Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Токовый клин суббури .18
1.1 Признаки и фазы магнитосферной суббури .18
1.2 Токовый клин суббури 26
1.3 Количественные модели токового клина 32
1.4 Интерпретационная модель токового клина (IW) 35
1.5 Постановка задачи .45
Глава 2. Моделирование магнитных эффектов токового клина суббури 46
2.1 Магнитосферная модель SCW: алгоритм построения токового контураура 46
2.2 Филаментарная магнитоcферная модель SCW: объемные токи 49
2.3 Параметры модели FW и е настройки
2.3.1 Определение интенсивности ISCW и ионосферных долгот продольных токов (PW и PE) 52
2.3.2 Корректировка ионосферных долгот (ФW и ФE) продольных токов SCW 54
2.3.3 Задание параметра RT 58
2.3.4 Определение степени вытянутости силовых линий продольных токов SCW 62
2.4 Сравнение наблюдений с прогнозом модели одиночной токовой петли 64
2.5 Геостационарные наблюдения токовой системы суббури .65
2.6 Обсуждение результатов 70
Глава 3. Двухпетлевая модель токового клина 77
3.1 Альтернативные геометрии токового контура обновленной модели SCW 77
3.2 Модель SCW2L и е настройки .85
3.3 Филаментарные продольные токи в сравнении с распределенными токами модели 88
3.4 Наблюдения стационарных фронтов диполизации в их конечном состоянии 93
3.5 Статистическое сравнение амплитуд
диполизаций на 6.6 Re и 11 Re .102
3.6 Обсуждение результатов .108
Глава 4. Деформация магнитосферного магнитного поля токовой системой суббури 113
4.1 Введение 113
4.2 Моделирование искажений ионосферных проекций, генерируемых токовым клином .114
4.2.1 Качественный анализ деформаций геомагнитного поля моделью SCW2L 114
4.2.2 Зависимость величины полярного смещения проекций от параметров SCW2L .119
4.3 Наблюдение и моделирование величины полярного расширения сияний в течение суббурь 17 Марта 2010 123
4.3.1 Наземные наблюдения событий 17 Марта 2010 123
4.3.2 Геостационарные наблюдения событий 17 Марта 2010 .125
4.3.3 Модель SCW2L и е настройки для событий
17 Марта 2010, решение обратной задачи 128
4.3.4 Моделирование полярного расширения ионосферных
проекций и сравнение с сияниями 17 Марта 2010 .132
4.4 Обсуждения результатов и заключение 136
Основные результаты диссертации 140 Литература
- Количественные модели токового клина
- Параметры модели FW и е настройки
- Модель SCW2L и е настройки
- Наблюдение и моделирование величины полярного расширения сияний в течение суббурь 17 Марта 2010
Введение к работе
Актуальность темы исследования
Развитие количественных моделей, описывающих возмущения геомагнитного поля в периоды суббурь является важной задачей магнитосферной физики. Такие модели существуют, однако
сложность трехмерной магнитосферной конфигурации поля и сильная зависимость геометрии силовых линий от времени затрудняет создание универсальных моделей. Например, эмпирические (статистические) модели, создающиеся на базе многолетних спутниковых наблюдений в магнитосфере, в частности, модели Цыганенко (Tsyganenko, 1989; Tsyganenko, 1995 и т.д.) и динамическая модель Alexeev et al. (2001), способны описать усредненную конфигурацию магнитосферного поля и не описывают суббурь. Адаптивные модели (Kubyshkina et al., 2011), построенные на базе эмпирических моделей, являются более гибким инструментом прогнозирования величины и распределения геомагнитного поля и способны его описать даже в возмущенные периоды, так как они подстраивают модельное магнитное поле под измерения поля спутниками. Однако эти модели используют гладкие функции для описания геомагнитного поля, а потому они не способны описать кратковременные и локализованные в ограниченном участке магнитосферы возмущения магнитного поля в периоды взрывной фазы суббури. В возмущенные периоды к существующим в спокойных условиях магнитосферным токовым системам могут добавляться иные токовые структуры, образующиеся и усиливающиеся в результате магнитного пересоединения в хвосте, которые обуславливают генерацию локализованной области диполизации и требуют отдельного подхода и создания отдельных интерпретационных количественных моделей. В настоящий момент такие модели не входят в программные блоки существующих моделей магнитосферы, так как они не могут быть параметризованы параметрами солнечного ветра и требуют комплексной интерпретации наземных и спутниковых наблюдательных данных в период каждой отдельно взятой суббури. Для создания практически полезной количественной модели токового клина суббури и её включения в состав эмпирических или адаптивных моделей необходимо построить простую, гибкую и реалистичную вычислительную модель SCW, параметры которой можно определить из имеющихся наблюдательных магнитных данных.
Цель работы — развитие, тестирование и программная реализация новой двухпетлевой модели токового клина суббури для мониторинга магнитосферных характеристик в периоды взрывной фазы суббури.
