книги из ГПНТБ / Гульельми А.В. Геомагнитные пульсации и диагностика магнитосферы

режим). Наконец,

при

т ^ >

Ді

и у 0 ^ > 2nß/ctx

возникают мпого-

модовые

режимы

генерации.

В заключение параграфа обсудим вопрос о роли распадных

процессов. В неизотермической плазме

(Те !|г> Tt)

существуют

слабозатухающие

акустические

волны.

Распады

п

слияния

с

участием

акустических

волн

являются

основным

нелинейным

процессом

(§ 9). В

этом случае ß р> а

и при умеренных

у„ (Yö1

одного

порядка

с

т)

ожидать

появления

дискретных

сигналов

не приходится. Если Те — Tt,

то в однородной

плазме

(yJ W =

0)

более быстро, чем распады, протекает

питч-угловая

диффузия

частиц. Распадные процессы в

этом случае

можно

вообще

игно­

рировать. Если,

однако, v№

=j= 0, то даже при

Те —• Тг

существен­

ной

отношения

ß/cc.

§

15. Сверхальвековское перемещение

гидромагнитных ими

льсов

Н а основе

теории,

описанной в предыдущем параграфе,

перемещается

но

радиационному поясу со скоростью, превыша­

ющей групповую

скорость

линейного пакета волн [250]. Эффект

возникает по

той

причине,

что нелинейное усиление испытывает

новской,

так что эффект естественно назвать

«сверхальвеновским

перемещением»

гидромагиитных и м п у л ь с о в 2 0 .

Н и ж е

дается

качественное

описание

сверхальвеповского пе­

ремещения гидромагиитных

импульсов

в

радиационном поясе

эффекта.

Качественная теория. Попытаемся представить общую картину

явления на основе модельного уравнения

типа (14.13).

Будем

считать, что имеет место дискретный режим

генерации,

положим

ѵгр

= А и для простоты

полностью

пренебрежем

распадиыми

2 0

Очевидно, что этот термин

(как и любой

другой)

является

условным. На

частотах ш <J Qp групповая

скорость ііоігно-цпклотроппых

воли

< Л ,

а значит, скорость импульса] у* может попасть в интервал і;г р

<С ѵ* < А.

^ + л 4 г = 1 ? ° е х р [ ~ а

\ W d t '

б}

W.

(15.1)

І—ЛІ

Решение (15.1) сопряжено с вычислительными

трудностями.

Чтобы качественно проследить

за

эволюцией

импульса,

введем

в (15.1) дополнительные упрощения.

Прежде всего

пусть

продол­

того,

не

накладываем

условия

периодичности, т. е.

считаем,

что

импульс

распространяется

в

безграничной

среде. Такое

упрощение

допустимо,

во-первых,

если к моменту

возвращения

интересующего

нас импульса

после отражения

от

ионосферы

процесса

пе

возникает

других импульсов.

Итак,

исходным

будет

уравнение

dW

!

i -

А

ai

[То ехр

'dt'

(15.2)

dt

В отличие

от

(14.13)

и

(15.1) уравнение (15.2) не имеет

асимпто­

чальный момент имеется только один

затравочный импульс и в

дальнейшем

затравочные

импульсы

не

возникают

(отсутствуют

тепловые

флуктуации и т. п.).

Уравнение (15.2) формально эквивалентно уравнению, опи­

сывающему

динамику

импульса

света

в

оптическом

квантовом

усилителе. Ка к показано

в работе

[251],

уравнение

имеет

стаци­

онарное

решение

1Г =

W (Q), где

0 =

t

—НА*. Нетрудно

убе­

диться,

что

11' (Ѳ)

подчиняется

уравнению

xW = W ІТо ехр|^— a

^

W (0') dQ'П

-

öl

,

(15.3)

где к 55 (А*

— А)!'А,

у0

>• б. При }Ѵ ( — оо) = 0 путем

замены

и

U

(•'))

=

Jj

W (0') dB'

можно

привести

(15.3)

к

форме

xU

=

То (1.

-at: ) -

ш.

(15.4)

Выберем этот уровень так, чтобы а.0<sC

1. Тогда

при t •+ t можно

пренебречь

насыщением и записать

(15.3) в

виде

d W

+ A ™ L = y0W.

(15.7)

dt

'

dl.

циальный фронт: И'"—

ехр (t/t,mn).

Интегрируя

(15.7)

и замечая,

что

\

dl

) ^

dU/dl '

находим: Q

y0tmm.

