Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Кольцевой ток в магнитосфере и оценка основных механизмов его распада 12
1.1. Кольцевой ток в теоретических и экспериментальных исследованиях 12
1.2. Время жизни частиц кольцевого тока, обусловленное кулоновским рассеянием 26
1.3. Зарядно-обменный механизм распада кольцевого тока 30
1.4. Вклад других возможных механизмов потерь в распад кольцевого тока. 36
1.5. Заключение 40
Глава II. Магнитный эффект спокойных DR и DCP -токов на поверхности Земли 42
2.1. Методы определения спокойного кольцевого тока. 42
2.2. Спокойный кольцевой ток по измерениям на ИСЗ "Молния I" 50
2.3. Циклическая изменчивость спокойных токов магнитопаузы 55
2.4. Заключение 62
Глава III. Определение характерного времени распада кольцевого тока S3
3.1. Методика определения характерного времени распада кольцевого тока. S3
3.2. Определение характерного времени распада кольцевого тока по Ds-fc -вариациям 75
3.3. Определение характерного времени распада кольцевого тока с учетом изменений параметров межпланетной среды 89
3.4. Теоретические оценки продолжительности жизни ионов кольцевого тока и сравнение с экспериментальными результатами 102
3.5. Заключение 116
Глава ІV. Механизм формирования кольцевого тока и диагностика D о -вариаций 118
4.1. Интенсификация кольцевого тока, обусловленная вариациями параметров солнечного ветра 118
4.2. Диагностика Ds -вариаций по среднечасовым значениям параметров солнечного ветра . 135
4.3. Заключение 139
Заключение 141
Литература
- Время жизни частиц кольцевого тока, обусловленное кулоновским рассеянием
- Спокойный кольцевой ток по измерениям на ИСЗ "Молния I"
- Определение характерного времени распада кольцевого тока по Ds-fc -вариациям
- Диагностика Ds -вариаций по среднечасовым значениям параметров солнечного ветра
Введение к работе
Глава I. Кольцевой ток в магнитосфере и оценка основных механизмов его распада 12
1.1. Кольцевой ток в теоретических и эксперимента льных исследованиях 12
1.2. Время жизни частиц кольцевого тока, обуслов ленное кулоновским рассеянием 26
1.3. Зарядно-обменный механизм распада кольцевого тока 30
1.4. Вклад других возможных механизмов потерь в распад кольцевого тока. 36
1.5. Заключение 40
Время жизни частиц кольцевого тока, обусловленное кулоновским рассеянием
К настоящему времени известен ряд механизмов, которые приводят к потерям частиц кольцевого тока. Вопрос состоит в выборе механизма, удовлетворительно объясняющего наблюдаемое время распада. При рассмотрении этого вопроса мы воспользуемся результатами анализа, представленного в работах [45-72]. Поскольку вплоть до самого последнего времени полагалось, что основная энергия кольцевого тока на всех стадиях его развития сосредоточена в энергичных протонах, то все механизмы распада кольцевого тока обычно рассматривались применительно к протонам. Поэтому представляет интерес применить существующие теории распада к другим обнаруженным ионам кольцевого тока.
Объяснение фазы восстановления бурь вследствие распада экваториального токового кольца было предпринято впервые Бартель-сом [45І. Современные представления о распаде кольцевого тока тесно связаны с вопросом его образования и сводятся к детальному теоретическому анализу движения заряженных частиц, захваченных дипольным магнитным полем Земли.
Первые теоретические исследования Штермера [2] и Зингера [4] дали начало большому количеству работ, посвященных анализу движения частиц, инжектированных в геомагнитную ловушку. При отсутствии механизмов, возмущающих траектории частиц, они остаются в магнитном поле навсегда и будут колебаться, попадая то в одно, то в другое полушарие; точки отражения определяются начальными питч-углами Л , измеренными в экваториальной плоскости. Функ-ция распределения этих частиц симметрична относительно угла наклона 90 и обращается в нуль при углах наклона LKD и Г р В отсутствие возмущающих эффектов это распределение постоянно во времени, как и полное число частиц в ловушке. Однако, существуют различные механизмы, которые удаляют частицы из этой области. Одним из них является механизм кулоновского рассеяния. Столкновения заряженных частиц в плазме, обусловленные кулоновскими силами, приводят к изменениям направления их движения. В результате, быстрые ионы и электроны с большими углами наклона рассеиваются в интервал углов, меньших критического, и, следовательно, теряются. Рассеяние может произойти на магнитных неоднородностях, а также на атомах и электронах внешней атмосферы Земли.