В её задачи входит:
1. Тестирование однопетлевой версии модели SCW путем статистического сравнения компонент магнитных возмущений, наблюдаемых геостационарными спутниками и предсказываемых
моделью, и обоснование необходимости усовершенствования этой модели до двухпетлевой версии (SCW2L) с её последующим тестированием;
-
Программная реализация вычисления интенсивностей токов, их отношения и положения экваториального тока петли R2 с помощью двухпетлевой модели SCW2L и метода решения обратной задачи по спутниковым и наземным магнитным наблюдениям, включая исследование и оптимизацию параметров модели SCW2L и выбор её фиксированных параметров;
-
Статистическое исследование зависимости положения экваториального сегмента петли R2 от конфигурации ближнего хвоста магнитосферы перед началом взрывной фазы суббури по спутниковым данным;
-
Исследование амплитуды и форм деформаций геомагнитного поля, включая зависимость смещения ионосферных проекций точек плазменного слоя от параметров модели SCW2L. Оценка параметров обеих петель модели SCW2L для реальных событий, оценка амплитуды смещений ионосферных проекций плазменного слоя и сравнение их величин с наблюдаемой величиной полярной экспансии авроральных сияний.
Научная новизна
-
С помощью спутниковых наблюдений и трехмерной однопетлевой классической модели токовой системы суббури показано, что классическая однопетлевая токовая система (петля R1) должна быть дополнена второй токовой системой (петля R2), имеющей противоположную к основной токовой петле направление тока и образующейся на фронте инжекций на границе области квазидипольного магнитного поля.
-
Разработана новая, соответствующая современным представлениям об инжекциях плазмы во
время суббурь вычислительная двухпетлевая модель токовой системы суббури (SCW2L),
позволяющая интерпретировать наземные и спутниковые магнитные измерения, а также
получать количественную информацию о магнитных эффектах SCW в ближнем хвосте
магнитосферы и на поверхности Земли. На основе двухпетлевой модели SCW2L программно
реализовано решение обратной задачи для оценки параметров SCW по данным наземных
сетей и спутников.
3. Исследования деформаций геометрии магнитного хвоста токами SCW2L показали, что основным параметром, контролирующим амплитуду расширения сияний к полюсу, является интенсивность петли R1, а эффекты токовой петли R2 при определенных условиях могут обуславливать расширение сияний в экваториальном направлении.
Положения, выносимые на защиту
-
Токовая система суббури, помимо классического токового клина должна включать в себя вторую петлю обратной полярности (типа R2), образующейся на фронте инжекций плазмы в область квазидипольного магнитного поля. Программно реализована и протестирована двухпетлевая модель токового клина суббури (SCW2L), которую можно использовать для определения параметров SCW и количественного исследования её наземных и магнитосферных трёхмерных эффектов.
-
На основе наблюдений с применением новой модели токового клина суббури SCW2L получены количественные сведения: (1) о величине и соотношениях интенсивностей продольных токов обеих петель; (2) о зависимости положения экваториального сегмента петли R2 от магнитной конфигурации хвоста в периоды суббурь разной интенсивности; (3) об амплитудах деформации геомагнитного поля и смещений ионосферных проекций плазменного слоя в зависимости от параметров двухпетлевой модели SCW2L.
-
Показано, что величина изменения широты ионосферной проекции плазменного слоя контролируется интенсивностью тока петли R1 - другие параметры вносят меньший вклад. Искажение конфигурации силовых линий, вызываемое токовым клином, обуславливает: (1) образование авроральной выпуклости в области вторжения энергичных частиц в высокоширотную ионосферу; (2) генерацию западного изгиба на крае авроральной выпуклости; (3) вносит вклад в разворот аврорального стримера к западу (востоку) при его движении в меридиональном направлении от полюса к экватору.
Практическая ценность
В диссертации представлены результаты исследования токовой системы суббури, которые
расширили представления о структуре этой токовой системы и позволили разработать модель для
интерпретации и расчета трехмерных магнитных возмущений токового клина в периоды взрывной
фазы суббури. Предлагаемая модель позволяет: (1) оценивать параметры токового клина суббури на основе космических и наземных измерений магнитного поля, (2) рассчитывать его эффекты на поверхности Земли и в магнитосфере на расстояниях до ~15 Re, (3) исследовать изменения конфигурации магнитосферного поля под действием продольных токов SCW и (4) связь этих изменений с явлениями в высокоширотной ионосфере и в плазменном слое.
Развитие количественной модели токового клина суббури позволит в дальнейшем использовать её как инструмент диагностики магнитных возмущений в периоды суббурь и интенсивности той части разрушающегося тока хвоста, которая связывает ночную магнитосферу с ионосферой. Создание гибкой и простой расчетной модели токового клина позволит в будущем усовершенствовать существующие эмпирические и адаптивные модели для моделирования глобального геомагнитного поля в возмущенные периоды, то есть использовать эту модель в качестве дополнительного элемента адаптивного моделирования.
