Бесплатный автореферат и диссертация по геологии на тему

Влияние динамики солнечного ветра на магнитосферные процессы и их геофизические проявления

ВАК РФ 04.00.22, Геофизика

Автореферат диссертации по теме "Влияние динамики солнечного ветра на магнитосферные процессы и их геофизические проявления"

РГО Ом

и '1 РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК о П СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ

'** ° '""-'-'институт СОЛНЕЧНО-ЗП/НОЙ ФИЗИКИ

На правах рукописи

УДК 550.385 550.388

Р0МАЩЕНК0 Юрий Александрович

ВЛИЯНИЕ ДИНАМИКИ СОЛНЕЧНОГО ВЕТРА

НА УАГНИТОСФЕРНЫЕ ПРОЦЛЕСЫ И ИХ ГЕОФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЯВЛЕНИЯ

04.00.22 - Геофизика

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Иркутск - 1993

Работа выполнена в Институте космофизических исследований и аэрономии Якутского научного центра СО РАН.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

В.Г.ПИВОВАРОВ

доктор физико-математических наук Е.А.ПОНОМАРЕВ

доктор физико-математических наук В.С'.СЕМЕНОВ

НИИ ядерной физики (г.Москва)

Ведущая организация:

1993 г.

Защита диссертации состоится "_

в_часов на заседании специализированного совета

Д.003.24.01 по защите диссертаций на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в Институте солнечно-земной физики СО РАН по адресу: 664033, г.Иркутск, ул.Лермонтова, 126.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИСЗФ СО РАН

Автореферат разослан 1993 г.

Ученый секретарь специализированного совета кандидат физ.-мат.наук

А.И.Галкин

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Диссертационная работа посвящена теоретическому исследованию процессов в околоземном космическом пространстве, содержит новые результаты, которые прошли апробацию и обладают научной и практической ценностью.

.- Актуальность проблемы. Выявление механизмов взаимодействия солнечного.ветра с магнитосферой Земли, установление закономерностей формирования ее крупномасштабной структуры является центральной проблемой физики магнитосферы. Эта проблема включает в себя определение основных каналов передачи энергии и импульса между солнечник! ветром и магнитосферой, а также между структурными элементами самой магнитосферы, такими как магнитопауза, плазменный слой, плазмосфера. Большое значение в решении этой проблемы занимает выявление роли магнитосферно-ионосферных связей.

Важное место в физике магнитосферы занимает исследование ее динамических свойств. Основной интерес, при этом, представляет выявление закономерностей развития такого динамического явления как суббуря. Актуальность изучения крупномасштабных процессов в.магнитосфере кроме фундаментального аспекта имеет и большое прикладное значение,-поскольку состояние среды в околоземном космическом пространстве оказывает влияние на жизнедеятельность биологических объектов и сложных технических систем.

. В настоящее время известно, что в основе формирования структуры и динамики магнитосферы, лежит механизм пересоединения межпланетного и геомагнитного полей, а также квазивязкое взаимодействие солнечного ветра с магнитосферой. В основе квазивязкого взаимодействия лежат диссипативные процессы, обеспечивающие перенос энергии и импульса солнечного ветра внутрь магнито-

сферы. Аналогичные процессы могут играть важную роль в формировании структуры магнитосферы, магнитосферно-ионосферных связей, а также лежать в основе развития динамических процессов в магнитосферно-ионосферной системе.

Работа выполнена в рамках плановой тега "Диссипативные процессы в космической плазме и формирование солнечно-земных связей" (Государственный регистрационный № 79004570), а также ведущейся темы "Диагностика физических процессов в ионосферно-магнитосферной системе на высоких широтах".

Основная цель работы состоит в построении теории дисси-пативных процессов, лежащих в основе формирования крупномасштабной структуры магнитосферы и магнитосферно-ионосферных связей.

.. Новизна работы состоит в том, что в ней поставлена и впервые с единых позиций исследована проблема роли диссипатив-ных процессов в формировании структуры и динамики магнитосферы.

На основе представлений о квазивязком взаимодействии сформулирована и количественно изучена концепция пограничного слоя, возникающего при обтекании солнечным ветром магнитосферы Земли.

Впервые показано, что в формировании системы продольных токов в магнитосферно-ионосферной системе важную роль играет поляризационный ток. .

Для разработки отдельных сторон суббури привлечен механизм положительной обратной связи.в системе магнитосфера-ионосфера, который может приводить к взрывному высвобождению предварительно накопленной в ночной магнитосфере энергии. Это возмущение, в отдельных случаях, составляет основу суббуревого процесса, который развивается в условиях низкого фона ионизации Е-области ночной авроральной ионосферы.

Решена модельная задача определения самосогласованных состояний высокопроводящей плазмы в поле магнитного диполя, показавшая, что два различных состояния такой системы могут быть связаны между собой адиабатическим переходом с высвобождением энергии. Высказана гипотеза о том, что суббуря может представлять собой переход магнитосферной системы из одной устойчивой конфигурации в другое.

Предложен и изучен новый механизм формирования спектров авроральных электронов, обеспечивающих диффузное авроральное свечение.

Степень достоверности, полученных автором результатов определяется научной обоснованностью физических и математических методов, использованных в диссертации, а также использованием большого количества экспериментального материала. Последний позволил получить, с одной стороны, реалистичные оценки некоторых параметров, входящих в теорию, а с другой - сравнить окончательные расчеты с экспериментом.

Научная.и практическая ценность работы. Развитая в диссертации теория.позволяет делать содержательные предсказания о характере энергообмена между солнечным ветром и магнитосферой.

Разработанная теория процесса диффузионного ускорения электронов в магнитосфере позволяет делать количественные предсказания о свойствах диффузного аврорального свечения.

Установленный в диссертации механизм положительной обратной связи в магнитосферно-ионосферной системе позволяет понять закономерности и условия развития суббуревого процесса. Результаты диссертации целесообразно использовать в научных учреждениях, где исследуются процессы взаимодействия солнечного ветра с магнитосферой Земли и магнитосферно-ионосферные взаимодействия (НИИ® МГУ, ИКИ, ИЗМИРАН, ЛГУ, ПГИ, СибИЗМИР, НИГФИ).

На защиту выносятся:

1. Теория генерации высокоширотной системы продольных токов (зона I) в магнитосфере; результаты моделирования процесса конвекции в магнитосфере, показавшие важную роль завихренности течения зоне конвекции (учет поляризационного тока) для генерации продольных токов и электрического поля в магнитосфере.

2. Результаты точного аналитического решения задачи о плазме в поле плоского магнитного диполя и вывод из этой задачи о -Том, что в системе плазма + магнитное поле могут быть конечные энергетические переходы.

3. Теоретический анализ магнитосферно-ионосферных связей,

с учетом.состояния ионосферной проводимости, от которой зависит режим высвобождения энергии в магнитосферно-ионосферной системе . во время магнитных возмущений.

4. Теорию процесса ускорения частиц в замагниченной конвекционной среде с рассеянием частиц и результаты разработки

ее приложений к явлениям в магнитосфере для объяснения наблюдаемых эффектов в диффузных формах полярных сияний.