Математическое описание кулоновского рассеяния протонов громоздко и основывается на анализе уравнения Фоккера-Планка или уравнения Больцмана. В [46], чтобы получить выражение для изменения функции распределения, обусловленное кулоновским рассеянием, используется уравнение Фоккера-Планка. Верхний предел времени жизни электронов и протонов, обусловленный этим механизмом, получен в зависимости от начальной энергии частицы.
Однако, в [46] при численных оценках времени жизни частицы была использована предполагаемая в то время плотность электронов во внешней атмосфере.
По-видимому, более точные расчеты времени жизни частиц при кулоновском рассеянии для протонов с энергиями от I кэВ до 1000 кэВ проведены в [49]. При расчетах была использована модель водородной геокороны Джонсона и Фиша. Для частиц с энергией 10 кэВ на L = 3, 4, 5 время жизни составляет Т 6, 30, 60 суток соответственно. Время жизни частиц с большими энергиями увеличивается, например, для частиц с энергиями около 100 кэВ на L = = 3, 4, 5 время жизни 10 , 10 , 10 суток соответственно [49].
Анализ уравнения Больцмана приводит к выражению характерного времени потери энергии частиц за счет столкновений в виде [60]: где Vp - скорость протонов кольцевого тока, ГПр - масса протона, ГЛе - масса электрона, к - постоянная Больцмана, Tg -электронная температура, Пе - плотность электронов. Аргумент кулоновского логарифма п- - определяется уравнением и, обычно, задается в табличном виде для известной плотности электронов и температуры. Для магнитосферы значение _Л. меняется в пределах от 10 до 20. функция G(.eVp) , где е=( 2Н%) определяется через интеграл ошибок [64] :
Оценки характерного времени жизни частиц кольцевого тока по формуле (1.9) были проведены Коулом [60] и Сажиным [47]. Учитьшая, что Up =2 10 см/сек для протонов с энергиями 1000 эВ и е = = 2.7-Ю7 см/сек, G(e-)Jp)-b , ПЛ 20, в [60] получено -Ь 3-Ю6 (Пе Г1, при Пе I02 см" 3 -fc«- 3-Ю4 сек. Для протонов кольцевого тока с энергией порядка 10 кэВ в [47] получено feg = 2.5 Ю5 сек я 3 суток.
Одним из наиболее важных экспериментальных подтверждений распада кольцевого тока в результате кулоновских столкновений протонов в магнитосфере, по мнению Коула, является связь с Красен ными дугами. Возбуждение эмиссии 6300 А в красных дугах осуществляется тепловыми электронами Р -слоя, которые, в свою очередь, получают энергию от кольцевого тока благодаря высокой теплопроводности вдоль магнитных силовых линий [60].
Основное возражение против гипотезы о доминирующей роли ку-лоновского рассеяния протонов в процессе распада DR -тока заключается в том, что характерное время процесса, определяемое по формулам (1.8) и (1.9), оказывается намного больше наблюдаемого. Однако, это не исключает его возможной роли при возбуждении красных дуг, если учесть, что последние поглощают не более Ъ% [60] или даже 2% [48] энергии кольцевого тока.
В случае, если кольцевой ток состоит из ионов Не4", энергия которых равна энергии протонов, то, согласно (1.9), для них будет в Ф= HlpG-( e U"He)/mHe + (7(e" Up) раз меньше, чем для протонов. При учете конкретного вида функции Q {X) в формуле (1.9), в [47] показано, что Ф х 2. Последнее обстоятельство делает еще более вероятной роль кулоновского рассеяния частиц кольцевого тока в процессе возбуждения красных дуг.
Спокойный кольцевой ток по измерениям на ИСЗ "Молния I"
В этом параграфе рассмотрен вопрос о магнитном эффекте кольцевого тока по измерениям частиц на спутнике "Молния І" в спокойные периоды [109].