Степень достоверности результатов
-
Построенная модель токового клина позволяет воспроизводить распределение амплитуд магнитных возмущений, наблюдаемых на поверхности Земли в средних широтах и в ближней магнитосфере.
-
Структура токовой системы развиваемой модели соответствует физическим представлениям о процессе разрушения тока хвоста магнитосферы и об инжекциях плазмы в область интенсивного квазидипольного магнитного поля в периоды магнитосферных суббурь. Результаты МГД моделирования пересоединения в хвосте магнитосферы (Birn et al., 2014), а также моделирование с помощью самосогласованной RCM модели (Yang et al., 2012) также подтверждают двухпетлевую структуру токовой системы.
Личный вклад автора
Исходный алгоритм построения контура однопетлевой модели токового клина и расчета его магнитных эффектов был предложен Н.А. Цыганенко (Sergeev et al., 2011а). Автор проводил все представленные в работе модельные расчеты, разрабатывал программы для обработки магнитных наблюдательных данных и реализовывал алгоритм решения обратной задачи на языках
программирования IDL и FORTRAN. Автор работы также участвовал в интерпретации результатов и написании статей по результатам исследований.
Результаты, представленные в работе, были получены на равных правах с соавторами.
Апробация работы
Результаты исследования представлены в качестве устных докладов на 8 и 9 международной конференции «Problems of Geocosmos» (2010 и 2012 гг.), на 7-й Международной научно-практической конференции молодых специалистов “Геофизика-2009”, на 32, 33, 35 и 36-ом ежегодных семинарах «Physics of Auroral Phenomena» (2009, 2010, 2012 и 2013 г.), на Генеральной Ассамблее Европейского Геофизического Союза в Австрии (Вена, 2013 г.), на 11-й международной конференции по суббурям в г. Люнебург (Германия, 2012 г.), на 12-й международной конференции по суббурям в г. Исэ (Япония, 2014 г.), а так же научном семинаре, посвящённому Евросоюзовскому проекту ECLAT в г. Грац (Австрия, апрель 2013 г.). Также результаты научной работы докладывались на семинарах кафедры Физики Земли, были поддержаны грантами РФФИ и грантами Комитета по Науке и Высшей Школе (КНВШ) г. Санкт-Петербург в 2010, 2012 и 2013 году.
Публикации
Результаты проведенных исследований по теме работы были приведены в четырех статьях, опубликованных в журналах Journal of Geophysical Research и Annales Geophysicae, и в сборнике трудов 36 ежегодного семинара “Physics of Auroral Phenomena” в г. Апатиты.
Структура и объем работы
Количественные модели токового клина
Экспериментальное исследование явлений диссипации энергии в земной ионосфере и магнитосфере осуществлялось с помощью измерения возмущений разных параметров, регистрируемых наземными средствами наблюдений. На ранних стадиях этих исследований использовались приборы (магнитометры), измеряющие земное магнитное поле, с помощью которых изучалась взаимосвязь магнитной активности с процессами, происходящими на Солнце. Магнитные возмущения, измеряемые наземными датчиками, в первых работах Акасофу и Чепмена (1961 г.) объединялись в концепции спонтанных явлений, которые авторы назвал суббурями — бухтообразные магнитные возмущения, которые предположительно являлись элементом глобальной магнитной бури. Еще до начала спутниковой эры в 1957 г. широко использовались камеры всего неба («all sky cameras»), которые фотографировали всю область видимого неба. Используя записи этих камер и данные магнитометров, Акасофу в 1964 г. заметил, что магнитные бухты тесно связаны с развитием авроральных свечений и поэтому назвал это явление авроральной активацией. Однако Чепмен настоял на термине авроральная суббуря, который впоследствии использовался в названии работы Akasofu (1964). Позднее в обиход исследователей вошел термин магнитосферная суббуря, и в настоящее время общепринятым является магнитная суббуря или просто суббуря. С этого момента было проведено большое количество исследований, которые значительно расширили наше понимание явления суббури. Со временем стало ясно, что это явление гораздо сложнее и не имеет чткой структуры, так как множество распределенных по поверхности Земли и в космосе датчиков мониторинга наблюдали сложную комбинацию пространственных и временных вариаций различных параметров.
На сегодняшний день среди магнитных возмущений с разной длительностью и интенсивностью магнитосферными суббурями принято называть часто наблюдаемый класс возмущений, который можно отличить от других по набору признаков. Одним из таких признаков является брейкап — вспышка и распад дуги полярного сияния с последующим расширением области дискретных сияний к полюсу (т.н. авроральная выпуклость, см. рис. 1.1.2) со скоростью 1 км/с и по азимуту со скоростью 1–2 град/мин (Akasofu, 1964). Помимо авроральной выпуклости в области активных сияний возникают и другие крупномасштабные дискретные формы, такие как западный изгиб (Westward Traveling Surge или WTS), североюжные узкие структуры (стримеры), омега-структуры, факелы и другие (Akasofu, 1964, 2013; Keiling et al., 2012; Henderson, 2013). С развитием спутниковых систем, предоставляющих глобальные снимки сияний, а также магнитные и плазменные измерения в магнитном хвосте, стало понятно, что авроральная суббуря не является неким локальным событием, а распространяется на большие расстояния и охватывает всю магнитосферу. В общем, магнитосферная суббуря — это глобальное возмущение, вызванное взаимодействием солнечного ветра и магнитосферы с загрузкой-выгрузкой магнитного потока и кинетической энергии плазмы в хвосте магнитосферы. Для суббурь, происходящих на фоне спокойного геомагнитного поля (т.н. изолированные суббури), выделяют три фазы: предварительная, взрывная и фаза восстановления.
