Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

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

.pdf

Скачиваний:

Добавлен:

25.10.2023

Размер:

15.82 Mб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 1617 / 2117 18 19 20 21 > Следующая >>>

		Sip/а
P и с.	53.	Интегральное распределение серий жемчужин по величине \\|:
Р и с .	54.	«Универсальные» дисперсионные функции с учетом (б) и без
учета	(а)	влияния ионов ГІе+

при меньших значениях отношения co/Qp координаты L , получен ные с помощью кривых (Й), будут несколько завышены, а кон центрация /Ѵ0 — заниженной .

Т а к и м образом, если гипотеза о комбинированных траекто риях верна, то стандартная процедура дисперсионных измерений требует некоторой коррекции . Поскольку, однако, соответствую

щие поправки малы, а точность дисперсионных			измерений вообще
не	очень велика, то при co/Qj>5>0,4 диагностические			диаграммы
на	рис. 50, 51 можно считать вполне	удовлетворительными.
	Более интересен вопрос о том, можно ли извлечь из данных
наземных измерений информацию о гелии в магнитосфере.					Судя
по	всему, при достаточно высокой концентрации Н е + динамиче
ские спектры жемчужин в окрестности частоты			со ~	0,25QP	дол
жны содержать характерные детали.		Однако	соответствующих

количественных методов диагностики до сих пор предложено не было. Грубую оценку % можно сделать исходя из следующего со ображения .

Н а сонограммах ж е м ч у ж и н иногда наблюдается центральный зазор, вытянутый в виде светлой полосы параллельно оси време


ни и разделяющий	серию жемчужин на две полосы. Можно					допу
стить, что структурные элементы		нижней полосы	(со <	Оне+)		рас
пространяются по	простым, а верхней полосы (ш ^> Qne+) — по
комбинированным	траекториям .	Представляется	естественным,
что как в е р х н я я ,	так и н и ж н я я	полосы возбуждаются		одними и
теми ж е частицами. Т а к ка к элементы нижней полосы есть					А-вол-
ны, то в виде 52-волн должны возбуждаться и элементы					верхней

6 А. В. Гульельмп, В. А. Троицкая

161

полосы. Н о это возможно лишь в том случае, если н и ж н я я	кромка
верхней полосы лежит выше так называемой перекрестной	часто

ты	со.,.,	определяемой равенством	«^(со*) = /?.22(соЦ:). Т а к и м	обра
зом, ширина зазора A'JO между верхней и нижней полосами должна
быть больше, чем со* — Qne+. П р и			1 перекрестная частота	р а в
на	со^ ^	Qие+ (1 -f-7,5£). Отсюда	имеем
	49т^0'135 4г-		<21-20>

Втипичном случае Дсо/со ~ 0,04 и, таким образом, £ ~ 5 - Ю - 3 . Итак, дисперсионный анализ и анализ скачков несущей часто

ты ж е м ч у ж и н позволяют оцепить величину концентрации плазмы

Л г 0 в вершине силовой линии с параметром L . Эти'методы,	однако,
не дают никакой информации о долготе ср, на которой определяет
ся NQ {L, ср"). В данную точку наблюдения шдромагнитные	сигна

лы могут прийти вдоль ионосферного волновода фактически с лю бого направления . Возникает вопрос, нельзя ли определить истин ное направление на ионосферный источник жемчужин по поляри

зации	сигналов.
В самом деле, в плоской		волне магнитозвукового типа вектор
Пойнтинга перпендикулярен		вектору b и лежит в плоскости	век
торов В	и Ь. З н а я ориентацию внешнего магнитного поля В,		мож

но по направлению вектора возмущения магнитного поля b ука зать направление на источник волиы (или противоположное нап равление).

