/
Author: Новиков Л.С. Панасюк М.И.
Tags: солнечная система звезды и звездные системы вселенная физика астрономия космос космология
ISBN: 978-5-98227-418-2
Year: 2007
Text
СОДЕРЖАНИЕ
ТОМ I
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
1. ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ
ИЗЛУЧЕНИЙ
1.1. Вселенная и Метагалактика 11
1.2. Галактические космические лучи 62
1.3. Аномальная компонента космических лучей 96
1.4. Космическое рентгеновское и гамма-излучение 111
1.5. Нейтринная астрофизика 176
1.6. Модель галактических космических лучей 208
2. СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
2.1. Солнце и солнечная корона 219
2.2. Солнечная активность 252
2.3. Солнечные вспышки 272
2.4. Солнечные космические лучи 294
2.5. Солнечный ветер и гелиосферное магнитное поле 314
2.6. Граница гелиосферы 360
2.7. Модель солнечных космических лучей 402
3. ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
3.1. Магнитосфера Земли 417
3.2. Внешние плазменные оболочки магнитосферы 456
3.3. Кольцевой ток 482
3.4. Радиационные пояса 518
3.5. Авроральная магнитосфера 547
3.6. Проникновение космических лучей в магнитосферу 579
3.7. Излучение на малых высотах 592
3.8. Геомагнитные пульсации 611
3.9. Радиационные условия на орбитах космических аппаратов 627
3.10. Радиационная дозиметрия в космическом полете 642
4. ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
4.1. Атмосфера Земли 668
4.2. Транзиентные электромагнитные явления в атмосфере Земли 727
4.3. Ионосфера Земли 744
4.4. Радиационные условия в нижней части атмосферы Земли (до высот 50-60 км) 781
4.5. Физические условия вблизи Луны и планет Солнечной системы 794
^250^
1755-2005
60 ЛЕТ
НИИЯФ
МГУ
Издание посвящается
50-летней годовщине
запуска первого z
искусственного
СПУТНИКА ЗЕМЛИ
ОТ РЕДАКТОРОВ ИЗДАНИЯ
50 лет назад ученые Московского государственного уни-
верситета имени М.В. Ломоносова приступили к исследованию
космического пространства с помощью искусственных спут-
ников Земли. Созданная в НИИ ядерной физики МГУ име-
ни Д.В. Скобельцына научная аппаратура второго советского
ИСЗ, который был запущен в ноябре 1957 г., позволила впер-
вые зарегистрировать частицы радиационного пояса Земли.
Дальнейшие интенсивные исследования космоса дали
огромное количество результатов, столь необходимых для
развития космических наук и технологий. Для их обобщения
по инициативе директора НИИЯФ МГУ академика С.Н. Вер-
нова в 1964 г. было осуществлено первое издание научно-
технического сборника «Модель космоса», подготовленного
сотрудниками НИИЯФ МГУ и их коллегами из научных
организаций и предприятий космической промышленности.
Всего «Модель космоса» издавалась семь раз, последнее из-
дание вышло в 1983 г.
Перед читателем - 8-е издание «Модели космоса», состо-
ящее из двух томов. В первом томе традиционно описывают-
ся физические условия в космическом пространстве. Второй
том посвящен рассмотрению влияния факторов космического
пространства на материалы и оборудование космических
аппаратов, а также ставших весьма актуальными вопросов,
связанных с воздействием ракетно-космической техники на
окружающую среду. В отличие от предыдущих изданий, мы
отказались от третьего тома - сборника расчетных моделей
окружающей среды, поскольку в настоящее время такие моде-
ли распространяются исключительно в компьютерных интер-
активных версиях. Их краткие описания и сравнительные
характеристики представлены в первом томе.
Как и прежние издания, настоящее в первую очередь рас-
считано на работников космической промышленности, а так-
же студентов и аспирантов, специализирующихся в области
космических исследований. Надеемся, что книга окажется
полезной и для научно-технических работников смежных
областей.
М.И. Панасюк
Л. С. Новиков
МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В. ЛОМОНОСОВА
НАУЧНО-ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ имени Д.В. СКОБЕЛЬЦЫНА
МОДЕЛЬ КОСМОСА
ВОСЬМОЕ ИЗДАНИЕ
Том I
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ
В КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
Под редакцией
профессора М.И. Панасюка
УНИВЕРСИТЕТ
КНИЖНЫЙ дом
МОСКВА
2007
иЪШЭч КОСМОСА и &СТЬд
УДК 523+524
ББК 22.38+22.6
М74
Издание осуществлено при финансовой поддержке Российского фонда
фундаментальных исследований по проекту № 07-02-07021
и гранта «Формирование системы инновационного образования
в МГУ имени М.В. Ломоносова» Национального проекта «Образование»
МОДЕЛЬ КОСМОСА
Под редакцией
проф. М.И. Панасюка и проф. Л.С. Новикова
Редакционная коллегия 1-го тома
М.И. Панасюк, Е.Е. Антонова, Л.Л. Лазутин, С.А. Красоткин
Редакционная коллегия П-го тома
Л.С. Новиков, В.Н. Милеев, Г.Г. Соловьев, В.Н. Черник
Технический редактор - Е.Н. Воронина
М74 Модель космоса : Научно-информационное издание : В 2 т. / Под ред. М.И. Пана-
сюка, Л.С. Новикова. - Т. 1 : Физические условия в космическом пространстве. - М. :
КДУ, 2007. - 872 с.: табл., ил.
ISBN 978-5-98227-418-2
ISBN 978-5-98227-419-9 (Т. 1)
Первый том двухтомника посвящен описанию характеристик Вселенной, физических полей,
заполняющих межзвездное пространство и гелиосферу, планет Солнечной системы, физических
условий в околоземном космическом пространстве. Рассмотрены расчетные модели радиацион-
ных поясов Земли, галактических и солнечных космических лучей, необходимые для оценок
радиационного риска космических полетов и воздействия космической среды на космические
аппараты. Приведены справочные материалы для выполнения конкретных расчетов.
Во втором томе представлены основные эффекты взаимодействия космических аппаратов с
окружающей средой.
Книга рассчитана на работников космической промышленности, студентов и аспирантов, спе-
циализирующихся в области исследования космического пространства.
УДК 523+524
ББК 22.38+22.6
© Научно-исследовательский институт
ISBN 978-5-98227-418-2 А Я
ISBN 978-5-98227-419-9 (Т. 1)Х ---------
ядерной физики имени Д.В. Скобельцына
< МГУ имени М.В. Ломоносова, 2007
©^Издательство «КДУ», 2007
6
СОДЕРЖАНИЕ
ТОМ II
ВОЗДЕЙСТВИЕ КОСМИЧЕСКОЙ СРЕДЫ
НА МАТЕРИАЛЫ И ОБОРУДОВАНИЕ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
Введение. Современное состояние и перспективы исследований взаимодействия
космических аппаратов с окружающей средой 10
1. ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
С ОКРУЖАЮЩЕЙ СРЕДОЙ
1.1. Моделирование процессов формирования собственной внешней
атмосферы и загрязнения поверхности космических аппаратов 39
1.2. Численное моделирование процессов массопереноса в окрестности
космических аппаратов 60
1.3. Лабораторные и натурные эксперименты по изучению газодинамических
процессов в окрестности космических аппаратов и на их поверхности 91
1.4. Расчетно-экспериментальное определение проводимости каналов
в свободномолекулярном потоке 117
1.5. Газовыделение материалов космических аппаратов 139
1.6. Воздействие атомарного кислорода на материалы и элементы конструкции
низкоорбитальных космических аппаратов 171
1.7. Воздействие ионизирующей радиации и оптических излучений
на полимерные материалы 207
1.8. Электризация космических аппаратов в магнитосферной плазме 236
1.9. Математическое моделирование электризации космических аппаратов 276
1.10. Объемная электризация диэлектрических материалов космических аппаратов 315
1.11. Исследование радиационно-электрических процессов в диэлектриках
при облучении электронами с энергиями до 100 кэВ 343
1.12. Радиационная электропроводность полимеров 361
1.13. Исследование радиационной проводимости диэлектриков 377
1.14. Изменение свойств материалов под действием солнечного электромагнитного
излучения 395
1.15. Радиационная стойкость полимеров в условиях космического пространства 414
1.16. Воздействие космических излучений на оптические материалы 437
1.17. Компьютерное моделирование распределения поглощенной дозы
и внедренного заряда в элементах конструкции космических аппаратов 450
1.18. Поверхностные радиационные эффекты в интегральных схемах 466
1.19. Радиационные эффекты в интегральных схемах от отдельных ядерных частиц 494
1.20. Повреждение космических аппаратов ударами твердых частиц естественного
и искусственного происхождения 519
2. ПРОБЛЕМЫ РАЗРАБОТКИ И ЭКСПЛУАТАЦИИ КОСМИЧЕСКИХ СИСТЕМ
2.1. Функционирование солнечных батарей в космической среде 561
2.2. Изменение свойств терморегулирующих покрытий под действием факторов
космического пространства 595
2.3. Проблемы применения электроракетных двигателей на космических аппаратах 615
2.4. Использование ядерных энергетических установок в космической технике 660
2.5. Разрушения космических аппаратов в столкновениях с космическими объектами 682
СОДЕРЖАНИЕ
7
2.6. Лабораторные исследования радиофизических характеристик и эффектов
электродинамического воздействия электроракетных двигателей 701
2.7. Задачи совершенствования антистатической защиты космических аппаратов 736
2.8. Методология обеспечения стойкости космических аппаратов к воздействию
ионизирующих излучений 753
2.9. Моделирование электризации космических аппаратов в лабораторных условиях 767
2.10. Повышение радиационно-защитных параметров стеклянных покрытий
за счет внедренного электрического заряда 781
2.11. Моделирование на ускорителях потока электронов радиационных поясов
Земли 800
2.12. Методы испытаний на стойкость к воздействию радиационных факторов
космического пространства и импульсную электрическую прочность 815
3. ВОЗДЕЙСТВИЕ РАКЕТНО-КОСМИЧЕСКОЙ ТЕХНИКИ НА ОКОЛОЗЕМНУЮ СРЕДУ
3.1. Влияние ракетно-космической техники на озоносферу, ионосферу и нейтральный
состав верхней атмосферы 834
3.2. Активные воздействия на околоземную среду 855
3.3. Активные эксперименты и антропогенные эффекты в околоземной среде:
методология, аппаратура, результаты 891
3.4. Динамика искусственных плазменных образований в окрестности космических
аппаратов 918
3.5. Космический мусор - новая техногенная среда в околоземном космическом
пространстве 946
3.6. Проблема ограничения техногенного засорения околоземного космического
пространства 983
3.7. Возможные последствия столкновений фрагментов космического мусора
и космических аппаратов с ядерными источниками энергии на борту 993
4. НАТУРНЫЕ НАУЧНО-ТЕХНИЧЕСКИЕ ЭКСПЕРИМЕНТЫ
4.1. Научно-технические эксперименты на орбитальных космических станциях 1004
4.2. Исследование материалов и покрытий внешних поверхностей космических
аппаратов в условиях космического пространства 1018
4.3. Изучение свойств материалов в эксперименте «Компласт» на орбитальном
комплексе «Мир» и Международной космической станции 1039
4.4. Натурные исследования стойкости полимерных композиционных материалов
к воздействию факторов космического пространства 1056
4.5. Изменения диэлектрических свойств полимеров и композиционных
материалов при длительной экспозиции в космических условиях 1068
5. СТАНДАРТЫ И ИНФОРМАЦИОННЫЕ СИСТЕМЫ
5.1. Стандартизация космической среды: отечественные и международные аспекты
проблемы 1082
5.2. Стандартизация методов испытаний материалов на стойкость к воздействию
космической среды 1095
5.3. Справочная система информационного обеспечения по стойкости
неметаллических материалов к воздействию факторов космического
пространства 1109
5.4. Разработка информационно-технологической системы «Космотест»
по радиационному и космическому материаловедению 1117
«...Мне представляется, что должна существовать
органическая связь между такими, казалось бы, разнород-
ными явлениями, как:
• возникновение частиц сверхвысоких энергий вплоть
до Ю20 эВ;
• создание космических лучей с энергией 107-1010 эВ на
Солнце',
• возникновение внешнего радиационного пояса Земли,
в составе которого наблюдаются электроны с энер-
гией 10-106 эВ.