Подставляя

это

значение в

(15.5),

получаем

{A4AU

«

[ 1 -

(т'/т) ТоіпмпГ 1 .

(15.8)

Сверхсветовое

перемещение

импульса

в

квантовом

усилителе

на

рубине

наблюдалось экспериментально

[251]. Мы

покажем,

что аналогичный эффект наблюдается п в магнитосфере.

Несмотря

на

то, что

величина / 1 * — А

довольно

мала, эффект

оказалось

возможным

измерить

[250].

Экспериментальные

результаты.

Д л я

нашей

цели

наиболее

подходящим

объектом

являются

серии

жемчужин.

Пульсации

мента в узких

лучевых

трубках (§ 14). Таким образом, именно

к жемчужинам

прежде

всего должна быть применима описанная

теория.

22.10

22.12

22.П

22.16

22.18

UT

Р и с.

29.

Огибающая

серии

изолированных

жемчужин

Д л я

анализа

отбирались

изолированные

серии узкополосных

жемчужин, состоящие из разнесенных во времени

сигналов

и имею­

щие четкое начало и

окончание. Н а рис. 29 изображен

ход оги­

бающей

амплитуды

последовательных

эхо-сигналов в

изолиро­

ванной

серии.

Оказывается,

что в сериях такого рода

нелиней­

ные свойства

проявляются

наиболее

непосредственным

образом.

теоретических представлений о жемчу­

жинах . Б ы л

установлен,

во-первых,

сам

факт

ускоренного

перемещения

нарастающих импульсов. Во-вторых,

результат

измерений оказался

в хоро­

Р и с . 31. Эффект «сверх шем

согласии

с теоретической

оценкой.

альвеновского»

перемеще­

В предыдущем

изложении

мы не

ния

жемчужин

останавливались на специфических

труд­

ностях, присущих подобного рода экспе­

риментам. В

тех случаях,

когда

это было

возможно,

измерения

для

большей

надежности

производились

по

записям

обеих

гори­

зонтальных компонент магнитного вектора. Контрольные

изме­

рения делалпсь одновременно для максимумов

и для

полувысот

передних

фронтов. Чтобы

уменьшить эффект линейного расплы-

ванпя сигналов, брались

узкополосньте

серии

-1 .

Б р и

наблюдении сверхальвеновского

перемещения жемчу­

жин

весьма

существен

отбор

«чистых»

серий,

в которых про­

межутки между импульсами лишены паразитных

сигналов. Впро­

чем,

иногда

наблюдение

за

эволюцией слабого

сигнала,

возни­

лений.

Т а к о й

пример дан па рис. 7. В

10 vac 46

мин мы

видим

весьма

слабый

импульс, предшествующий сильному. В 10 час

49 мин

после

двукратного пробега этой пары импульсов

через

радиационный

пояс амплитуда слабого

импульса

увеличилась,

нитных пульсаций, H почему существует

такое разнообразие

этих типов? Вот вопросы, решение которых

представляет инте­

посредственно

в

областях генерации.

Наконец,

возникает

вопрос

о влиянии

геомагнитных пульса­

ций на свойства

околоземной

плазмы. Так как ситуация здесь

наиболее

сложная, то

зачастую приходится ограничиваться со­

ставлением

лишь

«словесного

портрета»

физических процессов.

теории,

но является

необходимой основой дл я ее построения.

§ 16.

Жемчужины

H гидромагнитные шипения

радиационного пояса. Эти пульсации сходны и

по

некоторым

морфологическим признакам. Например,

в ночной

полусфере как

те, так и другие наблюдаются на средних

широтах,

а

в дневной —

ходит

в серию

дискретных

сигналов.

С

другой стороны, шипения и жемчужины существенно отли­

чаются друг от друга по виду динамических спектров.

Вероятно,

мы

имеем здесь

дело с двумя

различными формами одного и того

же

процесса.

Если принять гипотезу о циклотронном механизме

генерации,

то

отсутствие дискретной структуры у шипений будет

означать,

областях пространства. Об

этом же свидетельствует и

шумовой

характер спектра шипений. Далее, па основе критерия

типа

(14.15) можно утверждать,

что эффективный инкремент

у 0 в

слу­

этом причина

относительно

невысокой

амплитуды

-шипений.

По немногим имеющимся данным гидромагннтпые

шипения

более редкое явление, чем серии жемчужин. Причину

этого можно

понять, если учесть, что для самовозбуждения волн

необходимо

условие

у =

у — ô ] > 0. Эффективный

декремент

ô

определяет­

ся потерями,

возникающими

при отражении волн

от

ионосферы.