Вообще говоря, энергия жемчужин переносится в ионосфер ном волноводе целым набором плоских магиитозвуковых воли с различными направлениями векторов /ѵ. Кроме того, структура поля усложнена связью магиитозвуковых и альвеновских волн,

особенно	сильной при немерпдпопалыюм распространении, т. е.
в случае,	когда направление на источник ж е м ч у ж и н заметно от
клоняется	от плоскости геомагнитного меридиана точки наблю

дения . В полной теории ионосферного волновода должны суще ствовать некоторые общие соотношения между поляризацией жем

ч у ж и н	и азимутом	источника. Поскольку, однако,	такой	теории
еще не	построено,	полезно было бы использовать	д л я	пеленга

источника тот факт, что при распространении в меридиональной плоскости горизонтальные проекции вектора b всех спектраль ных компонент магнитозвукового поля параллельны линии, сое диняющей источник с точкой наблюдения. В такой постановке поляризационный пеленг можно осуществить на геомагнитном полюсе, так к а к на полюс сигналы приходят вдоль меридианов из любой точки ионосферного волновода. Геомагнитный полюс удобен еще и в том отношении, что он приблизительно равноудален от всех точек вероятной зоны вторжения жемчужин в ионосферу сверху .

В заключение этого раздела кратко изложим метод диагности ки плазмы по дисперсии так называемых протонных свистов.

162

Н а ш и предыдущие рассуждения относились к пакетам 2;-волн, которые в своем движении по силовой линии многократно пере секают плоскость экватора. Если, однако, энергия пакета, бегу щего снизу вверх, сосредоточена в диапазоне частот, расположен ном выше минимальной гирочастоты протонов на силовой линии, то противоположного п о л у ш а р и я пакет не достигнет, таккак на пути распространения имеется полоса непрозрачности. Такие па кеты Ä-волн, естественно, можно наблюдать только на спутниках.

П р и		полете	спутников «Ииджен-З» и «Алуэтт-1» на высоте
~ 1000		км были	обнаружены в диапазоне	0,5 кгц электромаг
нитные	сигналы,		мгновенная частота которых нарастает со време

нем, асимптотически приближаясь к гирочастоте протонов в точке наблюдения [3041. Продолжительность сигнала («протонного сви

ста»)	около 2 сек.
К	а к и свистящие атмосферики (J?), протонные свисты возбуж

даются я р и молниевых разрядах, однако, подобно жемчужинам, распространяются вверх вдоль силовых линий геомагнитного поля в виде ионпо-циклотронных волн (і£). Интерпретация протонных свистов и основанный на этой интерпретации метод диагностики


плазмы даны в работе [305]. Возможность диагностики,							как в слу
чае	ж е м ч у ж и н	и	свистящих		атмосфериков,	возникает		благо
даря	тому, что при		со -у	Qp характер расплывания сигналов				весь
ма чувствителен		к	изменению		параметров плазмы. Н о в этой об
ласти частот дисперсия				попно-циклотропных		волн	существенно

зависит также н от скорости движения плазмы относительно при бора, что следует учитывать при диагностике [131].

Частотная	зависимость времени группового запаздывания про
тонного свиста		может	быть рассчитана	по формуле
т (со) = —		\dl		(21.21)
		_	fiV=(Qp_cû)°" ' с	( Я р - " ) 3

где U — проекция скорости спутника на направление распро странения сигнала, 1 = 0 — коордипата спутника, 1 = 1* — ко ордината источника воли. Раскладывая Q (Г) в ряд в окрестности точки 1 = 0, нетрудно из (21.21) получить асимптотику времени группового запаздывания при со -^- й р (0) :

				^	2А	\Дм	- I - const.		(21.22)

Здесь Асо =	Q p	— со, А =	В/	(4я7ир Л')'/ г ,			величины	N	я В	бе
рутся в точке наблюдения.
Скорость	U	определяется	траекторией				спутника,	а	градиент
din Qp/dl может		быть с достаточной точностью рассчитан на основе
подходящей модели геомагнитного поля . С учетом этого									наблю
даемая зависимость % (со) содержит,						в принципе, достаточно				ин
формации д л я	определения к а к			Qp	(0), так		я N (0). Заметим,			что

6* 163

одновременные

бортовые

измерения

магнитного

поля

позволили

бы полностью

устранить

неопределенность

в Q p

(0)

и тем

самым

повысить точность диагностики концентрации протонов.

