, 174 с.

Ташкинова Л.Г., Тверской Б.А., Колебания токовых систем DP1 и DP2. Геомагнетизм и Аэрономия, 12(4), 573--575, 1972.

Ташкинова Л.Г., Тверской Б.А., Затухание колебаний токовых систем DP1 и DP2 для случая менее электропроводной ионосферы. Геомагнетизм и Аэрономия, 13(4), 375--379, 1973.

Ташкинова Л.Г., Тверской Б.А., Влияние внешнего электрического поля на токовые системы DP1 и DP2. Геомагнетизм и Аэрономия, 14(6), 1084--1088, 1974.

Ташкинова Л.Г., Тверской Б.А., Об электрических полях в магнитосфере Земли. Геомагнетизм и Аэрономия, 15(1), 171--173, 1975.

Тверской Б.А., Динамика радиационных поясов Земли. – М. Наука, 1968, 223 с.

Тверской Б.А., Об электрических полях в магнитосфере Земли, ДАН СССР, 188(3), 575--578, 1969.

Тверской Б.А., О продольных токах в магнитосфере. Геомагнетизм и Аэрономия, 22(6), 991--995, 1982 a.

Тверской Б.А., О природе однородных дуг полярного сияния. Геомагнетизм и Аэрономия, 22(6), 966--973, 1982 b.

Тверской Б.А., Магнитосферно-ионосферное взаимодействие и полярные сияния. УФН, 139(4), 737--739, 1983.

Тверской Б.А., Антонова Е.Е., Магнитосферно-ионосферные взаимодействия и их роль в физике околоземного космического пространства, 50 лет Научно-Исследовательскому Институту Ядерной Физики им. Д.В.Скобельцына, под ред. М.И.Панасюка, Е.А.Романовского, В.И.Саврина, -М. Изд-во Моск. ун-та, 81—93, 1996.

Тверской Б.А., Механизм формирования структуры кольцевого тока магнитных бурь.

Геомагнетизм и Аэрономия, 37(5), 29--34, 1997.

Angelopoulos V., Baumjohann W., Kennel C.F., Coroniti F.V., Pellat R, Walker R.J., Luhr H., Pashmann G., Bursty bulk flows in the inner central plasma sheet. J. Geophys. Res., 97(A4), 4027--4039, 1992.

Angelopoulos V., Kennel C.F., Coroniti F.V., Pellat R., Spence H.E., Kivelson M.G., Walker R.J., Baumjohann W., Feldman W.C., Gosling J.T., Russell C.T., Characteristics of ion flow in the quiet state of the inner plasma sheet. Geophys. Res. Lett., 20(16), 1711--1714, 1993.

Angelopoulos V., Coroniti F.V., Kennel C.F., Kivelson M.G., Walker R.J., Russell C.T., McPherron R.L., Sanchez E., Meng C.-I., Baumjohann W., Reeves G.D., Belian R.D., Sato N., Friis Christensen E., Sutcliffe P.R., Yumoto K, Harris T., Multipoint analysis of a bursty bulk flow event on April 11, 1985. J. Geophys. Res., 101(A5), 4967--4989, 1996.


Antonova E.E., Ganyshkina N.Yu., The magnetostatic equilibrium in high latitude magnetosphere and the selection of coordinate system for the description of high latitude processes. Adv. Space Res., 18(8), 115-118, 1996 a.

Antonova E.E., Ganyshkina N.Yu., On the formation of electric fields and currents in the three dimentional magnetosphere. Adv. Space Res., 18 (8), 123-126, 1996 b.

Antonova E.E., Stepanova M.V., Teltsov B.A., Fluctuations of auroral particle fluxes and the problem of auroral electrons and ions thermalization. Adv. Space Res., 18(8), 119--122, 1996 c.

Antonova E.E., Ganushkina N.Yu., The inner magnetosphere source of dawn-dusk electric field and magnetospheric dynamics. Adv. Space Res., 20(3), 441--444, 1997 a.

Antonova E.E., Ovchinnikov I.L., Current sheet with medium scale developed turbulence and the formation of Earth’s magnetosphere plasma sheet and solar prominences. Adv. Space Res., 19(12), 1919--1922, 1997.

Antonova E. E., Ganushkina N. Yu., Azimuthal hot plasma pressure gradients and dawn-dusk electric field formation, J. of Atmospheric and Solar-Terrestrial Physics, 59(11), 1343--1354, 1997 b.