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав, приложения и заключения. В диссертациц^/Сстраниц машинописного текста, рисунков. Список цитируемой литературы включает^/^ источников.

Апробация работы. Основные результаты, вошедшие в диссертацию, докладывались и обсуждались на 5 Генеральной ассамблее МАГА (Прага, 1985), на 25 Пленарном заседании XАСА (Прага, 1984), 4 Международном семинаре КАДГ (Сочи, 1984), 5 Международном семинаре КАПГ (Самарканд^ 1989), 1У Международном симпозиуме по физике ионосферы и магнитосферы Земли и солнечного ветра (Львов, 1983), Международном симпозиуме "Полярные геомаг-

нитные явления) (Суздаль, 1986), Всесоюзном симпозиуме по солнечно-земной физике (Иркутск, 1986), Всесоюзном совещании "Геофизические явления в авроральной зоне" (Норильск, 1988), Международном симпозиуме "Влияние солнечного ветра на ионосферные процессы" в рамках КАПГ (Прага, 1988), на научных семинарах в НИИ® МГУ, СибИЗШРе, ИКФИА ЯНЦ).

Личный вклад автора определяется тем, что постановка большей части задач принадлежит автору диссертации, вклад автора р ■ ■ пение всех рассмотренных вопросов является основополагающим .

Содержание работы _

Во введении дана краткая характеристика состояния исследуемого вопроса, выделены основные нерешенные проблемы физики взаимодействия солнечного ветра с магнитным полем Земли. Введена концепция квазивязкого взаимодействия. В основе квазивязкого взаимодействия лежат диссипативные процессы, обеспечивающие перенос энергии и импульса солнечного ветра внутрь магнитосферы. Аналогичные процессы могут играть важную роль в формировании отдельных структур магнитосферы. При этом важную роль играют коэффициенты переноса. Во. введении сделана оценка количественной величины этих коэффициентов. Сформулирована цель работы, кратко изложено содержание работы, приведены основные положения, выносимые.на защиту.

Первая глава посвящена построению теории магнитосферной конвекции, а также теории генерации продольных токов. В настоящее время.на основании экспериментальных и теоретических работ (ссылки приводятся) можно утверждать, что переходный.слой между солнечным ветром и магнитосферой (магнитопауза) представляет собой турбулизованный плазменный слой, которому можно приписать

некоторую эффективную вязкость с коэффициентом кинематической

ных и пространственных масштабов, позволяют сделать вывод о применимости магнитной гидродинамики для описания процессов на границе магнитосферы. Оценка величины числа Рейнольдса

указывает на то, что применимо приближение тонкого погранслоя, которое и было использовано для расчета течения и магнитного поля в окрестности критической точки. При таком приближении необходимо знать параметры течения и магнитного поля по обе стороны погранслоя. Эти "внешние" параметры рассчитываются в приближении бесконечно тонкого слоя, т.е. используется идеальное бездиссипативное приближение.

Так, для определения формы магнитопаузы в экваториальном сечении и нахождения потенциала обтекания был использован прием, хорошо известный в гидродинамике. По распределению скорости вдоль границы полости найти потенциал обтекания и форму последней. Такая задача относится к классу обратных краевых задач теории аналитических функций и методы ее решения в настоящее время разработаны достаточно хорошо, по крайней мере для скоростей, имеющих степенной характер: 1Г=гг0 • Здесь -дуговая абцисса, отсчитываемая от лобовой критической точки, а £?0 - некоторый масштабный множитель. При задании тангенциальной скорости на магнитопаузе в виде (такое задание хорошо согласуется с экспериментом и, где £!„ - расстояние от диполя до подсолнечной точки) в результате строгого аналитического решения задачи получен потенциал обтекания, а также соотношение для формы магнитопаузы в экваториальном сечении.

вязкости ^яррс* Ю^-10*4 т2/сек. Более того, оценки времен-

'Ре = — 2.5 -<°Ч»<1

Следует отметить, что на больших расстояниях от подсолнечной точки полуширина хвоста стремится к конечной асимптоте ^«е = = ЗГ5» , а вся ширина хвоста к Д.гг£0 . С использованием полученного выше результата были получены решения для собственно пограничного слоя. При этом использовалась процедура, аналогичная процедуре, используемой в теории пограничного слоя. А именно, скорость внешнего течения и магнитное поле внутри слоя раскладывались в ряд Блазиуса по степеням дуговой координаты 5 ..Все неизвестные величины также раскладываются в аналогичный ряд. Тогда'для каждого члена ряда можно получить систему дифференциальных уравнений, причем для нулевого члена ряда эта система получается нелинейной (система для описания

1Г и Ь в критической точке), а для остальных членов ряда -линейные. Для решения системы был применен вариационный метод Галеркина, который в отличие от численных методов позволяет более тонко проследить поведение решения от входящих туда свободных параметров- Одним из результатов является следующий. Скорость плазмы внутри слоя будет "отставать" от скорости внешнего течения в зависимости от диссипативной нагрузки внутри слоя (ток в магнитосфере и ионосфере). Этому фактору в граничных условиях соответствует параметр Л , меняющийся от 0 до I ( А = I отсутствие диссипации - скорость внутри равна скорости вне слоя; Л = 0 плазма внутри покоится). Другим результатом является то, что вниз по течению погранслой расширяется и может заполнить собой все сечение магнитосферы, образуя при этом замкнутую полость с завихренностью внутри и задней критической точкой. Вращающаяся сердцевина магнитосферы образует еще одну самостоятельную завихренную область, которая складываясь с первой, образует ассиметричную картину конвекции в магнитосфере.

Анализ погранслоя в экваториальном и меридиональном сечениях магнитосферы (погранслои первого и второго рода) показывает, что "силы вязкости" в основном проявляются вблизи экваториальной области, поэтому в первом приближении можно считать конвективную картину плоской, сосредоточенной в экваториальной плоскости. На основании полученных результатов была построена кинематическая модель конвекции. При этом в основном уделялось внимание топологии конвективного движения. Поэтому при построении модели были допущены следующие'упрощающие предположения:

1) Область конвекции.аппроксимировалась сферической оболочкой радиуса съ .-Внутри этой оболочки на расстоянии о1 от центра расположена другая сфера радиусом , которая в какой-то мере отображает существование плазмосферы.

2) Внешняя сфера обдувается гидродинамическим потоком, скорость которого на бесконечности равна 1/ . В задаче рассчитывалась функция тока, описывающая движение плазмы внутри сфере! " (2." с учетом сферы " & ".

Было рассмотрено 2 варианта: плоский и объемный. Как известно, Еихревое движение ойисывается уравнением Кельвина-Гельм-гольца (в.магнитной гидродинамике это уравнение имеет название Грэда-Шафранова).