Сделаем оценку второго члена в фигурных скобках (21.22).

Вследствие

циклотронного

поглощения

величина

Л'о не выше,

чем Qp (ѵ7/А)*/-,

где

t>T =

(2Т/тѵУ

- — тепловая

скорость

прото

нов. Следовательно, поправка к времени запаздывания

сигнала,

обусловленная

движением

спутника, может

быть порядка

бт/т

~ U/2L>Y. П р и

типичных значениях

3 • 105 см/сек

ѵТ

5 х

Х І 0 Э см/сек

имеем

бт/т

0,3, т. е.

вполне

заметную

величину.

Минимальная

величина

зазора

Л'О Ш ІЦ

определяется

цикло

тронным поглощением

Ä - в о л п и, следовательно,

зависит

от

темпе

ратуры протонов. Это обстоятельство дает

возможность

оценивать

температуру по верхней отсечке спектра протонного свиста. Есте ственно, при диагностике температуры, так же как и при диагно стике концентрации плазмы, необходимо учитывать эффект дви жения спутника.

§ 22. Энергичные частицы

По данным о пульсациях нельзя рассчитывать на получение полной информации об энергичных частицах, населяющих магни тосферу. Практически мы ничего не можем сказать об энергичных частицах до тех пор, пока они ие «проявят себя» в процессе воз буждения пульсаций. Н о и в этом благоприятном случае гидро магнитная диагностика дает сведения о частицах лишь в ограни ченном диапазоне Z-оболочек и только в том (обычно узком) уча стке энергетического спектра, который соответствует наблюдае мому частотному спектру пульсаций .

Однако ценность сведений об энергичных частицах в магнито

сфере	определяется не только			объемом	количественной информа
ции. Иногда интересен сам факт появления специфических								пульса
ций, свидетельствующий о вторжении облаков энергичных									ча
стиц в магнитосферу,			об ускорении или внезапном изменении						сте
пени анизотропии уже имевшихся частнц и т. п. Поэтому								полезно
развивать методы, позволяющие оценивать L-оболочку,								среднюю
энергию и поток частиц, ответственных за возбуждение							различных
типов	пульсаций.
Н и ж е излагаются			методы оценки энергии и локализации						резо
нансных протонов,			ответственных за		возбуждение		дискретных
форм	пульсаций	— жемчужин, структурных				элементов		пульса
ций нарастающей		частоты и		других.	Далее,	намечены		подходы

к проблеме оценки по наземным данпым потока и степени анизо


тропии	резонансных		протонов. Здесь,	по	существу,	речь	может
идти об	измерении коэффициента усиления				низкочастотных		волн
в протонном		поясе.
Энергия		резонансных протонов. Сделаем оценку энергии					резо
нансных	протонов,		ответственных за	возбуждение		жемчужин .

164

Метод, с помощью которого можно связать наблюдаемый спектр нарастающих волн с продольной энергией частиц, основан на ана лизе резонансного соотношения

Считая, что жемчужины возбуждаются в виде ,2-волн в результате

циклотронной неустойчивости, положим s =						1. Подставляя в (22.1)
к = (с/со) и и используя выражение					для показателя		преломления
Ä-волн, получил: в случае				продольного распространения				(Ѳ = 0)
								(22.2)
Здесь	ецр =	тѵѵ\І2	— продольная		энергия	резонансных		прото
нов, e m	= B2/8KJY0		— ПЛОТНОСТЬ магнитной			энергии	на одну ча
стицу	холодной плазмы.
Допустим,		что	полная	средняя	энергия	резонансных		частиц
е р в три раза		больше средней продольной энергии					е ц р , т. е. сте