Antonova E.E., Stepanova M.V., Teltzov M.V., Tverskoy B.A., Multiple inverted-V structures and hot plasma pressure gradient mechanism of plasma stratification, J. Geophys. Res., 103(A5), 9317- 9332, 1998.

Antonova E.E., Stepanova M.V., Vikhreva E.A., Ovchinnikov I.L., and Teltsov M.V., Generation of unmagnetized motion of plasma sheet electrons and its possible causes, J. Geophys. Res., 104(A9), 19941--19953, 1999.

Axford W.C., Hines C.O., A unifying theory of high latitude geophysical phenomena and geomagnetic storms. Can. J. Phys., 39(10), 1433--1464, 1961.

Blanc M., Caudal G., The spatial distribution of magnetospheric convection electric fields at ionospheric altitudes: a review. 2. Theories. Annales Geophysicae 3(1), 27--42, 1985.

Boehm M.N., Klumpar D.M., Mobius E., Kostler L.M., McFadden J.P, Carlson C.W., Ergun R.E., Fast auroral snapshot observations of bouncing ion distribution: Field line length measurements. J.

Geophys. Res., 104(A2), 2343--2355, 1999.

Borovsky J.E., Elphic R.C., Funsten H.O., Thomsen M.F., The Earth’s plasma sheet as a laboratory for turbulence in high- MHD. J. Plasma Phys., 57(1), 1-34, 1997.

Borovsky J.E., Thomsen M.F., Elphic R.C., The driving of the plasma sheet by the solar wind, J.

Geophys. Res. 103(A8), 17617--17639, 1998.

Bosqued J.M., Maurel C., Sauvaud J.A., Kovrazhkin R.A., Galperin Yu.I., Observations of auroral electron inverted-V structures by the AUREOL-3 satellite. Planet. Space Sci., 34(3), 255--269, 1986.

Bosqued J.M., Sauvaud J.A., Delcourt D., Kovrazhkin R.A., Precipitation of suprathermal ionospheric ions accelerated in the conjugate hemisphere. J. Geophys. Res., 91(A6), 7006--7018, 1986.

Bostrom R., Mechanism for driving Birkeland currents. Physics of the hot plasma in the magnetosphere, ed. by B. Hultgvist and L. Stenflo, 341--365, 1975.

Buchner J., Zelenyi L.M., Regular and chaotic charged particle motion in magnetotaillike field reversals. 1. Basic theory of trapped motion. J. Geophys. Res., 94(A9), 11821--11842, 1989.

Carovillano R.L., Siscoe G.L., Energy and momentum theorem in magnetospheric processes, Rev. of Geophys. Space Phys., 11(2), 289-353, 1973.

Chen J., Palmadesso P.J., Chaos and nonlinear dynamics of single-particle orbits in a magnetotaillike magnetic field, J. Geophys. Res., 91(A2), 1499--1508, 1986.

Coronity F.V., Kennell C.F., Changes of magnetospheric configuration during the substorm growth phase. J. Geophys. Res., 77, 3361--3370, 1972.

Crooker N.U., Siscoe G.L., Russell C.T., Smith E.J., Factors controlling degree of correlation between ISEE 1 and ISEE 3 interplanetary magnetic field measurements, J. Geophys. Res., 87(A4), 2224- 2230, 1982.

Dessler A. J., Parker E. N., Hydromagnetic theory of geomagnetic storms. J. Geophys. Res., 64(12), 2239--1152, 1959.

Dungey J.W., Interplanetary magnetic field and auroral zone. Phys. Rev. Lett., 6(1), 47--49, 1961.

Elphinstone R. D., Hearn D. J., Murphree J. S., Cogger L. L., Mapping using the Tsyganenko long magnetospheric model and its relationship to Viking auroral images, J. Geophys. Res., 96(A2), 1467--1480, 1991.

Feldstein Ya. I., Galperin, Yu. I., The auroral luminosity structure in the high-latitude upper atmosphere: its dynamics and relationship to the large-scale structure of the Earth's magnetosphere. Reviews of Geophysics, 23, 217--275, 1985.

Feldstein Ya. I., Modelling of the magnetic field of magnetospheric ring current as a function of interplanetary medium parameters, Space Sci. Rev., 59(1/2), 83--166, 1992.