В сферической системе координат это уравнение имеет вид (без учета сил вязкости)

'©гг. гг ^уиг / '^ь^

Здесь ^ - косинус угла, отсчитываемый от полярной оси-, которая направлена по внешнему потоку, р - гидродинамическое давление, ^ - функция тока Стокса, При этом функция тока должна равняться нулю на внешней и внутренней оболочках (на поверхнос-

ти сфер допускается только тангенциальная составляющая скорости). Решение уравнения производилось методом асимптотического сращивания Ван-Дейка. Для первого приближения ( решение имеет вид

I

4 -

Нетрудно видеть, что при (отсутствис внутренней сфе-

ры) решение стремится к Ц<( = (а2-- г7-) ,

описывающее, как известно, сферический вихрь Хилла, при <х-> °а

-¿ъ (<-■£)

( - радиус вектор, отсчитываемый из центра сферы " $ ") Функция тока описывает изолированную сферу.в потоке.

Более детально, с учетом вращающейся сердцевины, был исследован 'Ьлоский вариант задачи, для которого исходное уравнение имеет вид:

■ „ АгО£

причем _ грат-чные условия принимались такими же, как и ранее (равенство нулю функция тока на внешнем и внутреннем цилиндрах: Ц' | = ^О). Кроме этого, на внутренний цилиндр нужно наложить дополнительный вихрь, связанный с коротацией плазмы в сердцевине магнитосферы. Функцию тока, удовлетворяющую перечисленным свойствам, можно записать в виде

% М - 2- , _ * ^ яг- / XI

-<-о(2 > <?(- ~ расстояние между цилиндрами.

Решение также было получено методом асимптотического сращивания Ван-Дейка. Внешнее решение использует малость внутреннего радиуса ¿> , внутреннее решение использует большую величину наружного радиуса а. , Ч-«Р=соГ с Ы$4 -

■ Н .

- функция тока коротации, полученная ранее в работах автора ( СО - угловая скорость вращения Земли, - масштабный множитель, зависящий от вязкости и проводимости плазмы в области плазмосферы. В изотропном случае $^ — ^^'}. В выражении для функции тока , ( .Iе$ ^ - первая Бесселева функция, а К - первый корень ее. Следует отметить, что при а.->=•«.

/ Аг \

«-(•(ч- /¡¿ъ) т.е. получается потенциаль-

ное обтекание цилиндра с наложенной коротацией, что обычно используется в моделях конвекции.

. В общем же виде получается двухвихревая асимметричная картина с областями движения плазмы как по направлению внешнего потока, так и против него, которая топологически весьма близка к картине конвекции в магнитосфере. О

Если спроецировать область втекающих и вытекающих токов, полученную по результатам Иджимы и Потемры вдоль магнитных силовых линий на экваториальную плоскость, то полученная картина . будет весьма похожа на картину конвекции. Косвенно это указывает на то, что в генерации продольных токов, .конвективное движение плазмы может играть заметную роль. Обычно при рассмотрении генерации продольного тока руководствуются выражением для поперечного тока в магнитосфере

-7 ^ Ь х V Рд.

^ - с вГ

где V Рх - поперечное давление горячей плазмы, а члены, учитывающие силы инерции и вязкие силы, отбрасываются в силу их

Рис Л. Картина конвекции в плоском варианте <Х = 20 4 = 5 сС = 10

малости. Но строгий анализ показывает, что это можно сделать не во всем пространстве. Во-перных, этого нельзя делать там, где направление градиента давления близко с направлением магнитного поля. Во-вторых, основополагающим уравнением для вычисления продольного тока служит уравнение непрерывности

ж** С <ь ■* <?..) = о

и поэтому существуют области пространства, где дивергенция от отброшенных добавок к поперечному току будет.сравнима, а в некоторых случаях и превышать дивергенцию от основного тока. Поэтому в работе рассмотрен вариант, когда.наряду с силами газового давления действуют и инерциальные силы, возникающие в конвектирующей плазме. Поэтому выражение для продольного тока можно, записать в виде

Отличие этого рыражения для продольного тока состоит в присутствии второго члена в фигурных скобках/ отражающего конвективное движение. Здесь ( , у _ скорость конвекции р^ г. Рф ч- ). Используя выражение для тока, была построена картина генерации продольного тока, которая топологически соответствует картине продольных токов, построенных при проецировании результатов Иджимы и Потемры в экваториальную область.

(Рис.2,)

Вторая глава посвящена проблеме поведения высокопроводя-щей плазмы в поле магнитного диполя. При исследовании процессов во время солнечных вспышек, или во время взрывной стадии суббури приходится сталкиваться с задачами о равновесных и неравно-

Генерация продольных токов в экваториальной плоскости магнитосферы. Сплошные линии -втекающий в ионосферу ток, точки - вытекающий

весных конфигурациях замагниченной плазмы. Подобного рода задачи исследовались еще на заре разработок по ядерному синтезу. В настоящий момент интерес к нил' снова возрос в связи с космо-физическими и астрофизическими проблемами.■ Задача эта весьма сложная, т.к. сводится к нелинейным уравнениям второго порядка, метод решения которых в полном виде еще не известен. Поэтому, не решая конкретную задачу, была сделана попытка вывести критерий равновесия, хотя бы и в упрощенном осесимметричном случае. Как правило, такое рассмотрение проводится двумя методами. Первый из них - метод малых возмущений, второй - метод, связанный с исследованием потенциальной энергии, систем, разработанный еще Релеем и часто называемый энергетическим принципом. Для трехмерного осесимметричного случая нами был применен первый метод, а для плоского случая - второй.

Для осесимметричного случая сформулирует задачу. Пусть задан трехмерный магнитный диполь, момент которого направлен по оси симметрии. В поле этого диполя можно задать некое произвольное поле давлений, связанное с протекающими в пространстве азимутальными токами. Ясно, что в общем случае' такая система будет неустойчива, и нашей задачей является найти такое распределение этих токов, когда система будет стремиться к устойчивому состоянию. В принципе, таких состояний может быть не одно.

Перевод системы из одного равновесного или квазиравновесного состояния в другое будет сопровождаться или выделением, или поглощением энергии. В случае, если процесс перехода связан некоторой адиабатой, то следует ожидать спонтанный переход из одного состояния в другие с выделением энергии. Выделенную энергию, по нашему мнению, можно связать с выделением энергии в реальных физических процессах, упомянутых выше.

Как известно, основным уравнением равновесия в магнитной гидродинамике (Шафранов доказал справедливость этого уравнения и для общего случая плазмы в магнитном поле) является

C^rcuJ, р - _ J— ^ СЪ v ГО-t Р»"]

В таком виде это уравнение неудобно использовать из-за его нелинейности. Поэтому выведем уравнение, по физическому смыслу эквивалентное предыдущему, но имеющее более простую структуру. Для осесимметричного случая введем скалярную функцию ,

представляющую собой магнитный поток системы. При этом 2>г =

^ — , а уравнение eXdirff = о удов-

летворяется тождественно. Далее, рассмотрим функционал I = Vg.nO , который представляет собой полную энергию

v

системы. (Здесь £ - внутренняя энергия плазмы при адиабати-

Р .