Начало предварительной фазы суббури задается поворотом Межпланетного Магнитного Поля (ММП) к югу (BZ 0, здесь и далее имеется ввиду система координат GSM) (Coroniti and Kennel, 1972), при котором на дневной магнитопаузе интенсифицируется магнитное пересоединение. Силовые линии ММП и поля земного происхождения пересоединяются в подсолнечной части магнитосферы, приводя к эрозии дневной магнитопаузы и е поджатию в сторону Земли при BZ 0 (Aubry et al., 1970; Aubry and McPherron, 1971). При пересоединении на дневной стороне образуются открытые силовые линии, которые затем через полярные шапки вместе с солнечным ветром перемещаются с дневной стороны магнитосферы на ночную. В результате, магнитный поток из межпланетной среды поступает в доли хвоста, таким образом увеличивая запас магнитной энергии в ночной магнитосфере, магнитное давление в долях хвоста, а также плазменное давление в плазменном слое (ПС). Поперечный утро-вечерний ток поперек хвоста усиливается и квазидипольные линии геомагнитного поля на расстояниях до 15 Re вытягиваются. В спутниковых наблюдениях этот процесс соответствует росту BX- и ослаблению BZ-компоненты магнитного поля. Схема описанного выше процесса в хвосте магнитосферы приведена на рис. 1.1.1.
В спокойные периоды, когда фоновое поле не возмущено и признаков суббури не наблюдается, геомагнитное поле не является дипольным. Набегающий на магнитосферу солнечный ветер с дневной стороны поджимает магнитные силовые линии земного диполя ближе к Земле, а с ночной стороны вытягивает их. При этом токовый слой (ТС) относительно слаб и находится далеко от Земли, поэтому переход от дипольной конфигурации линий Земного поля к более вытянутой на ночной стороне достаточно плавный (см. схему на рис. 1.1.1). При сжатии плазменного слоя в возмущенных условиях его внутренняя граница движется ближе к Земле вместе с поперечным токовым слоем, при этом у внутренней границы плазменного слоя r 10 Re формируется область тонкой токовой структуры со слабым магнитным полем (несколько нТл). Авроральные дуги, возникающие в высокоширотной ионосфере в периоды подготовительной фазы, расширяются к экватору в результате движении внутренней границы плазменного слоя к Земле и вытягивания силовых линий. Предварительная фаза, которая может длиться в среднем 60 мин., характеризуется двумя ключевыми процессами: усилением токового слоя хвоста и запасанием магнитного потока в его долях (Petrukovich et al., 1999; Shukhtina et al., 2004).
Взрывная фаза суббури высвобождает запасенную в магнитосфере энергию через ослабление поперечного тока хвоста и пересоединение силовых линий долей, которое понижает уровень открытого магнитного потока в долях хвоста. Начало взрывной фазы суббури проявляется в ионосфере в виде спонтанной вспышки экваториальной дуги аврорального овала (брэйкапа), и его азимутального и полярного расширения, формирующего обширную ярко светящуюся область (Akasofu, 1964), в секторе 20..02h местного магнитного времени (MLT) (Craven and Frank, 1991). На западном краю ярких сияний образуется западный изгиб, который движется в западном направлении со скоростью несколько км/сек (Opgenoorth et al., 1998), а также связан с интенсивным продольным током, вытекающим на вечерней стороне (Sergeev et al., 1996). Восточнее WTS формируется авроральная выпуклость и область диффузных сияний, которые увеличиваются в азимутальном размере и расширяются к полюсу. На рисунке 1.1.2 приведена схема развития авроральных проявлений взрывной фазы суббури.