Хотя... характер процессов, ответственных за эти
явления, должен быть в известной степени различным,
в основе таких процессов лежат одни и те же законы
физики космической плазмы».
С.Н. Вернов
1962 г.
ПРЕДИСЛОВИЕ
к первому тому восьмого издания «Модели космоса»
Мы предлагаем читателю восьмое издание «Физических условий в космическом
пространстве» - первого тома «Модели космоса». Авторский коллектив книги - в
основном сотрудники МГУ - постарались донести до читателей основные дости-
жения в этой области физики космического пространства за 50-летнюю историю ос-
воения космоса. Безусловно, акцент в содержании был сделан на исследования в об-
ласти физики космоса и астрофизики, проводимые учеными МГУ, а также с участием
университетских ученых в коллаборациях. Как и прежнее издание, изложение мате-
риала находится на уровне, доступном широкому кругу читателей. Настоящая книга -
коллективная монография, допускающая авторскую интерпретацию порой одних и
тех же явлений. Представляется, что это является отличием и преимуществом подоб-
ного рода изданий. Авторы монографии постарались отобразить в этом томе наибо-
лее существенные детали описываемых явлений и объектов, с тем чтобы у читателя
имелась возможность не потерять цельности представления о них.
Редакторы и авторы будут благодарны читателям за все высказанные пожелания
и замечания по улучшению качества и содержания будущих изданий.
Редактор первого тома
М.И. Панасюк
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ
И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ
КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
Мурзин В.С.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
В данной главе рассмотрены основные наблюдательные данные о свойствах
Метагалактики, имеющие значение для физики космических лучей, а также особен-
ности различных компонент космического излучения.
1.1.1. Определения
Вселенная - это окружающий нас материальный мир, как доступный нашему
наблюдению, так и лежащий за пределами наших возможностей. Вселенная бес-
конечна в пространстве и времени. Экспериментальных доказательств этого нет,
и существование такой Вселенной основано лишь на мировоззрении. С точки
зрения современных моделей происхождения Метагалактики, она «возникла из
ничего», подобно тому, как возникают виртуальные частицы. Поэтому суммарная
энергия Метагалактики и ее электрический заряд равны нулю.
Предметом конкретного научного исследования, как экспериментального, так и
теоретического, является Метагалактика (в последнее время теоретики пытаются
представить себе явления, происходящие и за пределами Метагалактики; отблески
процессов, происходивших в такой «философской» Вселенной, пытаются пред-
сказать и обнаружить в Метагалактике). При этом постулируется, что фундаменталь-
ные законы природы, установленные и проверенные в земных лабораториях, спра-
12
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
ведливы и для Метагалактики до планковских масштабов пространства и времени
(планковская длина составляет 10“35 м, а планковское время - КГ43 с). За пределами
этих масштабов классические представления о пространстве и времени непримени-
мы, и следует учитывать, как сейчас считают, квантование гравитации.
В основе лежит космологический принцип: в Метагалактике не может существо-
вать выделенных наблюдателей, т. е. свойства Метагалактики не зависят от того, от-
куда мы на нее смотрим.
1.1.2. Метагалактика
1.1.2.1. Крупномасштабная структура Метагалактики
Основными элементами Метагалактики являются галактики. Галактики не су-
ществуют как отдельные системы. Под действием гравитации они образуют скопле-
ния - кластеры. Число галактик в отдельном кластере может быть весьма невелико,
но может достигать и нескольких тысяч. Обычно кластер галактик простирается на
миллионы световых лет (световой год равен пути, проходимому светом за год:
1 сг = 9,461 -1015 м). Например, наш собственный Млечный путь принадлежит клас-
теру, известному как локальная Местная группа. Самая большая галактика в этой
группе - туманность Андромеды - спиральная галактика, расположенная на расстоя-
нии более чем два миллиона световых лет от Млечного пути (см. рис. 1.1.1, где при-
веден пример спиральной галактики). Локальная Местная группа галактик составляет
шестьдесят размеров нашей собственной Галактики.
Кластеры галактик сгруппированы в суперкластеры, которые простираются на
сотни миллионов световых лет. Наша Местная группа принадлежит к суперкластеру
Дева, или Вирго (от лат. virgo - дева). Он содержит тысячи галактик. Метагалактика,
Рис. 1.1.1. Спиральная галактика М55
таким образом, может рассматриваться
как иерархическая структура супер-
кластеров, кластеров галактик и отдель-
ных галактик.
Чтобы представить себе масштабы
иерархической структуры, обратимся к
табл. 1.1.1, где показаны расстояния
между типичными объектами.
По астрономическим данным воз-
раст наиболее старых астрономических
объектов достигает десятка миллиардов
лет. Поэтому если мы очертим мыс-
ленно сферу радиусом 1О10 световых
лет, то получим размер области, от-
куда до нас могут доходить сигналы
от таких объектов. Эту область назы-
вают горизонтом события, и в этом
смысле размер Метагалактики равен
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
13
Таблица 1.1.1
Шкала типичных расстояний
Объекты Расстояние
сг (световой год) км
Расстояние от Солнца до Земли 1,510'5 1,510’
Самая близкая звезда 4,3 41013
Диаметр Млечного пути 105 1018
Кластер галактик > 106 >10”
Размер Метагалактики > 10'° >1023
1О10 световых лет = 1028 см = 3,2-109 пк (1 пк - парсек - расстояние, с которого видна
орбита Земли в пределах одной угловой секунды: 1 пк = 3,09-1018 см).
Внегалактические объекты малого углового размера, отличающиеся большим
радиоизлучением, получили название квазаров - квазизвездных источников радио-
излучения. Это наиболее удаленные объекты, которые удалось рассмотреть до
настоящего времени. Квазары испускают огромное количество энергии. Светимость
квазаров составляет 1045-1048 эрг/с, но источник этой энергии еще неизвестен.
Полагают, что квазары являются активными ядрами некоторых галактик с размерами
не более 1011 км. Полная энергия излучения квазаров за время их активной жизни
(~108 лет) составляет 106,-1063 эрг.
Структура галактик разнообразна. Различают три типа галактик: спиральные,
имеющие рукава (рис. 1.1.1), эллиптические, в форме эллипсоидов с очень плавным
распределением яркости, и «неправильные», к которым относятся все остальные.
Четких границ между классами галактик нет.
Если мы ограничимся самыми яркими галактиками (около 1 500), то их класси-
фикация выглядит следующим образом:
• спиральные (класс S) - 61 %;
• линзовидные (класс SO) - 22%;
• эллиптические (класс Е) - 13%;
• неправильные (класс 1г) - 4%.
Светимости и массы галактик меняются в очень широком интервале: от
гигантских эллиптических галактик массой 1013Мс (Мс- масса Солнца), обладающих
колоссальной светимостью, до карликовых галактик, немного превышающих круп-
ные шаровые скопления массой порядка (106-107)Л/с.
Пространственная плотность галактик, подобных нашей, составляет примерно
10"2Мпк~3, а характерный размер 10-20 кпк (если принять постоянную Хаббла
60 км-с-,-Мпк-1 - см. ниже). Ближе других к нам расположена туманность Андроме-
ды (галактика М31). Расстояние до нее равно 570 кпк, т. е. лишь в 30 раз превышает
размеры нашей Галактики. Обе являются главными членами Местной группы.
Самые мощные современные телескопы способны зарегистрировать миллиарды
галактик.
14
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.1.2.2. Расширение Метагалактики
В начале XX столетия ученые думали, что Вселенная бесконечна и устойчива.
Даже Альберт Эйнштейн по этой причине ввел в свои уравнения знаменитую космо-
логическую константу А.
В 1922 г. Александр Фридман показал, что Вселенная нестационарна: небольшое
возмущение заставило бы ее сокращаться или расширяться. Уравнение состояния
«Вселенной Фридмана» основано на балансе различных форм энергии:
1 dR]2 8nG Ac2 , с2
-------= -----Pv< +-----К--
R(t) dt) 3 м 3 R2
(1.1.1)
где R - возрастающий масштабный коэффициент Метагалактики; рм - плотность ве-
щества в Метагалактике; G - гравитационная постоянная; к= {-1,0, 1} представляет
три возможных конфигурации для Метагалактики: открытая, плоская или закрытая.
Сейчас полагают, что геометрия Метагалактики эвклидова и к = 0.
Таким образом, коэффициент расширения Метагалактики зависит от плотности
вещества рм и космологической константы А = 8лСруас, где pvac - плотность энергии
вакуума.