ческих процессах £_ = — )• Этот функционал можно проварьиро-вать в смысле Эйлера-Лагранжа и получить Эйлеровы уравнения. Например, для общей задачи о минимуме двойного интеграла

I = ^ р О, а >5 и.^ ^о/ос.^

т>

получаем уравнение Эйлера в виде

П> о.',

о

Аналогично, .для нашего случая функционал

I =Rir

su Y

г2- ь'ч в О) э J

ч-

4-V

имеет уравнение Эйлера (

^ ЧЦ. г*- ^М2 ^

Это есть основное уравнение, которое эквивалентно уравнению равновесия. Общая система уравнений магнитной газодинамики имеет вид

$ -у Р - — гл х-го^Й^ (уравнение движения)

<?14- 1 Ч-яЛ у

О $ _ _ о^-ц" ( % "5 (уравнение неразрывности)

^ V- ~

Т> Р у Р _ 1> 1 (уравнение энергии)

К этим уравнениям необходимо добавить электродинамические =. ГО"^ * 3 (закон индукции)

ЫСтгК^ О

В стационарном случае из вышенаписанных уравнений получается основное уравнение, записанное ранее. В дальнейшем будут рассматриваться такие магнитные поля, которые удовлетворяют условиям равновесия и для которых, следовательно, имеет место

Г0+ [ёь х ге4 =. о

Устойчивость положения равновесия должна быть исследована таким образом, чтобы на равновесное решение налагалось малое возмущение, после чего необходимо установить, возрастает оно или нет. Считается, как обычно, что возмущения малы по сравнению с не-мущенными вели* Со - со0 + 1*д\

возмущенными величинами, а т?^, 4) — *г? (V) -е. , где

Мы не будем приводить весь процесс линеаризации, а приведем только окончательное выражение,из которого и следует критерий равновесия.

Предварительно, для удобства, перепишем уравнение равновесия в цилиндрических координатах с,=. г*%'и© ? а-— ,

— - - Г2Ё- + & С^

^ го с, ^ ^^

при этом отметим, что

кг] гТо>Ю

дифференциальный оператор, стоящий в левой части предыдущего уравнения. Эти два выражения будут нами использованы для критерия равновесия, которое будет иметь вид:

-сог

^ ; сЛЪ2-

^ и^Г = _ £ | ур (Жхги-)2--* ±

оГР сЛЪ2-

• V ^ с/г

о(Ф

Здесь интегрирование идет по всему объему, а также было предположено, что нормальные составляющие Ц" и Ь обращаются в нуль на поверхности рассматриваемого объема. Стоящий в левой части интеграл всегда положителен, так, что знак 60г зависит от знака интеграла, стоящего в правой части. Если правая часть

отрицательна, то равновесная конфигурация устойчива, в противном случае - неустойчива. Рассмотрим члены в правой части. Первый интеграл в правой части всегда дает постоянную слагающую.

члена может быть также как положительным, так и отрицательным. Можно однако показать, что подинтегральная функция в последнем интеграле обращается в нуль, если возмущение 1У не зависит от азимутального угла Ч* , что и предполагалось.

Таким образом, магнитные поля, в системах с осевой симметрией будут устойчивы по отношению к мальм возмущениям параметров, если выполняется критерий Поэтому при решении

основного уравнения равновесия этот фактор должен учитываться. Математические трудности, связанные с аналитическим рассмотрением проблемы (численно, задачи, подобные упомянутой уже решались) вынудили нас рассмотреть простейший вариант задачи, сводящийся к плоской геометрии. Несмотря на очевидные огрехи данной задачи, нам кажется, что основные черты поведения полезны в магнитном поле нам удалось отразить.

Решение плоской задачи.

Рассмотрим двумерный магнитный диполь мощности .М . Допустим, что некоторая область пространства вблизи диполя занята горячей плазмой с давлением р . Для простоты будем считать, что внутри плазмы магнитное поле отсутствует (диамагнитное приближение), а диссипацией пренебрежем. По поверхности полости, охватывающей плазму, течет поверхностный ток, величина которого неизвестна. В задаче предполагается наличие сосредоточенного "противотока", величина которого совпадает с поверхностным, а его положение фиксируется.(координата ^1). Предполагается, что такая система находится в равновесии.

В задаче требуется найти распределение суммарного магнит-

Второй интеграл зависит от знака

последнего

чого поля, конфигурацию полости и положение ее в зависимости от входящих в задачу параметров ( М, р , ). Это кинематический аспект задачи. На втором этапе, когда параметры плазмы и магнитного поля уже получены исследуются энергетические характеристики задачи. Для решения задачи использовался аппарат аналитических функций. Кратко опишем метод ее решения. Пусть область плоскости 2- , внешняя относительно кривой С (кривая С ограничивает контур с пяазмой), отображается на область, внешнюю относительно окружности |-Ь|=-/! в плоскости ~Ь , с помощью функции "2т =-2го, 2г0 - масштабный множитель. Если в рассматриваемой области вне кривой С в плоскости 2 имеется вихрь мощности ^ в точке (наличие линейного тока в точке ) и наличие двойного вихря (магнитного диполя) мощностью в точке 3;» , то общий потенциал диполя и токов буер

дет иметь вид

ш

■2го

-1

I

где соответствует точке . В случае, когда "противо-

ток" расположен вблизи диполя (в реальности- протекание ионосферного тока), то 4,( съ4-о ч

сМ

■ь

МОЛ _

На границе полости р = П0ЭТ0МУ

• 1 ^-

Л c7^w

{р7

(первое краевое условие). Поскольку теперь известна на контуре действительная часть аналитической функции 1и | ^^ | — ^ ^

то при помощи оператора Шварца можно восстановить всю функцию внутри или вне круга. При этом у функции допускается некоторая особенность (типа полюса УЬ -порядка) в конечном числе точек. Существует и другой метод решения сформулированной выше задачи -восстановление аналитической функции по ее особенностям (нулям и полюсам), который представляет собой так называемый метод интегрирующего множителя, который и был применен для данной задачи. Восстанавливая функцию и интегрируя ее, полу-

чаем результат в виде параметрического уравнения:

Со 4:0

ЛоО^-О

Иго*--^

где параметр -Ьо связан с параметрами задачи соотношением

Р< =

Мг 4:0Ч

Отделяя мнимую и действительную часть в выражении для 2- , получаем семейство контуров, зависящих от (рис.3).

Рассмотрим энергетический аспект данной задачи.

Для вычисления энергии системы заметим, что нас интересует та часть энергии системы, которая обусловлена присутствием плазмы в магнитном поле. Для этого необходимо от полной энергии системы отнять энергию невозмущенного "пустого" поля, т.е.

"\АГ- (уГ~< -Тл7"о) -ИАГр

Здесь - полная магнитная энергия, включая магнитную энергию диполя, "ЧТо - магнитная энергия "невозмущенного" диполя,

а \Л/р= - энергия плазмы в объеме Л/" » занятой плаз-

> J

ъ-л

менной полостью. Иными словами

t. = 3

t. = 2.035

Рис.3

Плазменные конфигурации в зависимости от Р.