Параметры модели FW и е настройки
Модель токового клина реализуется с помощью следующих численных процедур. Во-первых, задается четыре геометрических параметра токового клина (см. рис. 2.1.1): геоцентрическое расстояние до экваториального тока (RT), геоцентрическое расстояние до ионосферных электроджетов (RI) и положение долгот западного и восточного продольного тока (ФW и ФE). Модельный токовый слой представляет собой поверхность, форма которой контролируется углом наклона диполя Земли в модели T89. Так как экваториальный сегмент SCW повторяет разрушенную часть хвостового тока, он должен находиться на той же Рисунок
Магнитосферная модель токового клина и е основные параметры (Sergeev et al., 2011а). поверхности и совпадать с положением хвостового тока при любой долготе и наклоне диполя. Однако эмпирическая модель не дает достаточно простого уравнения для искаженной формы токового слоя. Поэтому, задав основные параметры RT, ФW и ФE, необходимо определить геометрическое место точек, составляющих экваториальный сегмент AB токового клина, лежащих на геоцентрическом расстоянии RT между точками А и В (см. рис. 2.1.1) и находящихся в центральной плоскости токового слоя. В точках А и В южные и северные сегменты продольных токов сходятся (в А) или расходятся (в В), обеспечивая непрерывность экваториального тока. Центральная плоскость токового слоя может быть определена как минимум тремя способами, каждый из которых дает немного отличающийся от других результат: (1) поверхность максимальной плотности тока, (2) поверхность минимального значения полного вектора магнитного поля B, и (3) поверхность, где радиальная компонента магнитного поля меняет знак, т.е. Br = 0. В нашей работе применялся последний вариант, как наиболее точный вычислительный способ.
Для построения модельного токового контура использовалась модель T89, которая обеспечивает, с одной стороны, быстрые вычисления и, с другой стороны, простоту параметризации. Стоит отметить, что для целей работы необходимо рассчитать фоновое магнитное поле только в ограниченном секторе широт, именно поэтому не так важен тот факт, что поле модели Т89 неточно экранировано и не имеет четко определенной магнитопаузы. В модель Т89 входит три источника экваториального поля, одним из которых является кольцевой ток и два других относятся к хвостовому источнику. Чтобы обеспечить замкнутую конфигурацию магнитных силовых линий в ночной стороне магнитосферы, использовалась наиболее спокойная версия модели Т89, соответствующая малым значениям трехчасового Кр-индекса (Кр = 0, 0+), при котором интенсивности хвостовых источников сохранялась на изначальном уровне, рассчитанном по наблюдательным магнитным данным, а величина кольцевого тока помножалась на безразмерный параметр RCF, позволяющий в широких пределах варьировать степень вытянутости поля в ночной стороне. При RCF = 0 экваториальная точка токового слоя с координатами XGSM = 15 Re и YGSM = 0 Re проектируется в ионосферу на геомагнитную широту 70o, а для RCF = 6 на широту 63o. Соответствующее магнитное возмущение на поверхности Земли от хвостового/кольцевого источников для, соответственно, минимального и максимального значения RCF варьируется от -5 нТл до -160 нТл. С учетом положительного вклада токов на магнитопаузе, общий вклад внешних источников на поверхности Земли составляет, приблизительно, от +10 до -120 нТл, что соответствует пределам изменения DST-индекса в условиях спокойных и сильных возмущений. Определив экваториальный сегмент токовой системы как геометрическое место точек на геоцентрическом расстоянии R = RT, где Br = 0, мы вычисляем продольные сегменты SCW. Процедура проецирования начинается с точек А и В, откуда четыре силовые линии трассируются на ионосферные высоты (в южном и северном полушарии), с помощью суммарного поля моделей внешних и внутренних источников Т89 и IGRF, соответственно. При сопоставлении результатов моделирования с наблюдениями в конкретный момент временит UT, учитывается фактическое положение токового слоя, зависящего от угла наклона диполя, и источников поля внутри Земли, путем преобразования положения и векторов поля В между географической и GSM системой координат. Все преобразования осуществляются с помощью пакета программ GEOPACK-2008, разработанных Н.А. Цыганенко (http://geo.phys.spbu.ru/ tsyganenko/modeling.html). Ионосферная часть SCW (западный электроджет) представляет собой сегмент, соединяющий ионосферные точки проекций продольных токов на высоте R = RI (D-E и F-G на рис. 2.1.1). Соединяются точки с помощью линии, состоящей из 21 отрезка, при этом изменения геомагнитной широты отрезков линейно зависят от изменения геомагнитной долготы.
Определив геометрию токового клина и задав его интенсивность, можно рассчитать магнитное поле, создаваемое им в любой точке пространства, путем дробления контура SCWна массив малых элементов и вычисления интеграла типа Био-Савара-Лапласа для векторного потенциала: где I–интенсивность тока, dl – элемент тока и r-r - расстояние от элемента тока до точки наблюдения. Такой подход позволяет преобразовать тонкую проволочную модель в более реалистичную модель токового филамента с распределенной в пространстве плотностью электрического тока, без нарушения условия divB = 0.
Естественным способом избежать сингулярности при r = r является приведение знаменателя в выражении (2.1) к виду , которое преобразует бесконечно тонкие токовые линии в размытые токовые трубки с характерной толщиной D. Параметр D можно задавать произвольной функцией, зависящей от расстояния l вдоль трубки; в частности, для продольных сегментов SCW можно выбрать функцию D2 1/B(l), которая заставляет токи сходиться/расходиться в соответствии с сужением/расширением поперечника магнитной трубки.