В 1929 г. американский астроном Эдвин Хаббл, изучая спектры галактик в опти-
ческом диапазоне, обнаружил, что спектральные линии известных атомов в удален-
ных галактиках смещены в красную область (так называемое красное смещение).
Обычно красное смещение выражают в единицах z: z = (Zi - Zo)/^o ~ HqR/c, где Xo - длина
волны линии излучения в объекте, а X] - регистрируемая прибором. Расстояние z = оо называ-
ют горизонтом события, никакая информация из-за горизонта до нас не доходит, z = 0 соот-
ветствует настоящему времени. Величину z + 1 называют масштабным фактором.
Этот факт объясняется эффектом Доплера и может означать, что галактики дви-
жутся (удаляются от нас и друг от друга). Хаббл установил, что скорость, с которой
перемещаются галактики, пропорциональна расстоянию от нас. Это соотношение,
известное как закон Хаббла, означает, что скорость удаления галактик равна расстоя-
нию, умноженному на константу Хаббла:
и=ЯД, (1.1.2)
где постоянная Хаббла Я:
1 dR
H(t) =---------. (1.1.3)
R(t) dt
Этот закон с высокой степенью точности справедлив на расстояниях
R> 10 Мпк = З-Ю23 м.
Скалярная функция R(f) есть мера расширения Метагалактики («радиус»), а по-
стоянная Хаббла Я зависит только от времени. Сейчас считается, что она заключена
в пределах Яо~ 15-100 км-с^-Мпк"1 = (0,5-3,2)-10"18 с"1. Для очень отдаленных объ-
ектов - радиогалактик и квазаров - скорость удаления приближается к скорости
света (~0,9с). Поэтому размером Метагалактики ЯМг можно считать расстояние, на
котором скорость удаления галактик достигает скорости света с:
v~c = HoRMV и /?мг = с/Я0 ~ 5 000 Мпк. (1.1.4)
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
15
Часто постоянную Хаббла записывают в виде Hq = 100Л км-с-1-Мпк-1, где h = 0,15-1.
Значение h характеризует пределы наших знаний величины Яо- Разброс значений h
объясняется трудностью точного определения расстояний до галактик.
Чтобы проверить закон Хаббла, необходимо знать расстояния до галактик. Один из мето-
дов состоит в сравнении яркости различных галактик. Если мы найдем, что одна галактика в
четыре раза более яркая, чем другая, мы можем думать, что первая галактика в два раза ближе
к нам. Этот подход может вызвать некоторый вопрос. Действительно, мы знаем, что звезды и
галактики имеют различный размер и яркость. Но если галактики распределены в пространст-
ве однородно, то в среднем более яркие галактики расположены ближе к нам.
Существует также способ абсолютного измерения расстояний до звездных систем. Он ос-
нован на наблюдении так называемых цефеид. Цефеиды - пульсирующие звезды, светимость
которых периодически меняется с течением времени (период колебаний блеска цефеид за-
ключен в пределах от 1 до 200 суток). Всего известно около 10000 цефеид, из них около 700 в
нашей Галактике. Период пульсаций цефеид однозначно связан с их светимостью. Это позво-
ляет использовать их в качестве индикаторов расстояния и калибровки других методов.
Постоянная Хаббла связана и с возрастом Метагалактики. Если бы галактики раз-
летались с постоянной скоростью, то возраст Метагалактики ТМг составил бы
Тмг = — = ^-~2-1010лст. (1.1.5)
Яо и
Возможно, что возраст Метагалактики несколько меньше, если скорость разлета
галактик в отдаленном прошлом была больше. Можно допустить, что гравитацион-
ное воздействие постепенно тормозит разлет. Как показывают измерения, красное
смещение в различных направлениях одинаково, и, следовательно, значение посто-
янной Хаббла не зависит от направления. Метагалактика равномерно расширяется во
всех направлениях.
Наша область Метагалактики ничем не выделена ни в пространстве, ни во време-
ни. Легко понять, что подобная картина будет наблюдаться в любой другой точке
Метагалактики (космологический принцип).
Описание эволюции Метагалактики основано на Стандартной модели (СМ) или
модели горячей Метагалактики. В ней предполагается, что современная Метагалак-
тика возникла около 1О10 лет тому назад в результате Большого взрыва, при котором
высвободилась энергия, равная полной энергии Метагалактики. Возник огненный
шар - файербол, который начал быстро расширяться. Пройдя ряд превращений и
остывая, он превратился в ту Метагалактику, которую мы знаем.
1.1.3. Состав Метагалактики
1.1.3.1. Основные компоненты
Кроме галактик и их скоплений, в состав Метагалактики входят:
• звезды;
• межгалактический и межзвездный газ;
• межзвездная пыль;
• межзвездные магнитные поля;
• космические лучи различной природы;
• реликтовое излучение.
16 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.1.3.2. Межгалактический и межзвездный газ
Межзвездная и межгалактическая среда заполнена газом (Каплан и Пикельнер,
1979). Межгалактическая составляющая газовой компоненты сосредоточена в коро-
нах галактик, а также в пространстве, не содержащем галактик. Вблизи галактик на
расстояниях до 100 кпк газ имеет температуру около 107К и плотность ~10"3см~3.
В его состав входят разнообразные элементы вплоть до железа - они обнаружены по
линиям поглощения в свете галактических источников. В межгалактическом про-
странстве в окрестностях галактик наблюдаются также облака атомарного водорода
(по радиоизлучению на волне с X = 21 см). Но в целом межгалактический газ сильно
ионизован. Возможно, что он был ионизован при своем образовании в галактиках и
квазарах, но из-за малой плотности газа рекомбинация не происходит. Химический
состав газа вдали от галактик неизвестен.
О внутригалактическом, межзвездном газе известно значительно больше.
Вначале было установлено, что в галактическом пространстве присутствуют ионы
кальция (по линиям поглощения проходящего света). Позднее в межзвездной среде
были найдены и другие элементы. В межзвездном газе в небольшом количестве при-
сутствуют и молекулы, например, СН и CN. В 1973 г. с борта специализированного
спутника COPERNICUS было открыто большое количество всевозможных меж-
звездных молекул и атомов, среди которых выделяется линия водорода 110,8 нм.
По некоторым оценкам галактики включают лишь -30% всех барионов, входящих
в состав Метагалактики. Остальная часть барионов представлена межгалактическим
газом.
Важную информацию о распределении межзвездного газа дает наблюдение ра-
диоизлучения водорода на длине волны 21 см. Радиоизлучение водорода обнаружено
в спиральных галактиках и галактиках класса 1г, но оно практически полностью
отсутствует в галактиках классов Е и SO. Однако в таких галактиках газ все же при-
сутствует, так как в них удалось наблюдать спектральные линии кислорода.
Межзвездный газ (наряду с пылью) является основной компонентой межзвездной
среды. Его свойства чрезвычайно разнообразны. Например, температура колеблется
от 10 до 108 К, а плотность - от 10-4 до Ю10 см-3. Межзвездный газ отличается ярко
выраженной фрактальной структурой.
В нашей Галактике масса межзвездного газа Мг = 4-109Л/с и составляет несколько
процентов массы Галактики, причем эта масса делится поровну между молекулярной
и атомарной составляющими. Газ сосредоточен в основном вблизи ядра галактик или
в его диске, в слое толщиной в сотни парсек. Химический состав межгалактического
газа примерно совпадает с составом звездных атмосфер (Н~90%, Не- 10%, все
остальные элементы-0,1%). Однако существуют и отличия. Например, по сравне-
нию с составом Солнца межгалактический газ обеднен атомами Al, Са, Ti, Ni. Пола-
гают, что атомы этих элементов адсорбируются межзвездной пылью. Газ равномерно
перемешан с межзвездной пылью. Основным проявлением пыли является поглоще-
ние, поляризация и рассеяние света межзвездной средой. Межзвездная среда нерав-
номерна по плотности (от 10-22 до 10-12см"3). Наибольшей плотностью отличаются
области вблизи центров галактик и в дисках спиральных галактик, а также в облаках
конденсации малого размера и туманностях, молекулярных облаках. В молекулярных
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
17
облаках собрана значительная часть массы межзвездной среды. В 5 000 гигантских
облаков (радиус г ~ 30 кпк, М~3-105Мс, р~300 см“3, Г~20±10К) сосредоточено
до половины межзвездного газа. Он состоит в основном из молекулярного водорода
Н2 (99,99%) и СО. Межзвездная среда заполнена также и более мелкими обра-
зованиями, например, темными облаками размером меньше 1 пк с плотностью
р ~ 103 атом/см3. Однако плотность в таких облаках неоднородна, в них встречаются
уплотнения с плотностью р ~ 105 атом/см3. Масса таких облаков достигает десят-
ков Мс.
Интересное явление, которое наблюдается при прохождении радиоизлучения че-
рез космическую среду, получило название космического мазерного эффекта (открыт
в 1965 г.). Оно состоит в усилении излучения за счет непрерывного индуцированного
испускания фотонов возбужденными атомами и молекулами межзвездной среды.
Мазерный эффект наблюдается в отдельных радиолиниях с длиной волны X = 18 см.
Вначале полагали, что линия принадлежит какому-то новому веществу, которое на-
звали мистериум, однако вскоре выяснилось, что излучает молекула ОН, находящая-
ся на возбужденных уровнях. В результате возникают индуцированные переходы на
радиочастотах 1 612, 1 665, 1 667 и 1 720 МГц. Размер источников излучения достига-
ет 1013 см, что превышает размеры Солнечной системы. Плотность вещества в них в
тысячи раз больше, чем в окружающей среде. Таким образом, излучение возникает
на неоднородностях вещества в межзвездной среде или в газовых оболочках звезд.
Такие объекты получили название космических мазеров. Наиболее мощными мазе-
рами являются области ядер некоторых галактик (мощностью до 1036 эрг/с). Естест-
венно, что для существования мазерного эффекта необходимы источники энергии,
приводящие к возбуждению атомов и молекул.
Межзвездная среда приводит к изменению оптических спектров звезд, так как
поглощение в синей части спектра сильнее, чем в красной. Наблюдается также поля-
ризация света из-за рассеяния на пылинках межзвездной среды, ориентиро-
ванных вдоль крупномасштабного магнитного поля галактик, радиосвечение ней-
трального водорода (HI) на длине волны 21 см, инфракрасное излучение межзвезд-
ной пыли, светящиеся туманности ионизованного водорода (НП) вокруг горячих
звезд и др.