Измерения протонов проводились на спутнике "Молния I", который был запущен 30 августа 1973 г., на борту с параметрами: апогей 40000 км в северном полушарии, перигей 500 км в южном полушарии, наклонение орбиты 65, период обращения 12 час [НО] . Для расчета магнитного эффекта спокойного кольцевого тока нами используются данные дифференциального спектрометра с полупроводниковым детектором, имеющим три канала: 31+92, 67 122 и 182 377 кэВ. Энергетическое разрешение спектрометра составляло 15 кэВ.
Магнитный эффект симметричного по долготе пояса протонов (кольцевого тока) вычисляется по формуле Десслера-Паркера-Скопке (1.5), где (Ь0= 0.3II Гс - напряженность магнитного поля на поверхности Земли у экватора, - полная кинетическая энергия 24 частиц кольцевого тока, -м = 8-4"10 эрг - полная энергия геомагнитного поля вне Земли.
Для вычисления полной энергии кольцевого тока в магнитоспо-койное время нами используется радиальный профиль плотности энергии протонов для интервала энергий Ер = 32-377 кэВ (с учетом регистрации - из интервала энергий Ер= 40 370 кэВ) по данным спутника "Молния I" во время пролета 24 января 1974 г. На рис. 9 приведены радиальные профили дифференциальных потоков протонов с Е р = 31 92 кэВ (толстые кривые), 67 122 кэВ (пунктирные кривые) и 122 377 кэВ (тонкие кривые), полученные на нисходящем (левая часть рисунка) и на восходящем (правая часть рисунка) участках пролета ИСЗ "Молния I" 24.01.1974 г. Стрелками около верхних шкал указана граница области стабильного захвата частиц. Во время пролета ftp = IQ; в течение предыдущих -30 часов Кр = I Геомагнитные данные (индекс Dg ) и параметры солнечного ветра V і П » 5 з& 22-24 января 1974 г. приведены на рис. 10. Распределение плотности энергии протонов в экваториальной плоскости, построенное по показаниям трех каналов спектрометра, приводится на рис. II. С учетом высотного хода, в диапазоне энергий протонов Ер = от = 40 370 кэВ находим 3.6 10сх эрг (расчет проводился для дипольной модели геомагнитного поля). По формуле (1.5) этому значению соответствует D Р = -9 нТл.
При вычислении полной энергии кольцевого тока не учитывались потоки протонов с Ер 40 кэВ; не учитывался электронный кольцевой ток. Кроме того, объем реальных силовых трубок геомагнитного поля на L. 7 больше, чем в дипольной модели. Наконец, высотный ход потоков протонов, измерявшихся на ИСЗ "Молния I", позволял проводить только весьма грубые оценки величин анизотропии питч-углового распределения частиц.
Поправка к полной энергии кольцевого тока, которая вносится при учете протонов с Ер 40 кэВ и с Ер 370 кэВ, так же как и электронов, по современным представлениям, в магнитоспокойное время мала [92J и почти вся энергия кольцевого тока приходится в это время на протоны с En = 40+370 кэВ.