Foster J. C., Fuller-Rowell T., Evans D.S., Quantitative pattern of large-scale field-aligned currents in the auroral ionosphere. J. Geophys. Res., 94(A3), 2555--2564, 1989.

Galperin Yu. I., Feldstein Ya.I., Auroral luminosity and its relationship to magnetospheric plasma domains, Auroral Physics, edited by C.-I. Meng, M. J. Rycroft and L. A. Frank, Cambridge, 207- 222, 1991.

Galperin Yu. I., Feldstein Ya.I., Mapping of the precipitation regions to the plasma sheet, J. Geomag.

Geoelectr., 48, 857-875, 1996.

Grad H., Some new variational properties of hygromagnetic equilibria, Physics of Fluids, 7(8), 1283- 1292, 1964.

Iijima T., Potemra T. A., The amplitude distribution of field-aligned currents at northern high latitudes observed by Triad. J. Geophys. Res., 81(13), 2165--2174, 1976.

Kennel C.F., Convection and substorms. Paradigm of magnetospheric phenomeniligy. Oxford University Press, 1995, 408 p.

Kistler L.M., Baumjohann W., Nagai T., Mobius E., Superposed epoch analysis of pressure and magnetic field configuration changes in the plasma sheet, J. Geophys. Res., 98(A6), 9249--9258, 1993.

Knight S., Parallel electric fieelds. Planet. Space Science, 21(5), 741--750, 1973.

Kuznetsov S.N., Dynamics of energetic particles in the magnetosphere of the Earth. Acta Phys. Slov., 34(2-3), 87--98, 1984.

Lui A.T.Y., Hamilton D.C., Radial profile of quite time magnetospheric parameters, J. Geophys. Res., 97(A12), 19325--19332, 1992.

Lyons R.L., Evans D.S., Lundin R., An observed relation between field aligned electric fields and downward electron energy fluxes in the vicinity of auroral forms. J. Geophys. Res., 84(A2), 457- 461, 1979.

Lyons L.R., Speiser T.W., Evidence for current sheet acceleration in the geomagnetic tail.

J.Geophys.Res., 87(A4), 22276--2286, 1982.

Maezava K., Hori T., The distant magnetotail: Its structure, IMF dependence, and thermal properties, New Perspectives on the Earth’s Magnetotail, Geophysical Monograph 105, 1-21, Maynard N. C., Heppner J. P., Aggson T. L., Turbulent electric fields in the nightside magnetosphere, J.

Geophys. Res., 87(A3), 1445-1454, 1982.

McPherron R.L., The role of substorms in the generation of magnetic storms, Magnetic storms, Geophysical Monograph 98, 131-148, 1997.

Mozer F. S., Cattell C. A., Hudson M. K., Lysak R. L., Temerin M., Torbert R. B., Satellite measurements and theories of low altitude auroral particle acceleration. Space Science Reviews, 27(1), 153-213, 1980.

Newell P.T., Feldstein Y.I., Galperin Y.I., and Meng C.-I., Morphology of nightside precipitation. J.

Geophys. Res., 101(A5), 10737--10748, 1996.

Parker E. N., The alternative paradigm for magnetospheric physics. J. Geophys. Res., 101(A5), 10587- 10625, 1996.

Pellat R., Laval G., Remarks on the steady and time dependent mathematical convection models.

Critical problems of magnetospheric physics. S.T.P., Madrid, ed. E.R.Dyer, IUCSTP, Washington, D.C., 237--244, 1972.

del Pozo C. F., Blanc M., Analytical self-consistent model of the large-scale convection electric field. J.

Geophys. Res., 99(A3), 4053--4068, 1994.

Riazantseva M.O., Sosnovets E.N., Teltsov M.V., Vlasova N.A., Hot plasma pressure variations using geostationary satellite data. Preprint SINP MSU 98-28/529, 17 p., 1998.

Roux A., Perraut S., Robert P., Morane A., Pedersen A., Korth A., Kremser G., Aparicio B., Rodgers D., Pellinen R., Plasma sheet instability related to the westward traveling surge. J. Geophys. Res., 96(A10), 17697--17714, 1991.

Russell C.T., Siscoe G.L., Smith E.J., Comparison of ISEE-1 and –3 interplanetary magnetc field observations. Geophys. Res. Lett., 7(5), 381--384, 1980.