где значок (I) обозначает интегрирование по области с магнитным полем (2) - интегрирование по области, занятой плазмой. Используя кинематические характеристики, полученные ранее, можно без труда получить выражение для энергии системы:

^м5

г -1

4 6 (-(г?-*)

Здесь - образ координаты, где течет "противоток". Анализ этого выражения показывает, что имеет

ярко выраженный максимум в зависимости от р . Это означает, что для некоторого - существует энергетический пик системы. При этом для каждого р существует своя конфигурация оболочки с некоторым своим объемом, занятым плазмой. (Для плоского случая объем необходимо заменить площадью контура). Для изучаемого процесса площадь контура ("объем") дается выражением

2 ( РН = ^

С другой стороны,известно, что адиабатические процессы подчиня-

-V.

ются закону адиабаты Или

(Чей -<) ^ог

- ^

т.к

р=

_ ьл1

Что'

( Ь| - 4о л

Если кривая С,«^ (4«) дважды пересечет кривую ). то это

будет означать, что два энергетических уровня системы могут быть связаны адиабатическим переходом. Действительно, расчеты

показывают, что на некотором интервале ^(р} такие переходы возможны. Поскольку, для каждого параметра - существует ' только одно энергетическое состояние, то при адиабатическом переходе будет выделяться или поглощаться энергия.

Третья глава посвящена некоторым аспектам геомагнитной суббури. В этой главе предложен и реализован механизм магнито-сферной суббури, основой которого является положительная обратная связь в системе магнитосфера-ионосфера. При определенном наборе параметров, характеризующих состояние магнитосферы и ионосферы, система становится неустойчивой, что приводит к взрывному высвобождению магнитной энергии, предварительно накопленной в геомагнитном хвосте. "Спусковым крючком" в этом механизме может быть поворот ММП на север, уменьшение скорости солнечного ветра или увеличение поперечной проводимости авроральной ионосферы. Основным отличием механизма от МГД-моделей суббури, основаниих на взрывном пересоединении в хвосте магнитосферы, является уменьшение электрического сопротивления ионосферы; сопротивление плазменного слоя в хвосте при этом не меняется. При разработке данной модели было сделано предположение о существовании аоперечний проводимости в плазменном слое магнитосферного хвоста, т.е. токи в слое являются токами проводимости и определяются простой формой закона.Ома с проводимостью Каулинга. На флангах слоя генерируется электрическое ноле и ток за счет взаимодействия с солнечным ветром (МГД-генератор). Нагрузкой для генератора является центральная часть плазменного слоя и "соединенный" с ней магнитными силовыми линиями ночной участок авроральной ионосферы (ионосферный шунт). Механизм суббури заключается в следующем. Уменьшение мощности МГД-генераторов на флангах плазменного слоя ослабит ток в слое. В результате ночные авро-ральные магнитные силовые трубки начнут двигаться к Земле, уме-

ньшаясь в объеме и принимая квазидипольнуга форму, что приведет к ускорению частиц, заполняющих трубку и усилению потока высыпающихся частиц через основание трубки в ионосферу. Высыпание частиц за счет ионизации увеличит электронную концентрацию и поперечную проводимость ионосферы. Ионосфера, являющаяся шунтом для нагрузки в плазменном слое, понизит электрическое сопротивление и часть тока слоя будет "переброшена" в ионосферу. Уменьшение тока в слое ускорит движение силовых трубок к Земле и т.д. В такой схеме положительной обратной связи накопление и взрывное высвобождение магнитной энергии в ночной магнитосфере возможно, если ионосферная проводимость перед возмущением мала, а затем увеличивается.

В схематическом виде цепочка процессов, приводящих к нестационарному взрывному возмущению, приведена на рис.4. Здесь вертикальная компонента №1; - скорость солнечного ветра; £_ - электродвижущая сила МГД-генератора на флангах плазменного слоя, генерирующая ток 2 в центральной части слоя (нагрузка для £. ); V - объем ночной авроральной магнитной силовой трубки; ^ - лоток высыпающихся частиц с энергией

; ^ - функция ионизации; И- - шютность ионизации в основании силовых трубок; ^ - поперечная проводимость ночной авроральной ионосферы; - сопротивление ионосферного участка электрической цепи, которое служит шунтом для нагрузки в слое; Хс ~ ток через сопротивление (ответвление в ионосферу тока X ); У ~ "оток волнового излучения Солнца, увеличивающий ионизацию в ионосфере, также может служить "спусковым крючком" для "запуска" неустойчивости (срыва суббури). Стрелка, направленная вверх, указывает на увеличение параметра, а направленная вниз - на уменьшение.

Puc.4.

Схема развития неустойчивости, описываемой механизмом обратной положительной связи в системе магнитосфера-ионосфера Обозначения в тексте

Линейный анализ системы уравнений, описывающих цепочку процессов, изображенную на рис.4, «оказал, что при определенном состоянии магнитосферни-иинисферная система становится неустойчивой. На развитие неустойчивости влияет фоновая (перед возмущением) плотность ионизации в Е области ночной аврораль-ной ионосферы, куда проецируются силовые трубки геомагнитного поля, проходящие через плазменный слой магнитосферного шлейфа. Неустойчивость развивается при небольших значениях фоновой ионизации.

Физически это можно объяснить тем, что при высокой ионизации, когда ионосферный шунт имеет малое сопротивление, увеличение мощности МГД-генераторов на флангах плазменного слоя не приводит к значительному усилению тока в центральной части слоя, т.е. не происходит накопление магнитной энергии в хвосте магнитосферы, необходимого для взрыва. Значительная часть тока, создаваемая МГД-генераторами, течет через ионосферу, т.е. происходит прямая диссипация поступающей энергии в ионосфере. Магнитосфера "работает" в режиме системы, непосредственно управляемой условиями в межпланетной среде (влияние на мощность МГД-генераторов).

При низком фоне ионосферной ионизации сопротивление ионосферного шунта велико, токи текут в основном через плазменный слой. В этом случае магнитосфера способна накапливать магнитную энергию. После накопления энергии в хвосте магнитосфера становится неустойчивой, взрывная диссипация может происходить в результате действия предложенного механизма. "Спусковым крючком" может быть поворот ММП на север (после достаточно длительной ориентации на юг, необходимой для накопления энергии в хвосте), уменьшение скорости солнечного ветра (уменьшение мощности МГД-генератора) или увеличение ионосферной проводимости

(уменьшение сопротивления ионосферного шунта) за счет волнового • излучения во время солнечных вспышек. Отметим принципиальную возможность "запуска" возмущения в "подготовленной" магнитосфере искусственным воздействием, увеличивая поперечную проводимость в ночной авроральной ионосфере.

Таким образом, состояние ионосферы перед возмущением определяет, какой тип отклика магнитосферно-ионосферной системы на изменения параметров солнечного ветра будет реализовываться. Магнитосфера реагирует на изменения в межпланетной среде как управляемая система при высоком фоне ионизации и как система с нагрузкой и разгрузкой - при низкой фоновой ионизации.