Т а к как инкремент нарастания непрерывных эмиссий

у

невелик,

то малым должен быть и декремент Ô, а это возможно

лишь при

специфических и, вероятно, сравнительно редких

состояниях

ионосферы.

Отсутствие

целенаправленных наблюдений

над

шипениями

делает в

значительной

мере

гадательным любое

предположение

о структуре

волнового

поля

и о локализации источников.

Про­

никновение

шипений ночью

на средние

широты

косвенно

указы­

источники

проектируются

геомагнитны­

ми

силовыми линиями.

Одна из вероятных областей гене­

рации

шипений

— экваториальная

ок­

рестность

плазмопаузы

(внутренняя

сторона). Из соображений, приведенных

в

конце

§

13,

можно

ожидать,

что

медленное

перемещение

плазмопаузы

наружу

благоприятствует

возбуждению

шипений. В этой связи отметим, что в

диапазоне —1 гц средняя

частота ши­

пений обычно понижается с течением

времени.

За

последние

годы

был

накоплен

обширный

экспер п м е п тал ыi ый матер иа л

P il с. 32.

Усиленно н за­

по исследованию

жемчужин.

Характер

тухание

жемчужин и изо­

распространения жемчужин выяснился в

лированной

серии

результате эксперимента в сопряженных

/ а. 0,48

3!|,

т =в 3,3 мин

точках

и топких

измерений

на разне­

сенных

по широте

обсерваториях

одной

полусферы.

Противофазпость

огибающих

амплитуды

жемчужин в

сопряженных точках указывает на то, что сигналы

распространяются

вдоль силовых

линий,

периодично

отражаясь

от

ионосферы

в

сопряженных

областях

[31,

253—256].

Небольшое

запаз­

дывание сигналов от высоких широт к

низким

[38]

привело к

идее о

существовании

в

ионосфере

гидромагнитиого

волновода

[189]: часть энергии падающих сверху воли

захватывается

в ионо­

сферные

слои

и

канализируется

вдоль

земной

поверхности.

Численный

расчет

волноводиых

характеристик

ионосферы дан

в

работах

[189,

191, 194].

Нами

был обнаружен

ряд экспериментальных фактов, привед­

ших к

гипотезе

о принципиально

нелинейном режиме

генерации

самого начала

серии, уменьшается с течением времени,т. е. линей­

ная стадия эволюции

жемчужин полностью отсутствует [259, 260].

Д л я

подробного

анализа было отобрано 40 изолированных

серий продолжительностью — 20—60 мин.

Большая

часть мате­

риала получена па обсерваториях Борок,

Согра, Петропавловск,

Ловозеро, Тикси и относится к 1964 и 1968 гг. Примеры

огибаю­

щей амплитуды

b (t„)

серий показаны на рис. 33. Несущий

период

жемчужин T ~

0,7—2,3 сек,

период

повторения т — 65—240 сек.

Средние

значения Т

-^: 1,3

сек и т ~

140

сек. Серии

жемчужин

развивались

при низком

уровне

магнитной возмущенностп:

А'р — 0 — 3 (в

среднем К,,

А ; 1,3).

Первичная

обработка

состояла

в построении «у-диаграмм»

мент

(в

дб/сек)

рассчитывался

по

формуле

где

/.„ — время

максимума амплитуды сигнала с номером

п.

По

у-дпаграммам

оценивались максимальные инкремент (в начале

серии)

и декремент (в конце серии), определялся интервал време­

ни

I *

от

начала

серии до момента

прохождения

инкремента через

нуль

и

оценивалась скорость

спада

инкремента dyidl.

В

большинстве случаев инкремент

быстро

уменьшается

за

энергичными

протонами. Темп

спада инкремента

порядка —у —

—

0,5 дб/.ишг

н

оказывается

тем

более высоким,

чем выше

уШах

в

начале

серии

(рис. 34). Интервал времени, в

течение которого

инкремент

уменьшается

до пуля,

равен t* — 5 — 10 мин.

Время

насыщения t*

обратно

зависит

от

величины Ymax

(рис. 35).

равно

п = целая

част ь \ —

\ ,

где Q — гнрочастота

протонов в области генерации (в вершине

f=

7,25гц

•f = 1,1гц

•е=14-0сек

= 108сек

J

f=0,5гц

6

Г =24-0сек

P и с.

33. Огибающие

Û

••[

ТМІІ

Il • I M I I Mil

. Til I

П

W

20

25

I

,.,. I.. I. I

серий

жемчужлн

0

5 10

I5n