Поправка, учитывающая реальную геометрию магнитного поля, также невелика, поскольку в магнитоспокойное время кольцевой ток протонов располагается на L 7 и только очень малая его часть выходит за этот предел. Значительно большую поправку при вычислении полной энергии кольцевого тока вносит неопределенность питч-углового распределения частиц по данным измерений на ИСЗ "Молния I". Связанная с этим ошибка достигает 25%. С учетом вышесказанного данные ИСЗ "Молния I", полученные 24.01.1974 г., позволяют сделать приближенную оценку полной энергии спокойного кольцевого тока и его магнитного эффекта на Земле
Определение характерного времени распада кольцевого тока по Ds-fc -вариациям
Как видно из (3.4) при определении ) спокойный кольцевой ток не должен учитываться. Покажем, что нет необходимости учитывать спокойный кольцевой ток и при определении характерного времени распада кольцевого тока Т , образующегося во время возмущения. Вариации поля кольцевого тока DR в ходе бури описываются следующим выражением [из] , Df?d = (?d-4DRd. (3-5) где Ці - скорость поступления энергии в кольцевой ток, характерное время его распада. Учитывая, что Q = Q +Qn, » DP,=DR + DP„ (значками "d " и "q/ отмечены соответствующие величины в возмущенные и спокойные периоды), распишем (3.5) в виде: (DR + DR rQ+Qq-ibR-f D/ . (3.6)
В спокойных условиях приток энергии в кольцевой ток уравновешива-ется скоростью его распада QQ-PF &RQ И JT-DRQ-D , тогда для поля кольцевого тока, образовавшегося во время бури, получаем: - DR = 9-t R. (3 7)
Заметим, что при анализе формулы (3.6) мы не делаем никаких априорных предположений о соотношении между характерными временами распада спокойного и возмущенного кольцевого тока, поскольку это не имеет принципиального значения при получении формулы (3.7). Основным моментом здесь является условие равновесия процессов энергизации и распада спокойного кольцевого тока. По-видимому, можно предполагать, что эти времена существенно различаются. Как показывают спутниковые измерения [92, 98] , в спокойный кольцевой ток вносят вклад частицы более высоких энергий, чем в кольцевой ток, образующийся во время магнитных бурь. Следовательно, и времена жизни этих частиц будут различаться. Однако, следует иметь ввиду, что время жизни этих токов также обусловлено их ионным составом. Поэтому, конкретные выводы о времени жизни спокойного кольцевого тока можно будет сделать после исследования его ионного состава.
Таким образом, из формулы (3.4) по ) -вариациям и параметрам солнечного ветра (скорости и концентрации) мы можем вычислить эффект возмущенного кольцевого тока.
Учет вклада спокойных токов магнитопаузы в Ъ $-Ь -вариацию (DCfq) можно проводить по результатам, приведенным по П главе диссертации. На рис. 19 показаны среднегодовые значения DCFQ с 1963 по 1980 гг., рассчитанные по величине давления солнечного ветра в спокойные дни по формуле Мида-Берда (2.5) при Ь =0.16 нТл (эВ см-ьу -/ в Константа "" принята нами равной некоторой средней величине из значений, полученных в [б9, 90, 101, 102, 105] . Определив таким образом величину DCPQ и зная параметры солнечного ветра в возмущенный день, вычислим величину ДЪСР в формуле (3.4):
Характерное время распада кольцевого тока можно определить из уравнения (3.7), если известна величина DR . Выбирая участ т.е. формулу, аналогичную (3.1), но здесь исключен вклад токов магнитопаузы в D s-fc -вариацию.
В качестве критерия выбора участка на фазе восстановления D R -тока, когда дополнительным притоком энергии в кольцевой ток можно пренебречь ( Q = 0), мы будем использовать как и в [90 ] интервалы с В?7 0. Определение характерного времени распада кольцевого тока по Dsf-вариациям
Для согласования наших результатов с выводами более ранних работ [107, 118] о временах распада кольцевого тока в [120-122] проведено определение t по Dsi; -вариациям без учета вклада D С F-тков и спокойного кольцевого тока.
Для ряда магнитных бурь на стадии фазы восстановления вполне отчетливо прослеживается экспоненциальный спад Dsf -индекса. Из 740 магнитных бурь с 1957 г. по 1976 г. по графикам Dg ш декса удалось отобрать лишь 43 магнитные бури с экспоненциальным характером восстановления Ds- -поля. Незначительный процент, который составляют эти бури, объясняется тем, что распад кольцевого тока осложняется дополнительными инжекциями, В качестве критерия отсутствия значительной инжекции частиц в кольцевой ток на фазе восстановления бури использовался АЕ-индекс, а при наличии данных и &2-составляющая МШІ.
Диагностика Ds -вариаций по среднечасовым значениям параметров солнечного ветра
Анализ возможных механизмов распада кольцевого тока (кулонов-ского рассеяния, зарядового обмена, различного вида неустойчивос-тей, омической диссипации), проведенный в 1.2— 1.4 главы I, и сопоставление этих механизмов с различными геофизическими явлениями, дает основание рассматривать обмен зарядами между ионами кольцевого тока и атомами водорода в качестве основного механизма потерь кольцевого тока. Серьезным аргументом в пользу зарядробмен-ного механизма распада кольцевого тока является то, что всевозможные неустойчивости и кулоновское рассеяние частиц могут объяснить только малую долю потерь энергии (.5%) при распаде кольцевого тока.