пень анизотропии протонов, возбуждающих жемчужины, равна

единице. Тогда
				(22.3)
Д л я	оценки е р	необходимо	знать величину co/Qp в области		ге
нерации или, что практически одпо и то же, параметр L траекто
рии	жемчужин	и величину	концентрации	холодной плазмы	N0-
Обе	величины	можно оценить по данным		дисперсионного	ана
лиза	(§ 21). Кроме того, имеется возможность оценивать энергию

резонансных протонов другим, независимым методом, к изложе

нию которого мы и	приступим.
П р и внезапном	сжатии (или расширении) магнитосферы

спектр излучения должен измениться. В самом деле, при сжатии


магнитосферы	гирочастота увеличивается в	результате	усиления
геомагнитного	поля и радиального дрейфа	излучающих		частиц
в глубь магнитосферы. Кроме того, изменяются параметры				окру
жающей плазмы, от которых зависит величина волнового			вектора,

ипродольная скорость частиц.

Сж а т и я магнитосферы сопровождаются положительными маг нитными импульсами si+ и Ssc, а расширения — отрицательными

импульсами s i - . Попытаемся оценить результирующее измене ние А'л при заданной величине деформации магнитосферы, ха рактеризуемой величиной магнитного импульса.

'.Иевозмущенное поле В считаем дипольным. Выберем простей шую аппроксимацию возмущения Ъ поля при деформации магни

тосферы. Будем считать	возмущение потенциальным и сохраним
в гауссовом разложении	лишь первую аксиально-симметричную

гармонику:

Ь г = - Ь ( 0 ( і			- - j L cos ü\
b e	= b ( f ) ( l +						(22.4)
			s i l 1
Здесь	і? = r/r„ — геоцентрическое				расстояние в радиусах		Зем
ли; Ф — полярный угол, отсчитываемый						от оси диполя . Индук -
				„	1 дА	„,
ционное электрическое поле £/ =					— в ы з о в е т дрейф частиц со
скоростью « в =			с [ . ЕВ]//? 2 .	Векторный		потенциал поля	(22.4)
имеет лишь		азимутальную		компоненту,		равную на больших рас
стояниях Л ф		(/?/2) b (t) sin г>. На с интересует радиальное					сме

щение частиц вблизи плоскости геомагнитного экватора (û Ä ; Я / 2 ) :

07?:	1	6»	(22.5)
07?:	г	в	(22.5)
	г	в
где Ь0 — амплитуда магнитного возмущения . Гирочастота			сме
щенного излучателя, очевидно, изменяется на величину
	• а-'еЬо	5	(22.6)

Изменение энергии и углового распределения излучателей нахо дится из условия сохранения магнитного момента и продольного инварианта. При радиальном дрейфе основной массы захваченных частиц экваториальный питч-угол меняется незначительно, а энергия изменяется таким образом, что е р / ? 3 Ä const [161.

Отсюда с учетом (22.5) находим

бе,
'ІІР	2	(22.7)
*І)р		(22.7)


Оценивая относительное изменение плотности		холодной плазмы
из условия вморожениости и используя (22.6),		находим

Комбинируя теперь (22.2) с (22.6) — (22.8), найдем изменение спектра Аъ при внезапном сжатии магнитосферы:

Д а	а	+	T - ß		1	a -	т +	ß Tf / to
						2а -	т +	ß	A Op

X	1 + •	v	I л						(22.9')

Из	формулы	(22.9)		видно,	что при заданной				величине Ь0 ска
чок частоты Аъ		есть		однозначная функция					отношения (u)/Qp )

166

P H с. 55. Связь (à,iip (J)

(2)велнчннои

Af/àli

P и с. 56. Резонанс прото нов с 5?-волнаміі (ff) и с ^-волнами (ö)

Штриховая кривая отделяет область квазппродолыюго от области квазнпоперечпого распространения

-/	-0,8 -0,6 -0,4- -0,1	0	0,2	0,4- 0,6	0,8	7
					cos О

в области генерации. Деформацию магнитосферы можно оценить по величине внезапного импульса AB, зарегистрированного эк ваториальной обсерваторией. С учетом индукции в земной коре

