научная статья по теме ВЛИЯНИЕ НОРМАЛЬНОЙ КОМПОНЕНТЫ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА КИНК-НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ТОКОВОГО СЛОЯ МАГНИТОСФЕРЫ ЗЕМЛИ Физика

Текст научной статьи на тему «ВЛИЯНИЕ НОРМАЛЬНОЙ КОМПОНЕНТЫ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА КИНК-НЕУСТОЙЧИВОСТЬ ТОКОВОГО СЛОЯ МАГНИТОСФЕРЫ ЗЕМЛИ»

ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2008, том 34, № 9, с. 834-844

МАГНИТОСФЕРНАЯ ПЛАЗМА

УДК 533.95

влияние нормальной компоненты магнитного поля на кинк-неустойчивость токового слоя магнитосферы земли

© 2008 г. А. В. Артемьев*' **, Л. М. Зелёный**, X. В. Малова**' ***, В. Ю. Попов*' **

*Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия **Институт космических исследований РАН, Москва, Россия ***НИИ ядерной физики им. Д.В. Скобельцына МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия

Поступила в редакцию 13.12.2007 г. Окончательный вариант получен 28.01.2008 г.

Исследуется устойчивость тонкого анизотропного токового слоя относительно развития кинк-воз-мущения. Показано, что для сильно анизотропных токовых слоев инкремент развития неустойчивости больше тех значений, что были получены ранее для модели изотропного слоя Харриса. Рассчитанные значения периодов колебаний составляют несколько минут. Проведено сравнение результатов с наблюдениями колебаний токового слоя магнитосферного хвоста. Полученные результаты позволяют говорить о возможном существенном вкладе кинк-неустойчивости в крупномасштабные изменения структуры токового слоя в хвосте магнитосферы Земли.

PACS: 94.30.Cl, 94.20.Wf, 94.05. -a

1. ВВЕДЕНИЕ

Токовый слой (ТС) хвоста магнитосферы Земли образуется в результате обтекания плазмой солнечного ветра собственного магнитного поля Земли [1]. Ярким проявлением взаимодействия солнечного ветра с магнитосферой являются геомагнитные возмущения - суббури. Предполагают, что ключевыми плазменными структурами, играющими роль резервуаров энергии, поступающей из солнечного ветра, являются тонкие (толщиной порядка ионного гирорадиуса Pj ) токовые слои (ТТС), образующиеся в результате утоньшения токового слоя магнитосферного хвоста в фазе зарождения суббури [2-5] на расстояниях порядка 15-20 RE от Земли. Показано, что тонкие токовые слои являются метастабильными структурами, которые относительно долго (от 15 мин до 2-х часов [4, 5]) могут существовать в квазистабильном состоянии, а затем взрывным образом разрушаться. Импульсное высвобождение накапливаемой в токовом слое энергии вызывает резкую перестройку магнитосферного хвоста [6], в частности, может происходить образование плазмоидов - плазменных структур с замкнутыми магнитными силовыми линиями. Предполагают, что основным физическим процессом, ответственным за перестройку, является пересоединение магнитных силовых линий с формированием нейтральной линии, а основной плазменной модой является разрывная (или тиринг) мода, распространяющаяся вдоль магнитосфер-

ного хвоста и обеспечивающая филаментацию токового слоя [7]. Важнейшую роль в динамике неустойчивостей играет присутствующая в магнитном поле хвоста малая поперечная компонента поля, нормальная к плоскости ТС [7, 8]. Анализ тиринг-моды, проведенный в линейной теории возмущений в самосогласованной модели анизотропного токового слоя, свидетельствует о том, что ТТС может при некоторых условиях становиться неустойчивым относительно тиринг-воз-мущений [8], при этом роль других мод колебаний до недавнего времени оставалась практически неисследованной. Более ранние исследования по ти-ринг-неустойчивости токовых слоев с толщиной порядка или меньше одного ионного ларморов-ского радиуса [9, 10] прогнозировали рост неустойчивости ТС с уменьшением его толщины, что согласуется с работой [8] по устойчивости ТТС. Как оказалось, запас свободной энергии в ТТС много больше аналогичного запаса в изотропных ТС [11]. Благодаря этому собственные частоты крупномасштабных неустойчивостей для ТТС могут значительно отличаться от получаемых в рамках изотропных моделей ТС [10, 12].

В настоящей работе основное внимание уделено исследованию возмущений в ТТС, которые, в отличие от тиринг-моды, распространяются не вдоль магнитного поля хвоста, а вдоль поддерживающего его тока [13]. В солнечно-магнитосфер-ной системе координат (ось X направлена от Земли к Солнцу, ось Y - с утренней стороны Земли на

влияние нормальной компоненты магнитного поля

асимметричная кинк-мода симметричная кинк-мода

835

Рис. 1. Симметричная и асимметричная кинк-моды.

вечернюю, а ось Z - с юга на север) токовый слой магнитосферного хвоста располагается в экваториальной плоскости (X, Y}, а ток течет в положительном Y-направлении. Рассматриваемые моды представляют собой поперечные волновые возмущения, распространяющиеся вдоль оси Y. Линейная теория дает возможность классифицировать данное возмущение по модам: одна из них является симметричной (в литературе она носит еще название "sausage" - перетяжечная), другая асимметричной (или просто кинк-мода) по отношению к плоскости ТС (рис. 1). Недавно при измерениях с помощью спутников Cluster было обнаружено, что в токовом слое магнитосферного хвоста наблюдаются колебания, которые были интерпретированы как кинк-мода, распространяющаяся вдоль оси Y [2]. Оценка характерного периода таких колебаний составила от одной до нескольких минут [2, 14-16]. Кинк-колебания в ТС магнитосферного хвоста происходят с большой амплитудой и, соответственно, вектор плотности тока j в них иногда направлен под большим углом к плоскости XY.

2. ПРЕДЫДУЩИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ КИНК-НЕУСТОЙЧИВОСТИ.

ПЕРСПЕКТИВЫ УЧЕТА АНИЗОТРОПИИ В РАСПРЕДЕЛЕНИИ ЧАСТИЦ

Ранее теоретические исследования асимметричной кинк-моды [12] и соответствующей симметричной моды [17] проводились в рамках изотропной модели токового слоя - так называемой модели Харриса [18, 19]. Полученные численные результаты свидетельствовали о том, что при реалистичном отношении масс ионов и электронов т,¡те ~ 103 развитие кинк-неустойчивости происходит очень медленно (инкремент у ~ А1те1 т{ много меньше гирочастоты ионов [12]), поэтому кинк-неустойчивость не могла объяснить силь-

ные колебания токового слоя. Кроме того, действительная часть юг частоты колебаний связана

со скоростью диамагнитного дрейфа V0 =

2 -1

= vT¡ю¡ (г)й 1пп ¡йг соотношением юг ~ Vв к. Для ТС Харриса V0 сопоставима с дрейфовой скоростью ионов щ [17, 20], что делает период осцилля-ций несопоставимо малым по сравнению с эффектами [16], наблюдаемыми в реальных условиях магнитосферы.

Существуют два метода изучения кинк-неустойчивости, разработанные ранее для ТС Харриса. Первый метод учитывает кинетическую природу неустойчивости и основан на механизме Ландау передачи энергии от резонансных частиц волне [17, 20, 21]. Второй метод основан на рассмотрении крупномасштабных кинк-колебаний в МГД-приближении [22, 23]. Для ТС Харриса было показано, что оба подхода дают сопоставимые результаты для дрейфовой (юг ~ Vв к) кинк-неустойчивости [12].

Приведем краткий обзор результатов предыдущих работ по кинк-колебаниям в рамках МГД-подхода. Данный подход сводится к решению линейного уравнения колебаний для амплитуды возмущенной нормальной компоненты потоковой скорости 5^. В наиболее полном рассмотрении, с учетом разделения зарядов и наличия индукционного электрического поля, данное уравнение было получено для ТС Харриса в двухжидкостном МГД-приближении, но с модельным отношением масс т, ¡те = 1 [22]. Так как для ТС Харриса выполняется условие V 0 = щ, то в

длинноволновом приближении величина ю порядка кщ, что является слишком большой величиной по сравнению с данными наблюдений [2]. В двухжидкостном приближении с более реалистичным отношением масс (т,¡те > 1) при использовании

инжектируемые ионы

источники

г

Рис. 2. Схема токового слоя.

условия квазинеитральности получаемая поправка для действительной части частоты кинк-не-устоИчивости имеет порядок кщ (те /т1 )/(1 + те /т,) и является пренебрежимо малоИ по сравнению с основноИ частью частоты ю ~ ки, [12]. Данные результаты были обобщены на случаИ ТС с не-нулевоИ поперечноИ компонентой магнитного поля Бг Ф 0, но в пренебрежении дреИфовоИ скоростью (и, = 0) [23]. В этом случае деИствитель-ные части частот получаются малыми ю ~

~ кЬ^ (Э Бх/ Э г )(Э Бг / Эх) и сопоставимыми с наблюдаемыми, так как в системе уравнениИ не присутствует частотныИ сдвиг ~кщ (щ = 0).

Таким образом, следующие из МГД-модели результаты по кинк-неустоИчивости равновесных конфигурациИ с ненулевыми дреИфовыми скоростями плазмы j/(eи) ~ и, плохо согласовывались с экспериментальными данными. Кинетическое же рассмотрение было проделано для ТС с нулевоИ нормальноИ компонентоИ магнитного поля, что не позволяло проводить сравнение с наблюдательными данными. В токовом слое хвоста магнитосферы всегда присутствует нормальная компонента магнитного поля Бг Ф 0, вследствие чего силовые линии магнитного поля сильно искривлены, а потоки плазмы из северного и южного источников (ими могут быть, например, сол-нечныИ ветер и ионосфера) текут вдоль силовых линиИ в противоположных направлениях, поддерживая токовыИ слоИ (рис. 2). Было показано, что в фазе накопления суббури магнитосферныИ хвост, как правило, вытягивается и утоньшается. Тонкая токовая структура, образующаяся на ближнем к Земле крае токового слоя, может играть ключевую роль в геомагнитных возмущени-

ях как резервуар для запасания и высвобождения (во время пересоединения магнитных силовых линиИ) энергии солнечного ветра, втекающего в магнитосферу. Таким образом, существует необходимость создания более реалистичных мо-делеИ анизотропного токового слоя и исследования их устоИчивости. В таких конфигурациях можно ожидать возникновения колебаниИ с совсем другими периодами и инкрементами собственных мод, нежели для ТС Харриса. Подоб-ныИ эффект наблюдался и для разрывноИ моды [8], для котороИ анизотропная модель ТТС предсказывает существование областеИ параметров, где инкремент положителен, в противоположность результатам, полученным для ТС Харриса [24, 25].

В конце 90-х годов была создана модель анизотропного токового слоя с ненулевоИ нормальноИ компонентоИ магнитного поля (Бг Ф 0). В качестве основного носителя тока, поддерживающего существование магнитноИ конфигурации, рассматриваются спеИсеровские ионы с разомкнутыми на бесконечности орбитами. По сравнению с токовым слоем Харриса для рассматриваемоИ плаз-менноИ конфигурации характерна анизотропия функциИ распределения плазмы по обе сторон

Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.

Показать целиком