Для увеличения скорости вычисления выражения (2.1) необходимо уменьшить количество малых элементов, из которых состоят токонесущие контура, и заменить их цепочкой с меньшим числом прямых отрезков, чей вклад в магнитное поле может быть простым способом вычислен аналитически. Для этого задается набор узловых точек ri, I = 1, …, N, вдоль всей токонесущей линии так, чтобы длина каждого сегмента приблизительно равнялась фиксированной части локального радиуса кривизны линии ( 0.3–0.4 радиуса кривизны), как показано на рис. 2.2.1. При условии сохранения линейности изменения D2 между i-м и i+1-м узлом, можно рассчитать полный векторный потенциал как сумму вкладов от всех сегментов, составляющих замкнутый токовый контур:
Модель SCW2L и е настройки
Ряд вопросов относится к выбору между моделью с филаментарными токами и моделью с распределенными продольными токами. Как упоминалось в гл. 2 (п. 2.1), проблема сингулярности магнитного поля вблизи тонких проволочных токов была решена в вычислительной модели FW и SCW2L путем размытия токов до трубок конечных размеров ( 1 Re). Характерный профиль BZ вариаций поля в двухпетлевой модели представлен на рисунке 3.2.1. По сравнению с исходной моделью, состоящей из одной петли типа R1 (красный контур на рис. 3.2.1a), дополнительная петля R2 дает возможность точнее локализовать фронт диполизации и фронт инжекции плазмы во внутреннюю магнитосферу. Роль продольных токов заключается в том, чтобы экранировать диполизацию по бокам токового клина и ограничить е внутри сектора, находящегося между петлей типа R2 и R1 (рис. 3.2.1d).
Второй вопрос затрагивает радиальную ширину западного тока петли типа R2, текущего на фронте диполизации. Yang et al. (2011) оценили ширину области сжатой плазмы на фронте диполизации величиной 0.5 Re на расстоянии от Земли r 6.6 Re. Liu et al. (2013) статистически оценили ширину области BY магнитных вариаций перед фронтом диполизации 0.8 Re на расстояниях 10–12 Re. Далее в работе будет показано, что ширина края диполизации остается достаточно резкой ( 1 Re) на протяжении всей диполизации. Основываясь на этом результате, полуширина экваториального тока петли R2 на расстоянии r = 8 Re фиксировалась на величине D = 0.5 Re.
Третья группа вопросов касается необходимости включения более широкого пространственного распределения токов в азимутальном и радиальном направлениях, а также учета кривизны фронта диполизации. Для исследования этого вопроса филаменты продольных токов петель типа R1 и R2 были искусственным образом размыты в азимутальном (а также радиальном и вертикальном направлениях) созданием набора из n = 5 аналогичных контуров SCW с разным азимутальным (радиальным, вертикальным) размером, но с меньшей интенсивностью токов. Сумма токов равна полной интенсивности соответствующей петли, см. например рис. 3.3.1–4. Далее возмущения этих модифицированных моделей сопоставлены с возмущениями в исходной филаментарной модели при одинаковой суммарной интенсивности токов I1 и I2.
На рисунке 3.3.1 представлен результат расчета профилей BZ вдоль нескольких радиальных направлений вблизи полуночного меридиана, а также долготных профилей среднеширотных компонент магнитных возмущений (H и D), который показывает, что Рисунок 3.3.1. Магнитные эффекты азимутально размытых токов в сравнении с филаментарными для двухпетлевого токового клина шириной 60o с интенсивностью I1 = 1 МА. (a) Геометрия филаментарных (красные контура) и размытых (зеленые и черные контура) токов в проекции на экваториальную плоскость XY; (b) профиля BZ-компоненты магнитных возмущений вдоль направлений, отмеченных разными символами на рисунке (a); (c)долготные профиля амплитуд наземных вариаций H и D на 45o исправленной геомагнитной широте (CGLat). филаментарных. азимутальное размытие продольных токов слабо влияет на наземные компоненты магнитного возмущения как и на спутниковые измерения на экваторе (Z = 0). При сопоставлении двух профилей на линии Солнце-Земля (Y = 0 Re) при Z = 0 и Z = 1 Re видно, что амплитуды BZ и детали BZ(r) профиля зависят от Z-координаты вблизи токового филамента. Однако амплитуды BZ внутри области диполизации почти однородны, область плато BZ отмечена на рисунке 3.2.1d оранжево-красным цветом.