связь между Ь0 и AB				дается соотношением			b0	Ä 2/3АВ.		Величина
Д-.о =	со' — со оценивается по осциллограмме							(в	случае	изолиро
ванных жемчужин)				или по сонограмме. (Здесь					со — несущая ча
стота	ж е м ч у ж и н		до	внезапного		импульса,	а	со' — несущая часто
та, устанавливающаяся					спустя время, равное				двум-трем пери
одам	повтореиия		т	после	внезапного импульса.)
С	помощью		кривых,		показанных на рис. 55, определяется
w/ßp (сплошная линия) и в \\ѵІгт						(пунктирная линия) по измеренным
з н а ч е н и я м		Дм и	AB.	Затем оценивается параметр L области гене
рации	по	приближенной			формуле
L » 5 , 7		А/	10»	'						(22.10)
		/	àBy

167

Д л я оценки	е р необходимо привлечь информацию		о среднем не
риоде повторения т. По данным о т, L и ш/Й р величина				е р	оцени
вается с помощью рис. 51 (жирные линии) .
Кривые	на рис. 55 рассчитаны по формулам		(22.2)	и	(22.9).
Ж и р н ы е линии на рис. 51 рассчитаны по формуле
т ѴГР -	ІМ>.	( - £ - ) ( l - ^ f L I (J? - ) ,		(22,11)

которая следует нз (21.19) и (22.3).

К р а т к о обсудим основные допущения, сделанные при выводе

формулы (22.11).
Применимость приближения		продольного			распространения
в случае Ä-волн иллюстрирует рис. 56. Видно, что при						резонансе
на Х-волнах	характер связи co/Qp с УцМ практически					не зависит
от величины	угла Ѳ.
Неопределенность в коэффициентах а, ß н у не очень существен
на. Н а п р и м е р , дл я частиц, имеющих			малые питч-углы, радиаль
ный дрейф происходит с сохранением			величины L2 e Ä S			const. Д л я
таких частиц	следовало бы положить		ß Ä 1,	но	соответствующая
поправка к Дсо не превысила бы нескольких				процентов. Квадра
тичные по Ь0	члены в выражении	для Дш т а к ж е			малы,	пр и Ь0 <

<0,2В поправка пе превышает 10%.

Существенным является допущение о дипольности невозму щенного поля J B н об аксиальной симметрии возмущения Ь. Этот недостаток нетрудно устранить, если использовать для расчетов, например, модель Мида. Более серьезным, однако, является то

обстоятельство, что ни в описанной			модели внезапного импуль
са, ни в модели	Мида	не учитываются		токи, индуцированные в.
динамо-областн ионосферы.
Результаты диагностики по данным о скачках несущей						частоты
ж е м ч у ж и н можно контролировать			путем дисперсионного			анали
за. Оба метода приводят к оценке			одних и тех ж е		величин —
co/Qp, 8рц/ет о , L , N0 и е р . С наибольшей				точностью определяются
cü/Qp и L ; оценка трех		других величин осуществляется			с меньшей
точностью. Результаты		определения	м / й р и ІѴ0 были		изложены
в § 2 1 . Тот факт,	что два независимых			метода — дисперсионный
анализ и анализ	скачков несущей частоты ж е м ч у ж и н — привели
к согласованным	результатам, является, на наш взгляд,					веским
поводом в пользу	каждого из них. Н и ж е			приводятся данные о ло

кализации и энергии резонансных протонов, ответственных за

генерацию жемчужин [ 1 , 260].
Практически к а ж д а я серия			ж е м ч у ж и н может быть подвергну
та дисперсионному	анализу, так что объем информации о парамет
рах L и е р , получаемой		т а к и м	путем, довольно велик. Однако,
ввиду важности всей этой проблемы, были				предприняты поиски,
тех сравнительно	редких	случаев, когда		во время серии жем
ч у ж и н наблюдается магнитный			импульс si"t или происходит вне -