Sauvaud J.-A., Popescu D., Delcourt D.C., Parks G.K., Brittnacher M., Sergeev V., Kovrazhkin R.A., Mukai T., Kokubun S., Sporadic plasma sheet ion injections into the high altitude auroral bulge satellite observations. J.Geophys.Res., 1999, in press.

Sckopke N., A general relation between energy of trapped particles and the disturbance field over the Earth. J. Geophys. Res., 71(13), 3125-- 3130, 1966.

Shabansky V.P., Magnetospheric processes and related geophysical phenomena. Space Sci. Rev., 8(3), 366--454, 1968.

Siscoe G.L., The virial theorem applied to magnetospheric dynamics. J. Geophys. Res., 75(28), 5340- 5350, 1970.

Speiser T.W., Particle trajectories in model current sheets, 1, Analytical solutions. J. Geophys. Res., 70(17), 4219--4226, 1965.

Spreiter J.R., Summers A.L., Alksne A.Y., Hydromagnetic flow around the magnetosphere, Planet.

Space Sci., 14(1), 223--253, 1966.

Speiser T.W., Lyons L.R., Comparison of an analytical approximation for particle motion in a current sheet with precise numerical calculations. J. Geophys. Res., 89(A1), 147--158, 1984.


Tverskoy B. A., Electric fields in the magnetosphere and the origin of trapped radiation. Solar Terrestrial Physics, edited by E. R. Dyer, Dordrecht, Holland, 297-317, 1972.

Tsyganenko N.A., Quantitative models of the magnetospheric magnetic field: Methods and results, Space Sci. Rev., 54(1), 75-186, 1990.

Tsyganenko N.A., Sibeck D.G., Concerning flux erosion from the dayside magnetosphere, J. Geophys.

Res., 99(A7), 13425-- 13436, 1994.

Tverskoy B. A., Electric fields in the magnetosphere and the origin of trapped radiation. Solar Terrestrial Physics, edited by E. R. Dyer, Dordrecht, Holland, 297-317, 1972.

Vasyliunas V. M., Mathematical models of magnetospheric convectionand its coupling to the ionosphere. Particles and Fields in the Magnetosphere, ed. B.M. McCormac, Higham, Mass., Holland, 60--71, 1970.

Vasyliunas V. M., The interrelationship of magnetospheric processes. Earth's Magnetospheric Processes, edited by B.M. McCormac, Higham, Mass., Holland, 29--38, 1972.

Watanabe K., Sato T., Global simulation of the solar wind – magnetosphere interactions. The importance of its numerical validity. J. Geophys. Res., 95(A1), 75--88, 1990.

Weimer D. R., Goerts C., Curnett D. A., Maynard N.C., Burch J.L., Auroral zone electric fields from DE-1 and 2 at magnetic conjunctions. J. Geophys. Res. 90(A8), 7479--7494, 1985.

Wing S., Newell P.T., Central plasma sheet ion properties as inferred from ionospheric observations.

J. Geophys. Res., 103(A4), 6785—6800, 1998.

Winningham J.D., Burch J.L., Frahm R.A., Bands of ions and angular V’s: A conjugate mechanism of ionospheric ion acceleration. J. Geophys. Res. 89(A3), 1749--17454, 1984.

Zastenker G.N., Nozdrachev M.N., Safrankova J., Nemecek Z., Paularena K.I., Lazarus A.J., Lepping R.P., Mukai T., Fast solar wind plasma and magnetic field variations in the magnetosheath, Czechoslovak Journal of Physics, 49(4a), 579--589, 1999.

Zelenyi L.M., Kovrazkhin R.A., Bosqued J.M. Velocity-dispersed ion beams in the nightside auroral zone: AUREOL 3 observations. J. Geophys. Res., 95(A8), 12119--12139, 1990.

Выделение адиабатической составляющей буревых вариаций потоков и спектров ионов горячей плазмы в геомагнитной ловушке А. С. Ковтюх Вариации потоков и спектров частиц в геомагнитной ловушке определяются ло кальными изменениями магнитного поля во время бурь (адиабатическая вариация) и дву мя неадиабатическими эффектами: инжекцией частиц и диссипацией их потоков в резуль тате взаимодействия с волнами, холодной ионосферной плазмой и атмосферной геокоро ной. Теоретические основы анализа буревых вариаций потоков частиц в геомагнитной ло вушке и выделения их адиабатической составляющей были заложены Борисом Аркадье вичем Тверским [1].