Плотность кинетической энергии межзвездной среды одного порядка или даже
примерно равна плотности энергии космических лучей и магнитных полей. Все эти
компоненты тесно связаны между собой.
Доля газа в массе галактик определяет темп звездообразования. В нашей Галак-
тике, например, межзвездный газ составляет чуть менее 10%, и в ней образуется
около 1МС в год. Много газа в неправильных и спиральных галактиках. Там новые
звезды рождаются очень активно. Меньше всего газа в эллиптических галактиках, и в
них новые звезды появляются редко.
Галактики наполняются газом при потере массы звездами. Это может быть звезд-
ный ветер (солнечный ветер наблюдается экспериментально). Другой механизм дей-
ствует в конце эволюции звезд при образовании компактных остатков (например, при
вспышке сверхновой, когда в результате взрыва звезда сбрасывает свою внешнюю
оболочку). Подобные остатки сверхновых, рассеиваясь в пространстве, создают
18
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Рис. 1.1.2. Положение реликтового излучения среди других типов
элетромагнитного излучения в Галактике
крайне неоднородную среду. В частности, с облаками рассеянной плазмы связано
«вмороженное» в них магнитное поле. Оно играет важную роль в распространении
космических частиц.
Полная масса газа в галактиках постепенно уменьшается, так как часть нуклонов
связана в компактных остатках после гибели звезд, - таких, как белые карлики, ней-
тронные звезды или черные дыры. Часть газа вытекает из галактик и рассеивается в
межгалактическом пространстве.
1.1.3.3. Космическая фоновая радиация
Совершенно особыми свойствами отличается микроволновое фоновое излучение.
Оно было открыто в 1965 г. и заполняет, по-видимому, всю Метагалактику, на что
указывает высокая степень его изотропии. Спектр излучения обладает характеристи-
ками излучения черного тела (распределение Планка):
7/ ч 8л/;\'3 1
7(v) = —т-----------------
с3 exp(/;v / кТ) — \
(1.1.6)
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
19
при температуре около Т» 2,7 К (см. рис. 1.1.3). Излучение получило название мик-
роволнового фонового излучения или космического фонового излучения (КФИ).
Плотность КФИ равна иКфи = 400 см-3, а плотность энергии и>Кфи ~ 0,25 эВ/см3.
Это значительно больше плотности энергии оптических, рентгеновских или
у-фотонов и сравнимо с плотностью энергии космических лучей.
Первое точное измерение температуры и спектра КФИ выполнено на американ-
ском спутнике СОВЕ (Cosmic Background Explorer), который определил температуру
излучения ТКфи = 2,726 ± 0,005 К (Mather et al., 1990) (рис. 1.1.3). Трудно придумать
какой-либо иной механизм, который приводит к такому точному спектру черного
тела, кроме горячей и плотной стадии в эволюции ранней Вселенной. Поэтому излу-
чение называют также реликтовым. Температура КФИ в основном одинакова во всех
направлениях (с точностью 10~5 К).
Однако сейчас обнаружены три формы температурной анизотропии. Две из них
связаны с общим движением Галактики, Солнечной системы и Земли в метагалакти-
ческом пространстве и не слишком интересны. Дело в том, что фоновое излучение
изотропно в Метагалактической системе координат. Поэтому должна появиться ани-
зотропия, связанная с движением Галактики относительно Метагалактики со скоро-
стью приблизительно 620 км/с, Солнечной системы (эффект Комптона-Геттинга) и
орбитального движения Земли вокруг Солнца.
Оценки, полученные СОВЕ, дают значение <(Д777)> = (1,1 ±0,1)-10"5 для ани-
зотропии реликтовых фотонов, которая, как полагают, должна свидетельствовать
о неоднородностях плотности вещества (а не только излучения) того же порядка
на ранней стадии развития мира. Вероятно, эти неоднородности (усиленные дей-
ствием гравитации) и привели к возникновению структур, которые предстают
перед нами в форме галактик, кластеров галактик, суперкластеров и т. д. (Silk and
Wyse, 1993).
На начальной стадии эволюции Метагалактики в равновесии с нагретым ве-
ществом (кварками, лептонами и др.) находилось и электромагнитное излучение.
Поэтому флуктуации плотности вещества и
излучения были одинаковы. По мере рас-
ширения Метагалактики происходило адиа-
батическое охлаждение излучения, и сей-
час оно имеет максимум интенсивности в
микроволновом диапазоне. Это излучение
является пережитком давно прошедших
эпох и получило название реликтового.
Существование реликтового излучения -
сильный аргумент в пользу нестационар-
ной модели Вселенной.
Космический микроволновой фон излу-
чался также на космическом аппарате
WMAP (Wilkinson Microwave Anisotropy
Probe), запущенном в 2002 г. в точку
Лагранжа. В отличие от СОВЕ, WMAP пре-
I, 10-4 эрг-см 2-с 1 -ср 1
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0
v/c, см 1
Рис. 1.1.3. Энергетический спектр
реликтового излучения. Погрешности
измерений столь малы, что не могут
быть показаны на рисунке
20
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Рис. 1.1.4. Температурная анизотропия микроволнового КФИ
по данным спутника WMAP
доставил возможность изучения КФИ с гораздо лучшим разрешением. Так, благодаря
этому эксперименту измерение температуры КФИ стало возможным с точностью до
миллионных долей градуса. Снимок пространственного распределения температур-
ных колебаний КФИ Вселенной показан на рис. 1.1.4. Макроскопические флуктуации
температуры свидетельствуют в пользу инфляционной теории развития Вселенной
и позволяют оценить возраст Вселенной в 13,7 млрд. лет. Достижением WMAP явля-
ется также определение состава Вселенной. Сейчас считается, что Вселенная состоит
(с точностью до 1%) из темной энергии (73%), холодной и теплой материи (23%) и
барионной материи - атомов (4%).
1.1.4. Магнитные поля (Рузмайкин и др., 1989)
Внутригалактическое пространство заполнено магнитными полями, которые при-
сущи галактикам как целому, поскольку масштабы полей значительно превышают
размеры звезд.
Динамика прохождения космических частиц через межзвездную среду в зна-
чительной степени определяется крупномасштабным магнитным полем галактик.
Масштаб его однородности достигает 1 000 пк, а среднее значение магнитного поля
(в нашей Галактике) около 10-6Гс. В условиях космической плазмы магнитное поле
обычно вморожено в среду. Это явление определяется огромными размерами
рассматриваемых объемов и, соответственно, большим временем затухания магнит-
ного поля по сравнению со временем изучаемого процесса. Формально это означает
сохранение магнитного потока через замкнутый проводящий контур при его де-
формации:
^BdS = const.
5
Вмороженность магнитного поля в плазму является хорошим приближением
практически во всех астрофизических ситуациях (даже при динамических процессах
коллапса ядер звезд). Однако в малых масштабах это приближение может не выпол-
няться, особенно на масштабах резкого изменения поля. Эти места характеризуются
резкими поворотами магнитных силовых линий.
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
21
На фоне крупномасштабной фоновой составляющей магнитного поля, существу-
ют многочисленные мелкомасштабные флуктуации (от долей парсека до сотен пар-
сек). Таким образом, магнитные поля галактик образуют сложную структуру. Иногда
ей приписывают фрактальный характер, учитывая наличие отдельных подвижных
облаков намагниченного газа. Магнитное поле «вморожено» в эти подвижные обла-
ка. Они играют огромную роль, удерживая космические лучи в Галактике и делая
потоки изотропными. Магнитные поля галактик обнаруживают и исследуют по нете-
пловому радиоизлучению галактик, например, по синхротронному излучению, по
вращению плоскости поляризации радиоизлучения, межзвездной поляризации света
звезд, по эффекту Зеемана в межзвездных радиолиниях 21 см (HI) и 18 см (ОН). Маг-
нитное поле ответственно за вытянутую форму и волокнистую структуру многих
типов туманностей, оно играет решающую роль в процессах переноса момента коли-
чества движения из межзвездных облаков при формировании звезд.
Индукция крупномасштабного магнитного поля Галактики составляет
В = 2-3 мкГс. Крупномасштабная составляющая сосредоточена в основном в иони-
зованном газовом диске Галактики. Распределение поля симметрично относительно
галактической плоскости. В плотных межзвездных облаках, туманностях и конден-
сациях, например, в космических мазерах, индукция магнитного поля может дости-
гать ~10”3 Гс (флуктуационная составляющая).
В спиральных галактиках магнитное поле наиболее сильно в рукавах, где оно в
среднем вытянуто вдоль рукавов. У некоторых галактик, например, у галактики М31
(туманность Андромеды), распределение поля имеет вид кольца, расположенного на
расстоянии около 10 кпк от центра галактики. В ряде галактик наблюдается поляри-
зация оптического и радиоизлучения, что указывает на присутствие в этих галакти-
ках крупномасштабных магнитных полей. Сильными магнитными полями обладают
радиогалактики (~КГ2-10^ Гс). Флуктуационная составляющая магнитного поля
превосходит по величине крупномасштабное поле, что может играть роль в ускоре-
нии космических лучей.
Галактическое поле является результатом гидродинамических эффектов при дви-
жении межзвездного ионизованного газа. Первоначальное слабое (затравочное) поле
в результате такого движения экспоненциально нарастает, достигая равновесия при
равенстве энергий магнитного поля и энергии кинетического движения. Затравочное
поле может появляться в результате выброса намагниченного вещества из звезд, на-
пример, в звездном ветре массивных звезд или при взрывах сверхновых.
1.1.5. Звезды
1.1.5.1. Возникновение звезд (Тэйлор, 1973)
Формирование звезд началось после того, как электроны и нуклоны образовали
атомы водорода, дейтерия и гелия. Более тяжелые элементы практически отсутство-
вали. Первоначально звезды рождались из неоднородностей в распределении веще-
ства в очень молодой Метагалактике. Области, содержащие водородный газ, начали
сжиматься под действием собственной гравитации вокруг этих неоднородностей.
22
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Сжатие происходило с ускорением, как при падении любого предмета в поле грави-
тации. Центральная область сжималась и нагревалась, пока вещество не преврати-
лось в плазму. Плотность плазмы, в конечном счете, стала настолько большой, а тем-
пература столь высокой, что началась термоядерная реакция превращения водорода в
гелий. В этот момент облако стало звездой.
В результате термоядерной реакции возникает поток энергии, распространяю-
щийся наружу. Его несет излучение в широком интервале частот. Взаимодействие
между излучением и веществом приводит к установившемуся равновесию: давление
направленной наружу радиации точно уравновешивается давлением гравитации.