168

запное	начало магнитной бури	Ssc. Н а рис. 57	показана	зависи
мость	А/ от AB, построенная	по результатам	анализа	двадцати
таких случаев. Пунктиром нанесена зависимость

М- Ф в

скоэффициентом % щ 1,2- Ю - 2 (ги/у), оцененным методом наимень ших квадратов. Заметный разброс точек обусловлен как ошибками измерений, так и тем обстоятельством, что % зависит от величины

			AB,/
					о
Р H с. 57.	Зависимость скачка	30			/ °
несущей частоты жемчужин от
величины	магиитдого		У	1	1
пульса			У	1	1
пульса	-0,25		/	0,25 Af,2U.
	-0,25		/	0,25 Af,2U.
	о/		<в
	X	°	-30
			-30

co/Qp, которая меняется от случая к случаю. Согласно оценке п а формуле (22.9) зависимость % (co/Qp) может быть представлена в виде

Х ~ 2 , 6 - « Г 2 (co/Qp ).

(22.12)

Распределение областей генерации жемчужин по і - оболочкам, оцененное этим методом, показано в нижней части рис. 58 пункти ром. Сплошной линией показано распределение, полученное путем дисперсионного анализа. Различие между соответствующими средними значениями статистически незначимо. В верхней части рисунка нанесены профили потока энергичных протонов [306].

Распределение серий жемчужин по средним энергиям излучаю щих частиц дано на рис. 59. Здесь использованы данные диагности ки, полученные обоими методами. В среднем энергия резонанс

ных	протонов	бр ~ 10—30	кэв. Значительный	разброс	по энерги
ям обусловлен, по-видимому, сильной зависимостью е р					от L , а так
же	ошибками	измерений,	которые особенно	велики	именно п р и

диагностике энергии. В целом энергия уменьшается с ростом L , однако на основе имеющихся данных трудно судить, имеет ли ме сто зависимость типа е р со L ~ 3 .

Функция распределения энергичных протонов. Если учесть, что в бесстолкновительной плазме может быть реализован чрез вычайно широкий класс функций распределения / (ѵ), то проблема восстановления / (ѵ) в магнитосфере по наземным данным пока жется вполне безнадежной. Однако если распределение частиц неустойчиво относительно раскачки гидромагнитных волн и если из каких-либо косвенных соображений приближенно известен

• l.ß9

общий вид / (у), то параметры распределения можно попытаться уточнить по данным о пульсациях, возбуждаемых в результате неустойчивости.

При разработке метода диагностики холодной плазмы иссле

довалась действительная часть	показателя преломления Re/г ( о)
в предположении, что эффекты	затухания (нарастания) волн ма

лы. Напротив, при диагностике энергии неявно изучалась мнимая


часть	показателя			преломления I m « (го), зависящая					от	небольшой
примеси резонансных					частиц. П р и этом,		по	существу,		использо
в а л с я	лишь		тот	факт,	что	возбуждение	жемчужин		обусловлено
неустойчивостью,				которая		развивается	в	области	частот,		где
Іш/г (и) <		0.	Следующим			этапом является		более детальное			ис
следование функции Iran (о) по данным							наблюдения			нарастаю
щих	волн.
Экспериментально можно попытаться определить коэффициент
усиления		Q1	(в начале		серии) и коэффициент			затухания		0 2 (в	кон

це серии) при двукратном прохождении ж е м ч у ж и н через магни тосферу между сопряженными точками. Очевидно, усиление при прохождении сигнала только через активную часть радиационного пояса будет Q = О і + О г - Полученные таким образом исходные данные следует сопоставить с теоретическими значениями коэф фициента усиления, рассчитанными при различных допущениях о параметрах функции распределения энергичных протонов.

Знергия, кэо

170

<<< < Предыдущая 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 1617 / 2117 18 19 20 21 > Следующая >>>

Соседние файлы в папке книги из ГПНТБ