При адиабатических вариациях число частиц в силовых трубках магнитного поля сохраняется (по каждому из видов частиц). Возможность количественного анализа адиа батических вариаций потоков частиц обеспечиваются тем, что при достаточно медленных изменениях магнитного поля в ловушке первый (µ) и второй () интегралы движения час тиц сохраняются. Поскольку характерные времена буревых вариаций геомагнитного поля намного превышают периоды осцилляций между зеркальными точками и, тем более, ги ропериоды частиц, эти условия выполняются.

До последнего времени, особенно в зарубежной литературе, большинство исследо вателей связывали инжекцию только с низкоэнергичными частицами, которые традици онно относились к кольцевому току (КТ). Так, в работе [2], результаты которой цитиру ются во многих монографиях, полагалось, что в сердцевине геомагнитной ловушки вариа ции потоков протонов с E 0.2 МэВ во время бурь имеют чисто адиабатический характер.

Однако при определенных условиях, в соответствии с теорией Б.А. Тверского [3, 4], воз можно быстрое обновление или даже формирование нового радиационного пояса (РП), что получает убедительные экспериментальные подтверждения [4, 5].

Вследствие увеличения общей возмущенности магнитосферы во время бурь и ос лабления поля в ловушке коэффициенты переноса резко возрастают и частицы быстро диффундируют, что приводит к необратимым нелинейным изменениям структуры РП [3, 4]. Поэтому область, в которой потоки частиц испытывают во время бурь чисто адиабати ческие вариации, может занимать весьма ограниченную часть пространства {E,0,L} (или пространства {µ,,}), заполненного частицами РП и КТ, причем границы этой области и ее конфигурация неуниверсальны (определяются характеристиками конкретной бури).

Здесь E и 0 кинетическая энергия и экваториальный питч-угол частиц, L параметр дрейфовой оболочки (параметр Мак-Илвайна);

µ, и интегралы движения частиц (адиабатические инварианты).

Для выделения и корректного количественного анализа адиабатической состав ляющей вариаций потоков и спектров частиц необходима привязка их к магнитным сило вым трубкам (дрейфовым оболочкам), которая возможна только при наличии синхронной с измерениями потоков частиц глобальной информации о вариациях поля в ловушке, по лученной с высоким пространственным разрешением. Во время бурь магнитное поле в сердцевине ловушки может значительно изменяться и адекватная трехмерная структура поля воспроизводится только по одновременным измерениям в достаточно большом чис ле точек. До настоящего времени такие подробные эксперименты не проводились и в обо зримом будущем они вряд ли будут реализованы. Более того, информация о локальных вариациях магнитного поля часто отсутствует даже в публикациях данных о вариациях потоков частиц при измерениях на одном спутнике. Проблема адекватной координатной привязки частиц к силовым трубкам в сильно возмущенной и динамичной геомагнитной ловушке до сих пор не имеет удовлетворительного решения и с этим связаны основные трудности количественного анализа динамики частиц в геомагнитной ловушке во время бурь по спутниковым данным.

Несмотря на эти трудности, выделение адиабатической составляющей вариаций потоков частиц в геомагнитной ловушке проводилось во многих хорошо известных рабо тах (см., например, [2, 6, 7]). Как и в нашей работе, анализ проводился на основе теоремы Лиувилля, но при этом вводилась дополнительная информация о локальных вариациях магнитного поля, которая либо получалась по данным бортового магнитометра, либо вы числялась по индексу Dst с помощью теоремы ДесслераПаркераСкопке (DPS). Послед няя связывает магнитный эффект азимутально-симметричного КТ в центре Земли с пол ной кинетической энергией составляющих его частиц в довольно грубом (без учета собст венной энергии магнитного поля КТ) линейном приближении [810]. В центре КТ эта связь простая линейная зависимость, а в других точках магнитный эффект КТ зависит не только от полной энергии, но и от пространственного распределения КТ. Поэтому исполь зование теоремы DPS для выделения адиабатических вариаций в настоящее время пред полагает принятие довольно произвольных, неуниверсальных и сильно различающихся для каждой конкретной бури предположений о модельных параметрах пространственно энергетических распределений частиц КТ.