Изменение радиального распределения экваториальных токов и/или размытие их в вертикальном направлении (рис. 3.3.2–4), может изменить величину максимальной амплитуды BZ на краях распределенных токов, но опять же в области плато внутри токового клина (рис. 3.2.1d и 3.3.1b) амплитуда диполизации практически сохраняется. Она контролируется интенсивностью токовой петли типа R1 (см. рис. 3.2.1c, красная кривая), поэтому наблюдения BZ являются основным источником информации об интенсивности петли R1 (I1). Что касается размытия западного экваториального тока в вертикальном направлении (вдоль оси Z, рис. 3.3.4, красные кружки), то филаментарная модель с толщиной токов 1 Re дает меньшую оценку величины I2. Большая оценка величины тока может быть получена, если размыть западный ток вдоль Z на ширину Z 2 Re, то есть на полуширину экваториального хвостового тока. Связано это с тем, что при одинаковой амплитуде экваториальных токов моделей, величина градиента BZ в случае филаментарной модели примерно в 1.5 раза больше, чем в модели с распределенными токами. Что касается кривизны экваториального тока, приблизительно повторяющей форму фронта диполизации, то формализовать его геометрию достаточно сложно, так как она формируется в процессе движения множественных BBF к Земле и их остановки у внутренней границы плазменного слоя. Однако кривизна линии фронта диполизации для событий, которые будут описаны в данной работе, слабо влияет на оценку величины интенсивности I2 в случае е расчета по данным радиальной цепочки спутников, хотя она будет играть важную роль при интерпретации наблюдений сети азимутально распределенных спутников.
Последнее замечание касается формы и положения восточного экваториального тока в петле R1, т. е. разрушенного тока. В отличие от фронта диполизации, достаточно трудно и едва ли возможно описать сложную и динамичную структуру распределенных токов, генерируемую магнитным пересоединением или гипотетическим процессом разрушения тока. Поэтому в этой области лучше не работать. В дальнейшем, чтобы избежать интерпретации наблюдений сделанных вблизи экваториального тока R1, будет использоваться филаментарный контур R1, экваториальная часть которого будет расположена на достаточном удалении от спутниковых наблюдений (в данном случае на расстоянии RT1 = 15 Re). При такой конфигурации петли R1 наблюдаемые величины BZ будут соответствовать области относительно однородного плато величин BZ, предсказываемых моделью.
Итак, для определения параметров модели SCW2L в условиях магнитной суббури будет использована вычислительная версия простейшей (филаментарной) модели совместно с: (1) наблюдениями BZ в приэкваториальной области (в области плато, где распределение величин магнитных возмущений относительно однородно) для контроля интенсивности петли R1 (I1); (2) радиальной цепочкой нескольких спутников, находящихся вблизи экваториальной плоскости, для определения положения западного тока петли R2 на фронте диполизации; (3) среднеширотными наблюдениями компонент магнитных возмущений H и D, для вычисления азимутального положения и ширины токового клина (по долготному распределению величин возмущений) и определения разностной амплитуды токов обеих петель I1–I2 (по величинам H и D).
Как отмечалось выше, диполизации, переносимые быстрыми потоками плазмы (BBF), имеют узкий передний фронт (масштаба ионного гирорадиуса) и короткую длительность (минуты) (Runov et al, 2009, 2011). Диполизации же связанные с генерацией SCW во внутренней магнитосфере (например, у геостационарной орбиты) несколько отличаются. Они имеют более длительное время жизни порядка 10–30 мин и бухтообразное возмущение BZ напоминает положительные бухты северной компоненты магнитного поля, наблюдаемый на среднеширотных наземных станциях. Эти диполизации могут быть результатом комбинации эффектов нескольких событий переноса потока плазмы из хвоста магнитосферы к внутренней границе плазменного слоя, но могут также включать вклад иных процессов. В данном параграфе будет рассмотрена радиальная структура таких бухтообразных диполизаций (имеющих отношение к эффектам SCW), при которых фронт диполизации достигает ближней к Земле области магнитосферы.
Наблюдение и моделирование величины полярного расширения сияний в течение суббурь 17 Марта 2010
Максимальные амплитуды смещения проекций спутников, предсказанные адаптивной моделью, составляют, соответственно, 1.6o (событие #2) и 4.5o (событие #3, см. оранжевые вертикальные метки на рис. 4.3.10b). Пространственное распределение предсказываемых смещений в случае адаптивного моделирования довольно гладкое, что указывает на крупномасштабный характер функций, описывающих эффекты токовых систем в модели T96, на основе которой построена модель AM03. Поэтому адаптивная модель предсказывает примерно одинаковые вариации проекций всех геостационарных спутников независимо от того, наблюдали ли они диполизацию, к примеру, вариации проекций G-12 и G-14, которые попали внутрь токового клина в разное время.
Другим различием предсказаний моделей SCW2L и AM03 является продолжающийся (независимо от положения спутника) рост широты проекций спутников в адаптивном моделировании на фазе восстановления, когда интенсивность петли типа R1 спадает. В моделировании SCW2L проекции движутся в экваториальном направлении при тех же условиях. При выходе спутника из азимутального сектора SCW, широта его проекции резко уменьшается в случае SCW2L. Например, спутник G-14 (жирная синяя линия на рис. 4.3.10b) показывает движение проекции к полюсу в промежуток времени 05:07 – 05:25 UT и движение проекции в экваториальном направлении после 05:25 UT.