Дальнейшее сжатие звезды прекращается, пока в центре производится достаточное
количество энергии. Это состояние чрезвычайно устойчиво, и размер звезды остается
постоянным. Запасов водорода хватает на миллиарды лет. Это объясняет, почему
звезды устойчивы столь длительное время.
1.1.5.2. Нуклеосинтез
Ядерные процессы в звездах изучает ядерная астрофизика. В результате ядерных
реакций в космических объектах происходит выделение энергии и образование ядер.
Эти процессы включают как ядерные реакции, так и радиоактивный распад неустой-
чивых ядер (Ишханов и др., 1999).
Реакции между заряженными частицами требуют преодоления кулоновского
барьера. Необходимая для этого энергия берется из теплового движения, для чего
требуются очень высокие температуры. Звезды разогреваются в процессе коллапса за
счет гравитационной энергии.
Процессы в звездах принято классифицировать следующим образом:
• Н-процесс - превращение водорода в гелий по реакциям водородного и угле-
родного циклов. Он служит источником энергии для звезд главной последова-
тельности;
• а-процесс - совокупность гелиевых реакций и следующих за ними реакций
ядер углерода и кислорода в выгоревших ядрах звезд-гигантов;
• е-процесс - образование железа и близких к нему элементов при температурах
3-109 К (в стадии непосредственно перед вспышкой сверхновой звезды);
• г-процесс - процесс нейтронного захвата при вспышках сверхновых.
Существуют и другие процессы ядерного синтеза, которые в совокупности позво-
ляют понять ядерно-химический состав Метагалактики.
1.1.5.3. Размеры звезд и их эволюция
Современная астрономия располагает многими методами измерения основных
звездных характеристик: светимости, цвета, радиуса, химического состава и массы.
Фактически цвет звезды определяется температурой ее поверхности. По этому
признаку звезды разбивают на классы: голубые звезды относят к классам О и В, жел-
тые - к классу G, а красные - к классам К и М. Сравнение звезд при наблюдении че-
рез светофильтры, пропускающие голубые лучи (В-фильтры) и лучи, подобные сол-
нечному спектру (V-фильтры), позволяет дать количественную меру оттенков цвета
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
23
звезд. Цвет звезды однозначно определяет температуру ее поверхности, так как звез-
ды излучают как абсолютно черные тела.
Эффективные температуры звезд лежат в пределах от 2 000 К до 50 000 К. Горя-
чие белые карлики могут иметь Тс^ ~ 100000 К. Эффективные температуры нейтрон-
ных звезд еще выше - 105-106 К.
излучения превышает силу гравитационного притяжения. В этом случае
звезды начинает вытекать из нее. Главными механизмами, создающими
излучения, являются рассеяние излучения свободными электронами, по-
излучения при атомных переходах и др. В случае, когда вещество звезды
(1.1.8)
(М.9)
1.1.5.4. Эддингтоновский предел
Одной из характеристик звезд является световой поток, который измеряется в
различных спектральных диапазонах. Если известен световой поток F и расстояние
до звезды, можно определить ее светимость:
L = 4nR2F, (1.1.7)
поскольку звезда излучает свет изотропно. При очень больших массах светимость
звезды превышает так называемый эддингтоновский предел и становится неустойчи-
вой.
Эддингтоновский предел (или критическая светимость) наступает, когда сила
давления
вещество
давление
глощение
полностью ионизовано и преобладает томсоновское рассеяние излучения свободны-
ми электронами, число которых NZ, давление излучения равно:
_ LNZ^
Р™ ~ 4ncR2 ’
где R - расстояние от центра звезды, а ат - сечение томсоновского рассеяния
(от = 6,65-10-25 см2). Сила излучения действует в основном на электроны. Ионы на-
ходятся под действием сил гравитации (М- масса некоторого объема плазмы на рас-
стоянии R от центра звезды), которые создают давление:
GM ыл
Prv=-Z2~NA,nv’
К
где тр - масса протона, А - массовое число.
Под действием этих сил происходит разделение зарядов, и электроны смещаются
относительно ионов. Но в таком случае появляется электрический заряд и начинает
действовать электрическое поле, которое препятствует разделению. Устойчивое со-
стояние достигается тогда, когда электрическая сила уравновешивается давлением
излучения. Сила гравитации удерживает ионы. В конечном итоге равенство сил гра-
витации и излучения стабилизирует звезду:
GM утл Дэдд^^СГт
R2 р 4лсЯ2
Используя численные значения коэффициентов и выражая массу звезды в массах
Солнца Мс, получим:
(1.1.10)
лэда=1,з-ю38^-4 эРг/с-
А/с Z
(1.1.11)
24
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Существование стационарных звезд выше этого предела (A/MaKC ~ 100A/c) невоз-
можно. Этот предел может меняться, если вещество звезды не полностью ионизовано
и в ряде других случаев (Зельдович и Новиков, 1967).
1.1.5.5. Диаграмма Герцшпрупга-Рассела
Существует корреляция между светимостью и цветом звезд. Эту зависимость
обычно показывают на диаграмме Герцшпрунга-Рассела (рис. 1.1.5). На ней ясно
видна диагональная главная последовательность, к ней принадлежит и Солнце (на
рисунке отмечено черным квадратом), а также другие звезды, в которых горючим
Спектральный класс
Рис. 1.1.5. Диаграмма Герцшпрунга-Рассела.
Диагональная линия показывает
главную последовательность
является водород. Особые классы
составляют красные гиганты и белые
карлики, находящиеся вне главной
последовательности.
По своему физическому состоя-
нию звезды можно разделить на
нормальные и вырожденные. Пер-
вые состоят в основном из вещества
малой плотности. В их недрах идут
термоядерные реакции синтеза. Вы-
рожденные звезды - белые карлики,
нейтронные звезды - представляют
собой конечную стадию эволюции
звезд. Реакции синтеза в них закон-
чились, а равновесие поддержива-
ется квантово-механическими эф-
фектами вырожденных фермионов
(принцип Паули): электронов - в
случае белых карликов или нейтро-
нов - в случае нейтронных звезд. К
особому классу следует отнести
черные дыры, которые в обычном
смысле звездами не являются. Белые
карлики, нейтронные звезды и чер-
ные дыры объединяют общим назва-
нием «компактные остатки».
Нормальные звезды разнообраз-
ны по своим свойствам, однако ос-
новными характеристиками, определяющими их строение и эволюцию, являются
начальная масса Ми химический состав (отношение содержания гелия и более тяже-
лых элементов к водороду). Массы звезд лежат в пределах от ~0,8Л/с до ~ 1 ООЛТс- Ес-
ли масса вещества мала, сила гравитации недостаточна для протекания термоядер-
ных реакций синтеза. С невозможностью протекания термоядерных реакций связан
нижний предел массы звезд. Верхний предел определяется ролью давления излуче-
ния в массивных звездах (1.1.11).
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
25
1.1.5.6. Рождение звезды
Формирование звезд началось после того, как электроны и нуклоны образовали
атомы водорода, дейтерия и гелия. Более тяжелые элементы практически отсутство-
вали. Первоначально звезды рождались из неоднородностей в распределении веще-
ства в очень молодой Метагалактике. Области, содержащие водородный газ, начали
сжиматься под действием собственной гравитации вокруг этих неоднородностей.
Сжатие происходило с ускорением, как при падении любого предмета в поле грави-
тации. Такой процесс называют коллапсом. Центральная область сжималась и нагре-
валась, пока вещество не превратилось в плазму. Плотность плазмы в конечном счете
стала настолько большой, а температура столь высокой (Т> 107 К), что началась тер-
моядерная реакция превращения водорода в гелий. Объекты, в недрах которых про-
текают термоядерные реакции, называются звездами.
В астрофизике существенную роль играет теорема о вириале, доказанная Р. Клау-
зиусом. Согласно теореме, среднее по времени значение кинетической энергии Х(и)
и средняя потенциальная энергия U(f) связаны друг с другом соотношением:
-2<Ди)> = <Цг)>. (1.1.12)
Тогда полная энергия звезды, равная сумме тепловой (т. е. кинетической) и по-
тенциальной энергии, определяется соотношением:
£ = <Ди)> + <Цг)> = -<Ди)>. (1.1.13)
Это означает, что теплоемкость звезды отрицательна, и потери энергии на излу-
чение нагревают звезду. В результате термоядерной реакции возникает поток энер-
гии, распространяющийся наружу. Перенос энергии может быть конвективным или
через излучение. По мере сжатия звезды плотность вещества растет, и конвекция
становится менее эффективной. Поверхности звезды достигает меньшее количество
энергии, светимость падает и стабилизируется на уровне, когда температура поверх-
ности составляет около 4 000 К. Этот период называется фазой Хаяши. По мере ос-
лабления конвекции начинает возрастать роль излучения в широком интервале час-
тот. Звезда продолжает сжиматься под действием гравитации, и температура в центре
растет. Фаза Хаяши заканчивается, и звезда попадает на главную последователь-
ность. Звезда с массой М= Мс попадает на главную последовательность через
50-106 лет и существует в стабильном состоянии около 8-109 лет. Звезды с большой
массой переходят на главную последовательность быстрее (~105) и живут «всего
лишь» десяток миллионов лет (при М~ 15МС). В результате горения водорода и син-
теза ядер гелия из 4-х протонов в каждом акте выделяется энергия Е = 26,7 МэВ.
Взаимодействие между излучением и веществом создает давление, направленное
наружу. Это давление радиации точно уравновешивается давлением гравитации, что
приводит к установлению равновесия. Дальнейшее сжатие звезды прекращается, по-
ка в центре производится достаточное количество энергии. Это состояние чрезвы-
чайно устойчиво, и размер звезды остается постоянным. Запасов водорода хватает на
миллиарды лет. Это объясняет, почему звезды устойчивы столь длительное время.
Однако звезды, подобные нашему Солнцу, не возникали в этот начальный период.
Элементы более тяжелые, чем гелий, - такие, как углерод и кислород, - не могли
26 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
быть произведены во время Большого взрыва. Таким образом, первые звезды, кото-
рые формируются в Метагалактике, не содержат этих элементов. Но в состав Солнца
входят и другие, более тяжелые элементы. Поэтому звезды типа Солнца вторичны по
своему происхождению.