Кроме того, по смыслу теоремы DPS магнитный эффект КТ в данной точке опреде ляется глобальным КТ и не зависят от локальных вариаций давления плазмы. Но в дейст вительности локальные вариации магнитного поля отвечают как на вариации КТ в целом (теорема DPS) так и на локальные вариации давления плазмы. Во внешней части геомаг нитной ловушки последний эффект доминирует, причем во время бурь внутренняя грани ца этой области смещается до L 35 (в зависимости от мощности бури). Для асиммет ричного КТ на главной фазе бури Б.А. Тверской получил универсальную связь между давлением плазмы и давлением магнитного поля в максимуме КТ [11].

Наконец, теорема DPS ограничивается только КТ. Между тем, вклады в вариации внутримагнитосферного поля ионосферных токовых систем, биркеландовских токов вдоль силовых линий магнитного поля, токовых слоев в магнитосферном хвосте и на маг нитопаузе очень существенны и могут даже доминировать. Так, по данным Молнии-1 ус тановлено, что для асимметричного КТ значительный (соизмеримый с КТ) вклад в Dst вносят биркеландовские токи [12]. Таким образом, с помощью теоремы DPS локальные вариации потоков горячей плазмы в геомагнитной ловушке разделяются на адиабатиче скую и неадиабатическую составляющие только в очень грубом приближении.

o Так, по данным Explorer-26 адиабатическая вариация потоков протонов с 0 на фазе восстановления конкретной бури, когда усиленный КТ приобретает симметрич ную форму, выделялась методом последовательных приближений по следующему алго ритму [2]: задавался азимутально-симметричный радиальный профиль локальных измене ний поля B(r) относительно стационарных значений;

с учетом индукционных токов по теореме DPS оценивались абсолютные значения B(r);

с учетом вмороженности поля в плазму по этому профилю вычислялись изменения положений вершин силовых линий r, отвечающие разбуханию поля при усилении КТ;

по теореме Лиувилля, с учетом энергети ческих спектров и радиальных профилей потоков частиц до бури (j/E и j/r), находи лись адиабатически трансформированные потоки частиц;

расчетные потоки сравнивались с измеренными в данной точке и проводилась коррекция B(r), после чего вся процедура повторялась.

При этом полагалось, что во время бурь в ловушку инжектируются только частицы с энергией, не превышающей некоторого предельного значения, и потоки частиц доста точно больших энергий испытывают только адиабатическую вариацию. Однако во внут ренних областях ловушки, где существенна диссипация, это условие нарушается при на личии в спектре возмущения частот, отвечающих дрейфовым периодам частиц;

поскольку спектр внезапных импульсов может содержать частоты, отвечающие дрейфовым перио дам частиц как малых, так и очень больших (вплоть до релятивистских) энергий, это усло вие не выполняется. Кроме того, при достаточно больших энергиях мы подходим к преде лу адиабатичности движения частиц (верхней границе захвата частиц в ловушку по энер гии).

Депрессия B(r) поля в ловушке не связана однозначно, как это требует теорема DPS, с Dst-вариацией: после полного восстановления Dst остаточная депрессия B(r) поля в ловушке может сохраняться в течение некоторого времени, что отмечалось и в [2] (см.

также [7]). В качестве стационарных значений B0(r) в геомагнитной ловушке бралось поле земного диполя [2]. Учет азимутально-несимметричной квадрупольной и других гармоник поля резко усложняет решение задачи в такой постановке, но эти гармоники могут суще ственно изменить полученное в [2] решение даже на L 4. В расчетах [2] полагалось, что сохраняются не только µ и, но и. Однако во время бурь интеграл, который в стацио нарном поле отвечает дрейфовой оболочке частиц, нарушается. Поэтому полученный в [2] вывод о том, что вариации потоков протонов с E 0.2 МэВ на L 34 имеют практически полностью адиабатический характер, который нарушается только во время очень мощных (с maxDst 200 нТл) бурь, представляется неубедительным: в эксперименте на Explorer-26 резонансные неадиабатические эффекты маскировались интегральными (по энергии) измерениями потоков протонов.

На L 4.5 принятая в [2] методика не позволила выделить адиабатическую вариа цию потоков протонов: ряд не сходился и нерегулярность вариаций увеличивалась с рос том L. Авторы работы [2] полагали, что эти трудности связаны, в основном, с большими погрешностями принятой ими модели магнитного поля КТ на L 4.5 и при учете магнит ных полей других токовых систем вариации потоков протонов с E 0.1 МэВ можно будет свести к адиабатическим и на L 4.5. Однако этот вывод еще более сомнителен: с ростом L энергетический интервал, в котором возможно проявление адиабатических вариаций потоков частиц быстро сужается.