Процесс прямого действия и процесс разгрузки - это два крайних предельных варианта отклика магнитосферы на внешнее воздействие, которые в чистом виде возможно и не реализуются. Оба процесса могут протекать одновременно, параллельно. В реальных возмущениях наблюдаются оба типа возмущений. Иногда может преобладать процесс прямого отклика, иногда - процесс разгрузки.

Четвертая глава посвящена теории фортлирования энергетического спектра высыпающихся частиц (электронов), ответственных за диффузные полярные сияния. Измерения на спутниках с полярной орбитой (ISIS' , АЕ-С, DM^p, ARCAP) дали обширные материалы по высыпаниям частиц над овалом полярных сияний. Среди множества результатов,полученных при помощи этих измерений, отметим следующие.

I. Электронные высыпания фиксируются в авроральных областях обоих полушарий даже в экстремально спокойных условиях, когда оптические эмиссии оказываются слишком слабыми для регистрации. Частицы высыпаются в полосе а $'<^10° (в спокойные периоды <§' = 68*79°, в возмущенные - = 614-71°). Долготный сектор при этом, в основном, лежит между 21.00 и 03.00 МЬТ.

Эта полоса высыпания состоит из 2-х легко определяемых зон: диффузного высыпания частиц и высыпания с ярко выраженной дискретной структурой. Зона диффузного высыпания относительно стабильна, потоки частиц в этой зоне фиксируются при любых условиях, достигая во время суббури максимума. В настоящее время мохсно считать установленным, что дискретная зона окружена диффузной зоной.

2. Сопоставление энергетических спектров электронов при диффузном и дискретном высыпаниях со спектрами электронов плазменного слоя (правда, только для геостационарной орбиты) показало, что подобие их наблюдается только для диффузной зоны: в этом случае спектры и дифференциальные потоки авроральных потоков подобны, а иногда почти идентичны спектрам и потокам захваченных электронов в плазменном слое вблизи экватора. В тех случаях, когда спутник находился в области'дискретных сияний, спектры частиц различались, хотя интенсивности потоков в этих двух областях были сравнимы.-

3. Спектр частиц, ответственных за диффузные сияния, зачастую теряет максвелловский вид и на некоторых -оболочках трансформируется в степенной. Это говорит о том, что в плазменном слое хвоста магнитосферы (а именно там, по нашему мнению, ускоряются частицы, ответственные за диффузные высыпания) наряду с обычным бетатронным механизмом существуют отличные от него механизмы ускорения. Следует отметить, что вопросам ускорения частиц в магнитосфере Земли посвящено достаточно много работ.

В первую очередь здесь следует упомянуть работы Трахтенгерца, Пономарева, Кеннела, Шабанского, а также Тверского и Бахаревой. По-видимому, каждый из механизмов, предложенных выше перечисленными авторами, имеет место. Но каждый из этих механизмов имеет свою, так сказать, "экологическую нишу" по пространству

и по энергии. Не отвергая ни один из этих механизмов, мы предлагаем свой механизм, на наш взгляд, лучше объясняющий процесс формирований диффузных вторжений в авроральную область. Основная суть этого механизма заключается в следующем.

1. Наличие флуктуаций магнитного поля в хвосте магнитосферы приводит к диффузионному механизму распространения частиц в плазменном слое, накладывающемуся на обычный адиабатический. Наличие движущейся среды, вместе с которой и движутся "рассеятели", приводит к тому, что частицы, побывавшие в области сильного поля и получившие определенное приращение энергии, за счет столкновения могут покинуть диффузионным образом эту область с нарушением адиабатических инвариантов и с сохранением некоторой доли первоначальной энергии. Но так как вероятность ухода частицы вверх по потоку уменьшается с увеличением расстояния от центра магнитного диполя (конвективный поток стремится частицу вынести в область сильного поля)} то за счет многократных блужданий такого рода частицы будет приобретать надтепловую энергию. Блувдание частиц в область сильного или слабого магнитного поля без учета столкновений приводит только

к адиабатическому их нагреву или охлаждению и изменяет только тепловые скорости частиц. Ситуация здесь схожа с моделью блуждания частицы между неподвижной стенкой и системой движущихся по направлению к этой стенке "дырявых" зеркал. Данному механизму ускорения присущи черты фермиевского механизма 2 рода, а также черты регулярного механизма ускорения Крымского.

2. Естественно, что на формирование энергетического спектра влияет механизм инжекции частиц и механизм потерь. Основным механизмом потерь в данной постановке считается механизм диффузии в пространстве скоростей в конус потерь, приводящий в конечном результате к высыпаниям в ионосферу (механизм кеннелов-

ского ргсыпания). Другим механизмом ухода частиц из системы является дрейф частиц в неоднородном магнитном поле. При этом, как известно, эффективность такого дрейфа возрастает с ростом энергии частиц, и поэтому для частиц умеренных энергий им можно пренебречь. Энергию частиц, при которой начинается интенсивный радиальный дрейф, можно оценить из условия равенства дрейфа в скрещенных полях и градиентного дрейфа, т.е. ~ ~ и соответствует энергии электрона ~35-40 кэВ.

Решение задачи.

Плотность потока частиц будем описывать уравне-

нием переноса в форме Фоккера-Планка.

Здесь Ct- - скорость конвектирующей среды, - тензор диффузии в обычном пространстве, - член, учитывающий потери за счет диффузии по питч-углам в пространстве скоростей,

~ член' y1™™01™^ изменение плотности за счет адиабатического ускорения. В общем виде эта задача не поддается аналитическому решению, поэтому необходимо провести некоторое разумное упрошение с сохранением основных черт задачи. Область хвоста магнитосферы, где происходит ускорение частиц и формирование спектра, будем аппроксимировать плоским "клином", в который втекает проводящая среда в процессе конвективного движения (рис.5). Напряженность магнитного поля В и длина силовых линий будут функциям X. , а Е - электрическое поле конвекции полагается постоянным. При этом уравнение переноса для стационарной конвекции примет вид:

к h. [* ■1 - (* -h (<-пМ - о

с11

Рис.5а.Модельное представление "клином" области конвекции в плазменном слое магнитосферы Земли

Вдс.5б. Соответствие точек дипольной геометрии и

геометрии "клина".

Сделаем оценки членов, входящих в это уравнение. Начнем с коэффициента диффузии. При свободном пробеге где

1$ - тепловая скорость, f - время между соударениями. По определению Т) ^ ^, поэтому р ~ ¿¿v . В замагничен-

ной плазме Н1 и Т>А ~ v, ^ EX Л- ,

• ¿о . е гь со С

где со - гирочастота; ¿„^W , ^ ^ ^^ _г ,

а /Dj.^"1^' " ~ ~5"* ~~ "

У замагниченной плазмы I поэтому 'Du/pj » I.

Для оценки коэффициента диффузии в турбулизованной плазме такие элементарные оценки уже не годятся. Воспользуемся некоторыми физическими (хотя, отнюдь не строгими) рассуждениями, чтобы хотя бы качественно сделать оценку этого коэффициента.