Когда основная часть водорода в звезде израсходована, равновесие нарушается, и
начинается новое сжатие (гравитационный коллапс). Гравитационная энергия сильно
разогревает звезду - настолько сильно, что она взрывается. Такое явление называют
вспышкой сверхновой. Именно в это время и производятся самые тяжелые элементы,
благодаря экстремальным температурам, которые достигаются в процессе коллапса.
Например, реакция 12С + 12С 23Na + е+ + v происходит лишь при 8-108 К, а
горение кислорода 16О + 16О 28Si + 4Не требует Т~ 2-109 К.
Выброшенные остатки звезд остывают. Они рассеиваются в пространстве, но
остаются весьма неоднородными по плотности. Гравитация начинает собирать рас-
сеянное вещество вокруг областей повышенной плотности, что ведет к повторению
процесса рождения звезды. Однако теперь в се составе, кроме водорода и гелия,
будут и тяжелые элементы. Заметим, что существование жизни в Метагалактике
возможно лишь в системах со звездами второго поколения, где присутствуют тяже-
лые элементы. Приблизительно пять миллиардов лет назад одна такая область пре-
вратилась в то, что является нашей Солнечной системой, с Солнцем и планетами.
Углерод и кислород в наших телах синтезированы в ядре массивной звезды и затем
освобождены во вспышке сверхновой. В весьма реальном смысле все мы дети звезд
(сверхновых).
Наличие во вторичных звездах тяжелых элементов делает возможным другие ка-
налы выработки энергии. При температуре 20-106 К возможна реакция каталитиче-
ского горения водорода. Это так называемый CNO-цикл. Он начинается с поглоще-
ния протона ядром и заканчивается образованием 12С и 4Не. Количество 12С при этом
не изменяется, но из 4-х протонов опять возникает ядро гелия. CNO-цикл имеет ряд
вариантов, но все они заканчиваются синтезом ядер гелия. Еще более высоких тем-
ператур (—50-106 К) требуют циклы, где в качестве катализаторов образования ядер
Не выступают Ne, а также Mg-Al. Обычно жизнь звезды заканчивается, когда в ней
выгорает водород. Для звезд с массой Мс для этого требуется около 1О10 лет.
1.1.5.7. Предел Чандрасекара
Исход коллапса различен в зависимости от массы звезды и ограничивается кван-
тово-механическими эффектами. Принцип Паули для фермионов создает силу, про-
тиводействующую гравитации, и останавливает коллапс. Это происходит при дости-
жении предела Чандрасекара, который играет важную роль в понимании эволюции
звезд. При увеличении плотности вещества электроны становятся вырожденными.
К этому моменту энергия фермиевского движения электронов превосходит массу
электрона. Такой эффект можно представить себе как возникновение давления элект-
ронов, противодействующего гравитационному притяжению. Величину этого дав-
ления нетрудно получить из принципа неопределенности:
ЬрЬх~Гг. (1.1.14)
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
27
Полагая р ~ \р и х ~ Ах, предположим, что электроны сближаются до расстояния
х с импульсом /7ЭЛ. Поскольку электронная плотность рэл = 1 /х3, предыдущее соотно-
шение принимает вид:
Ал~Йр,/3. (1.1.15)
Давление электронного газа равно:
р = рсрэл~//ср4/3. (1.1.16)
При р>106г/см3 возникает определенное равновесие этих сил. Однако если
оставшаяся после взрыва масса звезды велика, сила гравитации становится столь
большой, что равновесие нарушается. Расчеты показывают, что равновесие возмож-
но только при предельной массе МСъ (п редел Чандрасекара):
Mch« 1,5 Мс(цс/2Г2« 1,46 Мс, (1.1.17)
где це - молекулярная масса, приходящаяся на один электрон (число электронов пс
в 1 см3 равно р/т„ре; ти - атомная единица массы; цс = р!тип^.
Таблица 1.1.2
Значения предела Чандрасекара для звезд с различным химическим составом
Разнообразный ядернын состав от 4Не до 40Са 52Сг 56Fe 58Ni 59Со
Me 2,00 2,16 2,15 2,07 2,18
Л/сь/ Мс 1,46 1,24 1,26 1,36 1,22
Звезды с конечной массой ниже предела Чандрасекара становятся белыми кар-
ликами. Их размер сравним с размером Земли. Предельную массу Чандрасекара
можно выразить через фундаментальные мировые постоянные - массу протона и
планковскую массу:
Mch~
Ch
а<‘,
— = т
Не Р
~Nmf,
(1.1.18)
где nip, = 1019ГэВ - планковская масса, a N= (тР|//ир)3 = (1019ГэВ / 1 ГэВ)3~ 1057 -
число нуклонов в типичной звезде.
1.1.5.8. Нейтронные звезды
Если масса остатка звезды велика и превышает предел Чандрасекара, электронное
вырождение может быть сломано гравитацией, коллапс продолжится и остановится
уже при нейтронном вырождении. Предельная масса для нейтронной звезды называ-
ется пределом Оппенгеймера-Волкова. Эти ученые в 1939 г. рассмотрели строение
простейшей нейтронной звезды, состоящей только из вырожденных нейтронов.
В отличие от предела Чандрасекара, который связан с химическим составом вещест-
ва звезды це (этим определяется число электронов на один нуклон), предел Оппен-
геймера-Волкова зависит от свойств вещества при ядерных плотностях р > 1014 г/см3.
Эти свойства неизвестны. Современные расчеты при различных предположениях об
28
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
этих свойствах показывают, что предел находится в интервале ~(1,4-3)А/с. Его точ-
ное значение еще предстоит найти. Нейтронные звезды имеют размер ~10 км.
Не вдаваясь в детали, можно сказать, что термоядерные реакции в ядрах звезд
не ограничиваются сгоранием водорода и синтезом гелия. Существует ряд реакций,
которые приводят к последовательному синтезу более тяжелых элементов, вплоть до
железа. Ядро железа является последним, которое синтезируется с выделением
энергии. После выгорания всех элементов в ядре звезды остается только железо.
В результате гравитационного коллапса - быстро нарастающего процесса сжатия
звезды - происходит мощный взрыв. Наружная оболочка сбрасывается, а внутренняя
часть, состоящая из железа, «нейтронизуется». При нарастании сжатия и давления
становится возможной реакция поглощения электронов протонами р + е“ -> n + ve.
Железо при этом превращается в марганец: 56Fc + е“ -> 55Mn + ve и т. д. Заметим, что
Р-распад образующихся радиоактивных ядер запрещен принципом Паули, так как
электроны вырождены и все возможные энергетические состояния заняты. В итоге
все вещество звезды будет состоять из нейтронов. Нейтронизация сопровождается
мощной вспышкой нейтринного излучения длительностью 0,01-0,03 с.
Существование нейтронных звезд было предсказано теоретически. В насто-
ящее время они наблюдаются экспериментально по радиоизлучению пульсаров, а
также по рентгеновскому излучению двойных источников (визуальное наблюдение
затруднено из-за слабого свечения в оптическом диапазоне). Радиопульсар представ-
ляет собой сильно намагниченную нейтронную звезду с быстрым осевым вращением.
Сведения об открытии первого пульсара на кембриджском радиотелескопе были
опубликованы в 1968 г. В дальнейшем было показано, что пульсары - это намагни-
ченные вращающиеся нейтронные звезды. Напряженность магнитного поля на
поверхности нейтронной звезды составляет 10и-1013 Гс. Если ось вращения пульсара
не совпадает с осью магнитного диполя, то излучение из полярных областей в на-
правлении Земли будет выглядеть как серия импульсов, но общепринятого мнения о
том, как формируется луч, еще нет.
Частота пульсаций излучения, определяемая скоростью вращения пульсара, очень
велика - от 2 до 200 Гц, что указывает на их малые размеры (—10—30 км). Например,
пульсар в Крабовидной туманности имеет период испускания импульсов 0,03 с.
Сильное магнитное поле нейтронных звезд легко объясняется тем, что они возни-
кают в результате сжатия обычных звезд главной последовательности. Если в ходе
сжатия магнитный поток сохраняется (очень хорошее приближение для полностью
ионизованной плазмы), то величина BR2 будет постоянна. Принимая магнитное поле
Солнца равным Вс = 1 Гс, получим В = Вс (7?с/7?)2 — 5-109 Гс, где 7?с - радиус Солнца.
Очевидно, если напряженность магнитного поля в ядре звезды в 100 раз больше, чем
Вс, то можно объяснить весь интервал значений магнитного поля пульсаров.
Важной особенностью отличается знаменитая Крабовидная туманность. Ее излу-
чение (от радио- до рентгеновского диапазона) интерпретируется как синхротронное
излучение релятивистских электронов в магнитном поле туманности (остатка сверх-
новой). В центре этой туманности находится радиопульсар - нейтронная звезда, вра-
щающаяся с периодом Р = 33 мс. Это единственный радиопульсар, излучающий во
всех диапазонах спектра, включая и гамма-излучение сверхвысокой энергии
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
29
(до 1016эВ). Ускорение электронов в оболочке до релятивистских энергий происхо-
дит именно за счет энергии вращения нейтронной звезды. В результате потери энер-
гии на ускорение электронов скорость вращения нейтронной звезды уменьшается.
Для пульсара в Крабовидной туманности относительная скорость замедления враще-
ния составляет 3-10-11 с-1; соответственно обратная ей величина (~1 ООО лет) опреде-
ляет возраст пульсара.
Нейтронная звезда может появиться в результате так называемого «тихого кол-
лапса». Если белый карлик входит в двойную систему из близко расположенных
звезд, то возникает явление аккреции, когда вещество со звезды-соседа перетекает на
белый карлик. Масса белого карлика растет и в определенный момент превосходит
предел Чандрасекара. Белый карлик превращается в нейтронную звезду.
1.1.5.9. Черные дыры
Если масса остатка звезды еще больше (Mf> ЗМС\ то вырожденное нейтронное
состояние неустойчиво, и гравитационное сжатие продолжается до состояния черной
дыры.
Сила гравитации настолько велика, что фермиевское давление спиноров (нейтро-
нов) не может ее уравновесить. При коллапсе вещество звезды падает на ее центр с
ускорением и достигает в некоторый момент скорости света. Это происходит на ра-
диусе Шварцшильда, или гравитационном радиусе Rg. Этот радиус определяет со-
вершенно особые свойства звезды, так как никакая информация, в том числе свет, не
может выйти за пределы сферы, определяемой радиусом Rg. Можно считать, что этот
радиус является горизонтом события для черной дыры:
Rg [км] = IGM/c2 « 3(Л//Л/С).