Несмотря на то, что спутник G-12 наблюдал в событии #2 достаточно сильную диполизацию (BZ 20 нТл), вариация широты его проекции была слабой ( 0.5o CGLat), что объясняется двумя причинами. Во-первых, спутник находился в области сильного фонового поля, где изменения магнитного поля, вызванные токовым клином, относительно слабы (рис. 4.2.5d и 4.2.6). В отличие от него, спутник P5 находился ближе к экваториальной части петли R1 в области слабого фонового поля где величина диполизации существенно влияет на конфигурацию ближнего хвоста, соответственно, и амплитуды искажений проекций больше. Во-вторых, спутник G-12 находился вблизи центрального меридиана токового клина, где степень деформации при широком угловом растворе SCW слабее, чем у его крав. По этой же причине величина широты смещения G-14, находившимся вблизи продольных токов, больше чем широтные вариации G-12.
В периоды обоих событий несколько наземных станций сети THEMIS с камерами «всего неба» (ASI) имели данные авроральных наблюдений. Согласно рис. 4.3.10a какие-либо станции находились внутри SCW в каждом событии. Несмотря на то, что наблюдения станций KUUJ и SNKQ проводились в условиях облачности и подсветки Луной (верхняя кеограмма на рис.4.3.11), расширение полярных сияний достаточно четко было ограничено областью зеленого цвета (см. белую вертикальную метку на верхней кеограмме). Оцениваемая таким образом величина расширения сияний 3o CGLat для события #2 сопоставима со смещением 3.5o CGLat предсказываемым моделью SCW2L. В это время станции FSMI и SNAP находились западнее сектора токового клина и не регистрировали авроральной активности. Однако в событии #3 именно они оказались внутри сектора SCW и, начиная с T = 05:36 UT, эти станции наблюдали авроральный брэйкап и последующее расширение сияний к полюсу в условиях хорошей погоды. Брэйкап начался в 50 км к югу от зенита станции FSMI находившейся на широте 67.4o CGLat. Он так же хорошо виден в 4o CGLat к югу от зенита станции SNAP, находившейся на широте 71o CGLat на том же меридиане. Таким образом, сияния расширились к полюсу приблизительно на величину 8o CGLat в течение суббури #3. Амплитуда наблюдаемого расширения сияний во втором событии немного больше, чем амплитуда, предсказанная моделью SCW2L, которая составляет 5o CGLat. Адаптивная модель для этого события дает еще меньшую оценку 4.5o CGLat. Наше моделирование показывает, что деформация магнитной конфигурации, вызванная токами SCW, объясняет значительную часть наблюдаемого смещения сияний к полюсу. Разница в 3–4o CGLat может объясняться движением области магнитного пересоединения в направлении «от Земли», что вносит дополнительный вклад в полярное расширение сияний. Последний эффект не может быть описан с помощью нашего моделирования, основанного на спутниковых и наземных наблюдениях.
Предыдущие исследования показали, что продольные токи с реальной интенсивностью и пространственным распределением могут заметно влиять на ионосферные проекции плазменного слоя (Vasilyev et al., 1986; Kaufmann and Larson, 1989; Donovan, 1993; Tsyganenko, 1997). Kaufmann and Larson (1989) конструировали модель продольных токов с помощью комбинации нескольких проволочных токов и использовали эту модель для проецирования магнитных силовых линий и электрических полей из магнитосферы в ионосферу. Вблизи биркеландовских продольных токов Зоны-1 и 2 авторы обнаружили сильное искажение проекций, связанное со скручивающим силовую линию магнитным полем продольных токов, что создавало спиралевидную структуру в области западного изгиба (WTS) и на восточном краю SCW. Путем построения продольных токов в виде токовых слоев конечной толщины, замкнутых в магнитосфере радиальными или азимутальными токами, Donovan (1993) обнаружил большую амплитуду искажения проекций и и сильную зависимость типа искажений от типа замыкания продольных токов в магнитосфере, о котором до сих пор известно мало.
Математическая модель Tsyganenko (1997) использовалась автором для проецирования набора экваториальных точек, эквидистантно распределенных в экваториальной плоскости в интервале расстояний 5–20 Re. Автором была выделена форма полярной выпуклости в ночной высокоширотной ионосфере внутри токового клина, в области, где силовые магнитные линии меняют свою форму с вытянутой на квазидипольную.
Такие специфические искажения магнитной конфигурации хвоста, вызванные эффектами SCW, были показаны еще раньше в работе Vasilyev et al. (1986). Магнитные эффекты этой токовой системы рассчитывались с помощью проволочной модели, в которой токи текли вдоль силовых линий, описываемых эмпирической магнитосферной моделью магнитного поля T87 (Tsyganenko, 1987). Результаты этих авторов соответствуют выводам нашей работы. В частности, авторы спроецировали точки нейтрального слоя в ионосферу, получили искажения проекций схожие с авроральной выпуклостью (аналогично изображенным на рис. 4.2.3). Они показали, что величина полярного смещения проекций может достигать 7o CGLat при интенсивности тока I1 = 1 MA. Иными словами, искажения магнитной конфигурации геомагнитного поля достаточно сильные для того, чтобы объяснить полярное расширение сияний и форму авроральной выпуклости, включая формирование WTS.