В турбулизованной плазме возникают переменные электрические и магнитные поля. Допустим, что в плазме возникли переменные электрические поля, имеющие амплитуды е' и изменяющиеся независимо в точках на растоянии ^о 4J . Эти поля вызывают дрейф частиц со скоростью ХГ^г^С ^ » которая хаотически изменяет свое направление после того, как частица продрейфует на расстоянии порядка -¿! . Коэффициент диффузии, возникающий при этом, можно оценить следующим выражением

т\ ^l'-v1 А се'/

ТЪ

Предположим теперь, что амплитуда флуктуирующих полей такова, что соответствующая анергия частицы в поле Е' имеет такой же порядок величины, как и тепловая энергия частицы, т.е. еЕ. Тогда ~ ЛА — •

Как известно, в свое время Бом ввел феноменологический коэффициент диффузии = » который по существу сов-

падает с , хотя доказательства при этом были не строгими.

Очевидно, что ТХ^Г совпадает с Т)д. в случае со? ^ I. Предполагать, что такое условие выполняется всегда и во всех областях магнитосферы, разумеется, не верно. Тем более, что эксперименты, хотя и косвенные, показывают, что в дальних областях плазменного слоя хвоста магнитосферы (1*5)» 10^. С другой стороны, некоторые косвенные оценки по энергетике тока поперек хвоста магнитосферы указывают, что при некоторых

ситуациях поперечная проводимость в плазменном слое должна р? т

быть ^ 10 /сек, что соответствует соС^ (1+10). Поскольку сведения о величине сОС в хвосте весьма противоречивы, примем компромиссный вариант. Будем считать, что — Я-т Л-

е[Ь А

где = = Ют 100 и слабо зависит по длине хвоста.

Рассмотрим член (¿.Л.), который отражает изменение

плотности Ц. £-") за счет адиабатического изменения энергии частиц. Коэффициент ^ ~ ^ сТТ"/*- изменение энергии частицы за единицу времени определяется типом взаимодействия. При движении частицы в неоднородном магнитном поле будет меняться как продольная, так и поперечная составляющие энергии, которые для данной геометрии вычисляются всегда просто. В системе координат, связанной с движущейся средой, стенки "клина" будут сближаться и поэтому в этой модели сближающихся стенок изменение продольной энергии будет

ЕУ1 £ ^ ¿■(г ~~ о г о/и- ' здесь Е -

полная релятивистская энергия. При- Тг« С. > Б-^гпС2 и

^ ^ ^ в - питч-угол; угловые скобки

означают усреднение по времени. Изменение поперечной составляющей энергии вычисляется с использованием первого адиабатического инварианта

4 оЧ- / Ы-Ь

Отсюда полное изменение энергии, усредненное по полусфере

питч-углов имеет вид

Эта формула получена в лагранжевом представлении. Если перейти к эйлеровскому представлению в стационарном случае, то это ^ выражение перепишется в форме

Обратим внимание еще на следующий факт. В данной плоской геометрии модель магнитного поля выбиралась в виде , которая довольно хорошо согласуется с измерениями Беханнона в хвосте магнитосферы (15*60 Ге ), = 2-10"^ . С учетом вышеприведенных замечаний основное уравнение переноса будет выглядеть так

± Л

1л ^»ь Ч

Ч) и I ь £-* ъи ^ '

Здесь

£о , То - характерные величины энергии и времени, а является единственным свободным параметром задачи. В это уравнение необходимо добавить член, учитывающий инжекцию частиц в систему. Для простоты будем считать, что этот источник точечный , с энергией инжекции £_о и' находящийся в точке Ь — :

Ягге-ь) п

¡мяч. ' к ]. Полное уравнение в аналитическом виде

решить не удается, но если на время допустить отсутствие кенне-ловского высьграния ( = 0), то тогда легко получить решение в автомодельном виде

эе

"7

1х17Ь>) V Ьо 4 2(4^-1)

эе - ч

Рис.ба и 6в демонстрируют данное решение. На этих же рисунках приведены (точками) данные измерения, полученные Франком на полярном спутнике. Решение полного уравнения было проведено численно. На рис.7а и 7в приведены результаты расчетов для различных о1. . Следует обратить внимание на наличие в спектре двух максимумов (в некоторых случаях второй максимум трансформируется в плато). Физически такой феномен можно объяснить следующий образом. Поскольку коэффициент диффузии зависит линейно от энергии частицы, то при малых энергиях частицы будут локализованы вблизи точки инжекции. По мере того, как частицы будут сноситься конвективным потоком вниз по течению их энергия будет увеличиваться, а тем самым будет увеличиваться коэффициент диффузии. При достаточно большой энергии, частицы диффузионным образом могут эффективно проникать вверх по течению и образовывать свою высокоэнергичнуга популяцию, что и отражается в виде второго высокоэнергичного максимума в спектре. На наш взгляд, это может иметь большое значение для формирования слоев ночной высокоширотной ионосферы.

Пятая глава носит прикладной характер и в основном посвящена теории риометрического поглощения, а также приложению результатов главы 4 к построению профилей электронной -концент-

Рис.6а

Энергетический спектр электронов. Сплошная кривая - расчет, точки - данные Франка

Рис.6в

Энергетический спектр электронов. Сплошная кривая - расчет, точки - данные Франка

ас

10 1,1

10 10!

тттпц е

ю] ю*

Рис.7а

Энергетический спектр электронов для "клиновой" модели

Л7 Ю 8" о е

10

10 Ч

10 Ч

10

10

10

ю

i ii i i и1|-1 i и мп)-г~гт

1 10

тттттг) б 10 1 10 4

Рис.7в

Энергетический спектр электронов для "клиновой" модели

4 рации в ионосфере. Остановимся подробнее на втором вопросе. При этом мы не претендуем на большую строгость и полный охват теории образования ионосферных слоев, а только демонстрируем следствия, к которым могут привести полученные результаты по формированию спектров в магнитосфере. Введем "толщу" , определив ее следующим образом

Л Т - ун , -Ун РГ V * = «

к,

где Н - толщина однородной атмосферы. Как было показано в ранних работах автора функция ионизации от частицы с энергией Е на глубине "Ь будет иметь вид

/ / N4

&НЕ-

Здесь угловые скобки означают усреднение по зенитному углу, уЛ=чп-е4Ио^ ^ Н-А- величина с размерностью квадрата энергии и зависит только от модели среды, - энергия, затрачиваемая на образование одной пары ионов. Очевидно, что полная функция ионизации равна

г>о

где нижний предел в интеграле отражает тот факт, что частицы с заданной энергией не могут проникнуть вглубь атмосферы ниже некоторой глубины. ' (3 64 114. ^

В стационарном случае = ¿.'(4-') 3 , где -

эффективный коэффициент рекомбинации. На рис.8 показано поведе-

Рур.8

Эффективный коэффициент рекомбинации. Сплошная кривая - эмпирическая функция

ние коэффициента-рекомбинации с высотой (по измерениям различных авторов). Хорошо видно, что этот коэффициент имеет две различные шкалы высоты: до 100 км t 8 км и свыше 1504170 км