Поэтому неудивительно, что выводы [2] опровергались результатами совместного анализа данных дифференциального спектрометра протонов с E = 1800 кэВ и высокочув ствительного магнитометра на борту Explorer-45 [7], причем для рассматриваемой в [7] бури вычисленные методом [2] величины B(r)/B0(r) были значительно меньше реальной депрессии поля (во время главной фазы бури в 5 раз). По данным одного спутника корректное решение рассматриваемой задачи принятым в [7] методом возможно только при проведении измерений вблизи плоскости геомагнитного экватора: использование синхронных данных бортового магнитометра не освобождает от необходимости проведе ния координатной привязки частиц и чем больше B/B0, тем больше погрешность такого анализа (B0 индукция поля в плоскости геомагнитного экватора, а B() в той же сило вой трубке на геомагнитной широте ).

Применительно к рассматриваемой задаче проблема координатной привязки час тиц к силовым трубкам снимается только при наличии инвариантных относительно L представлений спектров для различных ионных компонентов РП. Такие представления были получены методом "спектрометра с магнитным парусом" [13] в результате совмест ного перекрестного анализа обширного комплекса экспериментальных данных за 19651994 гг., включающего энергетические спектры, радиальные профили потоков и спектральных параметров, энергетические и радиальные зависимости отношений потоков для основных ионных компонентов РП Земли [14].

В нашей методике ни информация о текущих значениях магнитного поля в точке наблюдения, ни теорема DPS не используются. Ограничение на симметрию КТ не налага ется. Предварительной информации о Dst-вариации не требуется. При этом она работает как в областях, где магнитное поле понижается, так и в областях, где оно повышается. Ес ли известна инвариантная форма спектра частиц до возмущения, то можно обойтись толь ко теоремой Лиувилля.

+ 2+ В самом деле, для каждого ионного компонента (H, He и т. д.) функции распре деления fi (µ,,L) в экваториальной плоскости не меняются при адиабатических вариациях потоков. При этом во внешней части ловушки для достаточно энергичных частиц fi /L = 0, что отвечает условию: времена радиального переноса этих частиц много мень ше времен диссипации их потоков. Исходя из таких предпосылок, с помощью теоремы Лиувилля нетрудно получить выражения, связывающие адиабатические вариации потоков частиц с локальными изменениями магнитного поля в экваториальной плоскости.

Далее, для простоты, будем рассматривать только потоки частиц с 0 90o ( 0).

Поскольку для каждого из ионных компонентов fi (L,µ) ji [L,E(L,µ)]/E(L,µ), адиабатиче ское изменение потоков B' B j '( E, B0 ') = 0 j E 0, (1) B0 B0 ' где B0 и B0 ' индукция в точке наблюдения (в плоскости геомагнитного экватора) соот ветственно стационарного и нестационарного магнитного поля. Данное соотношение учи тывает как эффекты расширения и сокращения магнитных силовых трубок, так и измене ние их положения относительно Земли во время бурь.

Заметим, что вне экваториальной плоскости функции fi (µ,,L) могут существенно изменяться даже в условиях стабильности магнитного поля вдоль траектории спутника, отвечая на изменения поля на меньших широтах. Однако при наличии синхронных диф ференциальных измерений питч-угловых распределений частиц наша методика позволяет, хотя и с большей погрешностью, выделять адиабатическую составляющую вариаций по токов и спектров частиц в геомагнитной ловушке и вне экваториальной плоскости (на лю бых широтах).

На основе соотношения (1) можно построить практическую методику разделения вариаций спектров на адиабатические и неадиабатические. Необходимым условием адиа батичности вариаций является подобие спокойного и возмущенного спектров (в целом или на отдельных участках), построенных в двойном логарифмическом масштабе, что по зволяет совмещать их друг с другом путем параллельных переносов вдоль осей lnj и lnE. В этом случае для указанных участков спектров j(E) = aj(bE), где a и b постоянные вели чины. При a = b = B0 '/ B0 выполняется не только необходимое, но и достаточное условие адиабатичности вариаций на данном участке спектров. Если же совмещение двух подоб ных участков спектров путем равномерного сближения их вдоль осей lnj и lnE невозмож но, следует признать неадиабатический характер таких вариаций.