(1.1.19)
Экспериментальные трудности
Обнаружение черных дыр стало
наблюдения черных дыр весьма значительны.
возможным благодаря существованию двойных
звезд, одна из которых закончила свою эволюцию и превратилась в черную дыру.
Известны случаи, когда одна из звезд в паре превратилась в нейтронную, но в таком
случае обе звезды видимы (нейтронная в радио- или рентгеновском диапазоне).
Если партнер превращается в черную дыру, то он невидим. Обнаружить его
можно по нерегулярности движения
видимой звезды и явлению аккреции -
перетеканию плазмы с одной звезды
на другую (рис. 1.1.6). Эта плазма силь-
но разогревается и испускает рентгенов-
ское излучение. Увеличив массу, нейт-
ронная звезда может превратиться в
черную дыру (если ее масса превысит
предел Оппенгеймера-Волкова).
Характер течения плазмы с поверх-
ности видимой звезды на черную дыру
отличается от случая нейтронной звез-
ды, так как у черной дыры не может
Рис. 1.1.6. Пример аккреции. Нейтронная звезда
поглощает вещество с близко расположенной
обычной звезды в двойной системе
30
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
быть сильного магнитного поля. Поэтому рентгеновское излучение аккрецирующей
черной дыры никогда не будет пульсировать. Однако решающим аргументом, конеч-
но, является определение массы компактного объекта по особенностям движения
видимого компонента.
До самого последнего времени наиболее надежным кандидатом в черные дыры
считался объект Лебедь Х-1 (CygX-1). Это мощный источник рентгеновского излу-
чения с довольно жестким спектром. Его излучение представляет собой нерегуляр-
ную последовательность во времени импульсов различной мощности и длительности
(вплоть до миллисекунд). В оптическом диапазоне объект отождествлен с голубым
сверхгигантом - звездой с массой 22Л/С. Спектральные линии этого объекта смеща-
ются вследствие эффекта Доплера относительно своих средних положений с перио-
дом 5,6 суток. Это позволяет установить нижнюю границу массы невидимого объек-
та: Мх > \0Мс. Такое значение превышает пределы масс, как для белых карликов, так
и для нейтронных звезд. Это может означать, что невидимым объектом является чер-
ная дыра.
В последнее время найдены и другие кандидаты в черные дыры: это рентгенов-
ский источник в Большом Магеллановом Облаке (LMC Х-3) и рентгеновская новая
V404 Лебедя (V404 Cyg). Вычисленные массы компактных звезд - источников
рентгеновского излучения - оказались выше значения ЗМС, которое принято считать
предельным значением для массы нейтронной звезды. Поэтому они с большой сте-
пенью достоверности являются черными дырами.
1.1.5.10. Сверхновые
Одним из промежуточных этапов эволюции звезд перед превращением их в белые
карлики, нейтронные звезды или черные дыры, является взрыв сверхновой звезды,
блеск которой увеличивается на десятки звездных величин за несколько суток.
Название было предложено Ф. Цвикки в 1934 г. К сверхновым звездам относят
взрывы с выделением энергии 105°-1051 эрг и мощностью излучения более 1041 эрг/с.
Светимость сверхновой может превосходить светимость всей галактики, в которой
она вспыхнула. Сверхновые обозначаются годом вспышки и порядковым буквенным
кодом. Например, звезда, вспыхнувшая в начале 1987 г., имеет обозначение
SN1987A.
По имеющимся данным можно полагать, что за последние 1 000 лет в нашей
Галактике вспыхнуло пять сверхновых. На их месте сейчас видны туманности и
регистрируются источники радиоизлучения. В других галактиках зафиксировано
более 1 000 вспышек. В среднем в Метагалактике происходит вспышка сверхновой
каждые 30 лет.
По характеру изменения блеска со временем и по спектрам сверхновые делятся на
две группы. К первому типу относят сверхновые, в спектре которых отсутствуют
линии водорода, в сверхновых II типа линии водорода имеются.
У сверхновых I типа после максимума наблюдается резкое уменьшение блеска в
течение первых десяти-тридцати дней, а затем продолжительный экспоненциальный
спад в течение года. Так заканчивают свою жизнь сравнительно небольшие звезды с
массой до 2 Мс. Сверхновые типа I делят на две группы (1а и 1b). Вблизи максимума
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
31
блеска в спектре сверхновых типа 1а наблюдается линия ионизованного кремния,
которая отсутствует у сверхновых типа 1b. Имеются и другие отличия.
Сверхновые II типа не столь однообразны. По-видимому, они имеют большие
массы и более продолжительный максимум свечения, а после максимума часто при-
сутствует плато. Угасание таких звезд длится дольше, но блеск уменьшается также
по экспоненте. Вероятно, на самом деле кривые блеска более разнообразны. На-
пример, кривая блеска SN1987A имела второй пик свечения через 80 дней. Эта
сверхновая была встречена «во всеоружии», поскольку можно было использовать со-
временную технику. За три часа до оптической вспышки (к сожалению, это было
установлено «задним числом») была зарегистрирована нейтринная вспышка с энер-
гией нейтрино около 30 МэВ. Продолжительность нейтринной вспышки составляла
около Юс, а энергия, унесенная всеми нейтрино, достигала 3-1053 эрг. Нейтринная
вспышка свидетельствовала о нейтронизации звезды в результате гравитационного
коллапса ее ядра. Огромная выделившаяся энергия разметала вещество верхних
слоев звезды, а на стадии угасания вспыхнула гамма-линия с энергией 0,85 ГэВ,
что свидетельствовало о распаде радиоактивного изотопа кобальта. Вероятно, в ре-
зультате гравитационного коллапса возникла компактная звезда из радиоактивного
никеля (56Ni). Никель распадался в кобальт с периодом в несколько дней, который за
77 дней превращается в железо: 56Со -> 56Fe* + е + v; 56Fe* -> 56Fe + у. Тем самым
объясняется экспоненциальное угасание сверхновой. Время угасания звезды было
близко к периоду полураспада кобальта.
Обширную информацию о свойствах сверхновых дает изучение их остатков. Эти
остатки состоят из вещества, выброшенного во время вспышки и разлетающегося
со скоростью в десятки тысяч километров в секунду. Кинетическая энергия выбро-
шенного вещества достигает 1051 эрг. В центре остатков сверхновых II типа наблю-
даются нейтронные звезды.
Последние наблюдения показывают очень широкое разнообразие свойств сверх-
новых. Энергия взрывов простирается от 0,5-1051 до 6-1051 эрг, а выброшенные массы
превосходят 50 масс Солнца. Энергия сверхновых столь велика, что делает их реаль-
ными кандидатами в источники космических лучей.
1.1.5.11. Красные гиганты
Особое место на диаграмме Герцшпрунга-Рассела занимают красные гиганты и
сверхгиганты. Они отличаются низкими температурами и огромными размерами
(от 10 до ЮООА/с). Средняя плотность вещества в них не достигает и 0,001 г/см3.
В основном они принадлежат к спектральным классам К-М, но во много раз ярче
аналогичных звезд, расположенных на главной последовательности. Их светимость в
сотни раз превышает светимость Солнца, но температура поверхности значительно
ниже (~3-4 тыс. градусов). Поэтому максимум их излучения приходится на красную
область.
Химический состав красных гигантов очень разнообразен. В их спектре много
молекулярных полос поглощения. Они образуются после выгорания водорода в цен-
тральной части звезд главной последовательности. Поэтому в их ядрах не происхо-
дит термоядерных реакций и выделения энергии. Плотность вещества в ядре велика,
32
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
и электроны там вырождены. Иными словами, ядра красных гигантов подобны бе-
лым карликам. Вокруг ядра располагается тонкий водородный слой, в котором идут
ядерные реакции и выделяется энергия.
В область красных гигантов звезды попадают дважды. В период образования
звезды на короткое время, пока в ней еще не идут термоядерные реакции, а затем
после выгорания водорода в ядре. С поверхности красных гигантов непрерывно
истекает газ, подобно солнечному ветру. За счет этого красные гиганты теряют до
10"5Мс в год. Потери вещества у звезд с массой меньше (6-8)Л/с приводят к тому, что
они перемещаются в область белых карликов. Более массивные звезды взрываются
как сверхновые.
1.1.6. Плотность вещества в метагалактике
Важную роль в понимании процессов эволюции Метагалактики играет плотность
вещества в ней. Плотность вещества в Метагалактике резко падает при переходе от
малых масштабов к большим. Она изменяется от р ~ 1014—1016 г/см3 в атомных ядрах
и нейтронных звездах до р ~ 1 г/см3 в планетах и звездах главной последовательно-
сти и р ~ КГ24 г/см3 в Галактике в среднем (табл. 1.1.3).
Таблица 1.1.3
Характерные плотности вещества в различных объектах в Метагалактике
Объекты р, г/см3 Объекты р, г/см3
Нейтронные звезды ю14 Галактика в целом 2-10-24
Белые карлики 106 Межзвездная среда ЗЮ’25
Нормальные звезды 1,5 Скопления галактик -7-10’28
Красные сверхгиганты 5-10® Метагалактика -7-10’30
Особую роль в космологии играет так называемая критическая плотность:
ркр = ЗЯо2 / 8лС = 4,7-10’30 г/см3. (1.1.20)
В космологии плотность вещества выражают обычно в долях от ркр: Q = p/pKp
(р - существующая плотность вещества Метагалактики). От отношения Q зависит, в
частности, судьба Метагалактики. Полагают, что в пределах всей Метагалактики
р = ркр (существует точка зрения, что Метагалактика возникла как результат флук-
туаций вакуума; в этом случае суммарная энергия Метагалактики и ее заряд должны
быть равны нулю). При значениях Яо = 50 км/(с-Мпк) и р = ркр возраст Метагалакти-
ки Гмг = 2 ~ 13 млрд. лет. В таком случае геометрия пространства эвклидова и
Метагалактика, как говорят, «плоская».