17 км и переходную'область от 100 до 150+170 км. Это обстоятельство отражает различие в ионном составе трех.различных частей ионосферы. Ниже уровня 90 км находится область с отрицательными ионами, где рекомбинация происходит за счет процесса взаимной нейтрализации. Как следует из измерений, до высот £=-170 км доля молекулярных ионов очень высока (особенно днем), т.е. ¿[[М/кгПе ..Поэтому должно наблюдаться постоянство величины ol! . Небольшое уменьшение d.' с высотой в области от 100 до 150+170 км может быть вызвано только из-за роста температуры. Выше 170 км начинает уменьшаться доля молекулярных ионов, а также повышается электронная температура, поэтому о!.1 в пределах 170+300 км также падает. Экспериментальные данные нам удалось отобразить эмпирической зависимостью (на рис.8 сплошная кривая)

Htk1 , где

_ А

где И^л = км» К*;,, = 8 км. Попутно заметим следующее: До 90+95 км можно считать, что шкала высоты коэффициента рекомбинации совпадает со шкалой высот атмосферы. Этот факт существенно упрощает рассмотрение риометрического поглощения от вторгающихся протонов солнечного происхождения, т.к. глубины проникновения таких протонов лежат ниже 95 км.

Подставляя выражение для oL' в формулу Ие(^)= £

Рис.9а

Зависимость электронной концентрации от высоты и геомагнитной широты (параметр ^ )

Рис.9в

Зависимость электронной концентрации от высоты и геомагнитной широты (параметр ^ )

полупим выражение для плотности электронной концентрации в ионосфере. Рис.9а и 9в демонстрируют зависимость от

высоты.

В заключении сформулированы основные результаты работы:

I. -На основе анализа коэффициентов переноса (основополагающую роль здесь играет эффективная частота столкновений частиц с микронеоднородностями плазмы) сделано обоснование применимости магнитной гидродинамики для описания крупномасштабных процессов в магнитосфере.

- Было установлено, что.числа Рейнольдса (магнитное и обычное) для магнитосферы достаточно велики, что дало возможность использовать приближение тонкого погранслоя для задачи обтекания плазмой солнечного ветра геомагнитного диполя.

- В рамках диссипагивного погранслоя впервые был выполнен анализ течения плазмы в окрестности лобовой точки. При этом было показано, что толщина магнитогидродинамического пограничного слоя зависит от степени "вмороженности" магнитного поля внутри магнитосферы.и в ионосфере.

.- В рамках идеальной гидродинамики впервые решена.точная задача о форме магнитопаузы в экваториальной плоскости. Результаты аналитического расчета хорошо согласуются с экспериментом.

При этом оказалось, что толщина хвоста магнитосферы асимп-тотичэски стремится к , где 2.„ - расстояние от

центра диполя до подсолнечной точки.

- Установлено, что в генерации продольных токов заметную роль может играть сдвиговое течение конвертирующей плазмы. Особенно это заметно в тех областях генерации продольных токов, где градиентный поперечный ток мал.

При этом была реализована модель крупномасштабной магни-тосферной конвекции плазмы в магнитосфере.

2. Впервые решена точная задача о поведении плазмы в поле плоского магнитного диполя.

- Установлено, что система плазма плюс магнитное поле имеет метастабильные уровни, связанные адиабатическими переходами. При переходах выделяется конечное количество энергии. Результаты задачи могут быть применены к проблеме геомагнитных бурь и суббурь.

3. Для объяснения некоторых свойств динамики суббуревых процессов предложен механизм положительной обратной связи в системе магнитосфера-ионосфера.

Впервые было показано, что состояние системы магнитосфера-ионосфера зависит от фоновой концентрации электронов в ионосфере. При этом, в зависимости от фоновой концентрации магнитосфера может работать как управляемая система с накоплением и взрывным .высвобождением энергии. .

4. Теоретически исследован физический процесс, связанный с инжекцией, ускорением и высыпанием частиц из магнитосферы

и приводящий к диффузному свечению авроральной ионосферы. Основным моментом данного рассмотрения является новый механизм ускорения частиц в хвосте магнитосферы, предложенный автором.

- На основе полученных спектров построена функция электронной концентрации для ионосферы. Показано, что образование спорадических Е и Р -слоев в ночной полярной ионосфере может найти объяснение в рамках предложенного механизма ускорения частиц.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Крымский Г.Ф., Ромащенко D.A. Магнитогидродинамическая модель магнитосферы // Исследования по геомагнетизму, аэрономии и физике Солнца. 1975. М., Вып.36, с.174-199.

2. Ромащенко Ю.А. О конвективном движении вязкой проводящей жидкости в области вращающегося намагниченного шара // Геомагнетизм и аэрономия. - 1972. Вып.2. С.193-200.

3. Ромащенко Ю.А. Ускорение частиц в плазменном слое, ответственных за диффузные полярные сияния // Нестационарные потоки заряженных частиц в околоземном космическом пространстве. Якутск: m СО АН СССР, 1983. С.62-73.

4. Крымский Г.Ф., Елшин В.К., Ромащенко Ю.А. и др.'Магнитные пробки в ударных волнах и их роль в ускорении частиц // Изв. АН СССР. Сер.физ. 1978, т.42, №5. C.I075-I077.

5. Гусев А.И., Елшин В.К., Крымский Г.Ф., Ромащенко Ю.А. Коэффициенты связи для риометров и функция ионизации от протонов в полярной шапке // Физика верхней атмосферы высоких широт. Якутск: ЯФ СО АН СССР, вып.2, 1974, с.60-79.

6. Krymsky G.F., Krymsky P.P., Homashchenko Yu.A. Plasma Convection Model and Generation of Longitudinal Current in the

Earth's Magnetosphere // Adv.Space Res. 1985. V.5, IT 4.

P. 15-18.

7. Крымский П.Ф., Романов Ю.Н., Ромащенко Ю.А. Возможный механизм сезонной зависимости геомагнитных возмущений в аврора-льной зоне. Наблюдения искусственных небесных тел. № 84, часть 2. Москва, Астрономический совет АН СССР, 1988,

с.218-222.

8. Крымский П.Ф., Романов Ю.Н., Ромащенко Ю.А. Два вида реакции магнитосферы на изменения параметров солнечного ветра. Наблюдения искусственных небесных тел. № 84, часть 2. Москва, Астрономический совет АН СССР, 1988, с.228-231.

9. Крымский П.Ф., Ромащенко Ю.А. Изменение поперечной проводимости в ночной авроральной ионосфере как "спусковой крючок" суббури. Физика космической и лабораторной плазмы. Новосибирск, Наука, 1989. С.86-89.

10. Крымский П.Ф., Ромащенко Ю.А., Федоров И.Ф. МГД-течение в окрестности критической точки (количественная модель). Физика космической и лабораторной плазмы. Новосибирск, Наука, 1989. С.89-92.

В перечисленных работах полностью отражены все основные выводы и защищаемые положения диссертационной работа Ромащенко Ю.А.