С помощью такой процедуры можно найти B0 '/ B0. Так, для степенных (j E ) участков спектров (они совмещаются друг с другом только когда ' = ) B0 ' + j '( E, B0 ') = j ( E, B0 ) B или ln j B0 ' = (2) ln, + B где lnj ln[ j ' (E, B0 ')/j(E, B0 )], а для экспоненциальных (j = j0 exp[E/E0]) спектров (со вместить их можно только если E0 '/E0 = B0 '/ B0 ) E E B0 ' = ln j +, ln (3) E0 ' E B где значения потоков берутся при фиксированной энергии частиц.

В результате анализа и систематизации данных ИСЗ Injun-4 (19651966), Injun- (1968), 1968-26B (1968), OV1-19 (1969), Explorer-45 (19711972), 1972-076B (19721973), Молния-1 (1973), ATS-6 (1974), Молния-2 (1975), Geos-1 (1977), Geos-2 (1978), ISEE- (19771979), SCATHA (1979), AMPTE/CCE (19841986), Горизонт-21 (19851986), Viking (1986), Akebono (19891991), CRRES (1991), Горизонт-35 (1992) и ETS-VI (1994) найдены основные параметры стационарных энергетических спектров ионов H+, He+, He2+ и груп пы CNO в КТ и РП Земли [14]. Установлено, что при достаточно больших энергиях спектр ионов степенной, при малых энергиях имеется максимум, а в промежуточной области он экспоненциален:

a exp( E / i E0 ), 2i E0 E i E ji ( E ) = j0i, (4) ( E / i E0 ), E i E где a = (e/) = 0.155 коэффициент, обеспечивающий "сшивание" экспоненциального и степенного участков спектра в точке Е/i = E0 Еb и непрерывность производной j/E в этой точке. Энергетические спектры различных ионных компонентов приблизительно по добны протонному с коэффициентом i, т.е. ji (E/i)/jH(E) = const. В таком представлении параметры E0 и Еb зависят от L ( и i от L не зависят).

При переходе от E к µ частиц спектры приобретают инвариантную форму, которая не зависит от L и очень удобна для анализа. Для ионов с 0 90o величина µ = Е/B0. В ста ционарных условиях, согласно [14], µm/i 0.5 ± 0.2 кэВ/нТл отвечает максимуму в ион ных спектрах, при µm/i µ/i µb/i спектры имеют экспоненциальную форму с E0/B0i = µ0/i = 0.35 ± 0.25 кэВ/нТл и при µ/i µb/i = 1.4 ± 0.8 кэВ/нТл степенную фор му c показателем = 4.7 ± 2.2. Для протонного спектра были получены более точные па раметры: µm 0.55 ± 0.10 кэВ/нТл, µ0 = 0.31 ± 0.11 кэВ/нТл, µb = 1.16 ± 0.29 кэВ/нТл и = 4.25 ± 0.75 [15, 16].

Разброс этих параметров определяется, в основном, усреднением результатов, ко торые получены по данным приборов разного типа за 30 лет исследований околоземного космического пространства (19651994), проводившихся в различные фазы солнечной и геомагнитной активности. Для "мгновенных" значений параметров ионных спектров µb µ0 и обычно µm µ0. Во время продолжительных спокойных периодов показатели сте пенного хвоста в спектрах различных ионных компонентов имеют близкие значения, а во время бурь значения этого параметра могут расходиться более существенно.

От минимума к максимуму солнечной активности коэффициент подобия спектров i изменяется от Mi к Qi (Qi заряд ионов по отношению к заряду электрона, Mi масса ионов по отношению к массе протона);

экспоненциальный участок спектров смягчается (µ0 /i уменьшается от 0.4 ± 0.2 до 0.25 ± 0.15 кэВ/нТл);

параметр µb/i увеличивается, но µb изменяется незначительно;

показатель степенного хвоста примерно совпадает для раз личных ионных компонентов поясов и на солнечную активность, как и µb, реагирует го раздо меньше, чем на бури. Иногда участок µm µ µb вырождается, но обычно он четко выражен и хорошо аппроксимируется экспонентой.

Судя по этим результатам, нашу методику выделения адиабатической составляю щей буревых вариаций потоков и спектров ионов в геомагнитной ловушке можно исполь зовать для диапазона µ/Qi 110 кэВ/нТл.



Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 |
 





 
© 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.