С другой стороны, экспериментальные исследования последних лет свидетельствуют о сложном ионном составе радиационных поясов и магнитосферного кольцевого тока (глава I, I.I). Так, были обнаружены низкоэнергичные 17 кэВ и высокоэнергичные -1000 кэВ ионы Н+, Не+, Не- "4", 0+ и другие ионы. Косвенные методы исследований, например, рассмотрение механизмов распада кольцевого тока, подтверждают сложность его состава. Однако, до сих пор еще нет экспериментальных измерений ионного состава кольцевого тока в основном энергетическом диапазоне (17-600 кэВ).
Теоретические расчеты времени жизни частиц кольцевого тока на основе зарядообменного механизма его распада были проведены впервые Десслером и Паркером [в] . Они вычисляли время жизни частиц кольцевого тока по формуле (1.10) и полагали, что Ъ -величина постоянная в интервале энергий от 100 эВ до 20 кэВ (т.е. не зависит от энергии протонов). Поэтому L в (ЇЛО) не зависит от энергии протонов в этом интервале энергий и изменяется лишь с плотностью нейтрального водорода. Отсюда, полагая, что во время больших бурь протоны инжектируются в более плотные слои водорода, Десслер и Паркер получили вывод о том, что кольцевой ток распадается тем быстрее, чем он ближе подходит к Земле.
После экспериментов Франка [25] по наблюдению частиц кольцевого тока в магнитосфере, энергетический спектр протонов DR тока стали ограничивать пределом 50 кэВ. Последующие измерения частиц на спутниках ограничили верхний предел энергии частиц кольцевого тока 800 кэВ.
Теоретические расчеты, проведенные в [38, 49, бб] , показывают, что время жизни протонов кольцевого тока с Е 20 кэВ растет с увеличением энергии протонов. Результаты расчетов времени жизни протонов кольцевого тока в зависимости от энергии частиц и их положения в магнитосфере по L -оболочкам представлены на рис. 32 из [бб] и в таблице 9, взятой из работы [381
Однако, выводов относительно того, должно ли увеличиваться время жизни кольцевого тока в зависимости от его интенсивности в [38, 49. 66J не было сделано. Очевидно, это произошло потому, что экспериментальные работы [90, 107, II6-1I8J давали довольно противоречивые выводы относительно времени жизни кольцевого тока. Так, в [87, 118] было показано, что время жизни кольцевого тока уменьшается с ростом интенсивности бури, а из [90, I07J следует вывод о том, что время жизни кольцевого тока не зависит от его интенсивности. Наши выводы 3.2-3.3 свидетельствуют о том, что время жизни кольцевого тока линейно растет с ростом интенсивности бури.
Для того, чтобы выяснить физический смысл увеличения характерного времени распада кольцевого тока с ростом интенсивности бури, сопоставим современные представления о сложном ионном составе кольцевого тока с зарядо-обменным механизмом его распада. С этой целью подробно рассмотрим времена жизни ионов кольцевого тока для следующих зарядо-обменных процессов:
Теоретические расчеты характерного времени ионов кольцевого тока Т при учете, что источником их потерь является обмен зарядами, проводились по формуле (1.10). Очевидно, чтобы вычислить Т из (I.10)необходимы знания концентрации нейтрального водорода и сечения зарядо-обменных реакций
Как было показано в 1.3, концентрация нейтральных атомов водорода различна для разных температур экзобазы и зависит от фазы солнечного цикла. Поэтому при расчетах V мы пользуемся здесь современными численными моделями водородной геокороны, основанными на наблюдениях спутников 0Г0-4, ОГО-б [56, 88] L -излучений. Эти модели учитывают вариации плотности нейтрального водорода в зависимости от цикла солнечной активности, которые пред - 106 -ставлены различными температурами экзобазы. Для разных фаз солнечной активности эти температуры приведены в таблице I по [38J, а изменения плотности нейтральных атомов водорода в зависимости от Re для различных температур экзосферы приведены на рис. 33. Эти модели хорошо согласуются с плотностными моделями Меера и Мэнга [88] , которые основаны на наблюдении L -излучений на спутнике 0Г0-4, и с моделью Тинселея [56] .