Оценки количества светящегося вещества (звезд и газа в галактиках) дают
0 = 0,01-0,02. В то же время из результатов измерений массы, вычисленной по
средней относительной скорости движения галактик и их скоплений, следует,
что Q~ 0,1-0,3. Различие между этими числами составляет сущность проблемы
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
33
скрытой массы (т. е. несветящегося, невидимого вещества) Метагалактики. Физи-
ческая природа скрытой массы неизвестна. Сейчас нельзя исключить присутствие
в Метагалактике какого-то вида вещества, не наблюдаемого существующими при-
борами. Имеются довольно слабые экспериментальные ограничения сверху на вели-
чину полной плотности вещества в Метагалактике, вытекающие из условия, что ее
возраст должен быть больше возраста Земли или какого-либо другого объекта в ней
(например, шарового скопления). Ни один из этих пределов не противоречит зна-
чению Q = 1 (Q < 2). Изучение природы скрытой массы в ближайшее время будет
одной из приоритетных задач физики космических лучей.
1.1.7. Свидетельства существования темной материи
1.1.7.1. Скрытая масса
Рассмотрим подробнее доказательства того, что в Метагалактике присутствует
вещество, которое ничего не излучает и значительная его часть невидима. Существо-
вание невидимой материи обнаруживается, главным образом, по ее гравитационному
взаимодействию с излучающей материей.
Существование темной материи было постулировано в 1930-х гг. астрофизиком
Фрицем Цвикки, который наблюдал, что галактики в отдаленном кластере Комы
кружились вокруг друг друга быстрее, чем позволяют законы физики. Они должны
были разлететься под действием центробежных сил, если бы гравитация от некото-
рой невидимой массы не удерживала их. В настоящее время обсуждается целый ряд
аргументов в пользу существования скрытой массы. Среди них - несоответствие зна-
чения параметра Q = p/pKp«0,3 и измеренной барионной доли QB = 0,04. Сейчас
полагают, что более 70% (иногда говорят о 90%) плотности Вселенной обусловлено
скрытой массой, в том числе до 30% - реликтовыми частицами.
1.1.7.2. Галактические ротационные кривые
Рассмотрим один из аргументов в пользу существования темной материи. С этой
точки зрения достаточно хорошо изучены спиральные галактики, т. е. совокупности
большого числа звезд в форме сплющенного вращающегося диска (см. рис. 1.1.1).
Скорость вращения отдельных звезд вокруг центра галактик определяется из условия
постоянства орбит (т. е. звезды не «разбегаются»). Зависимость скорости от расстоя-
ния до центра галактики называют ротационной кривой. Приравнивая центробежную
и гравитационную силы:
Г г
(где Мг - масса, находящаяся внутри сферы радиуса г\т- масса звезд), для скорости
вращения имеем:
u(r)J™4 (1.1.22)
V г
34
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
В первом приближении центральную область
галактики можно считать сферически симметрич-
ной - очевидно, что в случае сферической или
цилиндрической симметрии влияние элементов
массы, расположенных вне этой сферы, взаимно
компенсируется. Таким образом,
4
мг =< р > -яг3, (1.1.23)
где < р > означает среднюю плотность внутри сфе-
ры радиуса г. Отсюда следует, что скорость вра-
щения линейно растет с расстоянием от центра
галактики:
z ч 47lG < р > Г
u(r) = J-----------
V Зг
Рис. 1.1.7. Теоретическое
ожидание поведения
ротационной кривой
(1.1.24)
Во внешней области галактики масса Мг отсутствует, и зависимость скорости от
расстояния отвечает случаю с точечной массой в центре галактики:
и(г) ~ 1/Vr = г-|/2. (1.1.25)
Теоретическое ожидание поведения ротационной кривой показано на рис. 1.1.7.
Экспериментальное наблюдение поведения ротационных кривых спиральных галак-
тик не соответствует уменьшению о(г) с ростом радиуса, как видно из рис. 1.1.8
(ротационная скорость о(г) измеряется, например, по доплеровскому сдвигу в спект-
ре излучения НИ областей вокруг так называемых 0-звезд). Исследование 21-см
радиолинии (переход сверхтонкой структуры в атоме водорода), излучаемой меж-
Рис. 1.1.8. Поведение ротационных кривых, полученных
из наблюдения движения звезд и облаков атомарного
водорода в спиральных галактиках, свидетельствующее
о существовании скрытой массы
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
35
звездным веществом, привело к аналогичному результату. Постоянство о(г) при
больших значениях радиуса означает, что масса Мг также увеличивается с ростом
радиуса:
Мг~г. (1.1.26)
Иными словами, звезды движутся быстрее, чем положено, и для их удержания
должна существовать дополнительная невидимая масса. Как показывают модельные
вычисления, выполненные для Млечного Пути, воспроизвести ротационные кривые
можно, предположив наличие сферического гало темной материи, где сосредоточена
значительная часть массы.
1.1.7.3. Нарушение теоремы о вириале
В пользу существования темной материи свидетельствует и динамика скоплений
галактик. В этом случае видимое движение приводит к нарушению теоремы о
вириале (1.1.12).
Соотношение (1.1.12):
<Ди)> = -<Цг)/2> (1.1.27)
может быть использовано для оценки плотности вещества в скоплениях большого
числа галактик. Наблюдаемые отклонения означают наличие избыточного невиди-
мого вещества в скоплениях. (В частном случае однородного потенциального поля
первого порядка. Заметим, однако, что вириальное уравнение справедливо только
при усреднении по длительному временному периоду, когда системы находятся в
состоянии равновесия. Скопления галактик не являются замкнутыми системами, они
связаны друг с другом и, возможно, не достигли состояния равновесия.) Космоло-
гическая плотность Q = р / ркр, определенная на основе динамики галактических
кластеров и суперкластеров, лежит в пределах:
0,1 < О < 0,3. (1.1.28)
Светимость галактик позволяет определить плотность горячей барионной ма-
терии QB, которая оказывается значительно меньше (QB 0,02). Такое рассогласо-
вание, наряду с другими, обычно считают указанием на наличие невидимой темной
материи. Имеются и другие аргументы в пользу существования темной материи.
1.1.7.4. Состав темной материи. Возможные кандидаты
В настоящее время поиск темной материи является одной из важнейших задач
астрофизики космических лучей. В табл. 1.1.4 приводится сводка возможных канди-
датов в темную материю.
Наиболее очевидным кандидатом на роль темной материи может быть обычное
барионное вещество, которое не излучает из-за низкой температуры и обладает дос-
таточной распространенностью. Примером может служить межзвездный или меж-
галактический газ, межпланетная пыль, коричневые и белые карлики, нейтронные
звезды и черные дыры. Однако расчеты показывают, что этого недостаточно для
объяснения всех наблюдаемых явлений. Необходима значительная доля небарионной
36
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Возможный состав Метагалактики
Таблица 1.1.4
Видимое вещество Составляющие частицы Энергия частиц, эВ Число частиц Вероятный вклад в общую массу, % Доказательства существования
Обычное вещество (звезды, газ, межзвездная пыль) протоны, нейтроны, электроны 10-10’ ю78 5 прямые наблюдения, распространенность элементов
Излучение реликтовые фотоны 10"* ю87 0,005 прямые наблюдения
Горячее темное вещество нейтрино <2 ю87 0,3 модель Большого взрыва
Холодное темное вещество суперсиммет- ричные частицы, монополи (?) ~10" ю77 ~30 оценка по динамике движения звезд и галактик
Темная энергия вакуум «скалярных частиц» ? ю'18 ~60 наблюдение сверхновых, «разбегающихся» с ускорением
темной материи. Это утверждение остается в силе даже после учета так называемых
объектов MACHO (см. ниже). Несколько таких объектов было обнаружено с помо-
щью эффекта «гравитационных линз» (Блиох и Минаков, 1990) (рис. 1.1.9).
Эффект гравитационных линз состоит в том, что объекты значительной массы ис-
кривляют движение светового луча, испущенного расположенными дальше светя-
щимися объектами. В результате огибания лучами света гравитационной линзы изо-
бражение удваивается. Сейчас обнаружено несколько пар тождественных объектов,
когда гравитационными линзами служили видимые объекты, а также невидимые. В
качестве примера можно упомянуть эксперимент EROS, посвященный поиску «ко-
ричневых карликов».
1.1.7.5. Коричневые карлики
Коричневые карлики имеют массы значительно меньшие, чем масса Солнца. Если
масса объекта меньше 0,8А/с, то гравитационное давление слишком мало для созда-
ния температур, при которых начинается термоядерная реакция. Из-за отсутствия
ядерного синтеза излучение коричневых карликов очень слабое. Доказательства су-
ществования таких объектов появились в 1993 г. Планеты также могли бы входить в
эту группу. Однако оценить число таких объектов сложно, их можно наблюдать
лишь на расстоянии в несколько световых лет. Единственный шанс увидеть такие
объекты - когда они проходят перед отдаленной и яркой звездой, искажая ее изобра-
жение.
Наша Метагалактика, возможно, наполнена облаками газа размера планет, слиш-
ком маленькими, чтобы началась термоядерная реакция и возникла звезда. При пла-
вании на внешнем крае галактик эти относительно небольшие, но достаточно плот-
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
37
Рис. 1.1.9. Гравитационная
линза. Массивные тела
искривляют направление
движения луча света.
В результате удаленные
источники удваиваются.
Массивное тело М может быть
видимым или невидимым.
В последнем случае эффект
гравитационной линзы
позволяет его обнаружить
ные объекты могли бы обеспечивать часть отсутст-
вующей темной материи. Их называют «массивные
астрофизические компактные объекты гало», или
MACHO.
В 1986 г. В. Пачинский (Paczynski) из Принстон-
ского университета в США предложил искать их,
сосредоточив телескопы на ярких звездах, располо-
женных позади области, где ожидались MACHO. Ес-
ли повезет, можно заметить, что нечто затмило такую
звезду. Работа выполнялась совместно французскими
и австралийскими учеными с 1989 г. Поиск охватил
около 500 000 звезд. Проходя перед звездами в самой
близкой к нам галактике, Большом Магеллановом
Облаке (на расстоянии около 150000 световых лет),
MACHO могли бы нарушать изображения звезд.
Казалось бы, в таких случаях должно возникать за-
тмение, свет звезды должен временно померкнуть.
Однако Пачинский показал, что при определенных условиях может произойти об-
ратное, и изображение отдаленной звезды временно станет более ярким. Произойдет
«антизатмение». Вначале это казалось фантастикой, но теперь этот факт общеизвес-
тен и называется «микролинзированием». Луч света изгибается под действием грави-
тации. Свет от отдаленной звезды, проходя через область MACHO, фокусируется,
как в оптической линзе, и создает более яркое изображение. После того как MACHO
уходит, фокусировка выключается, и изображение звезды возвращается к первона-
чальному виду. Вычисления показали, что регистрация одного такого эффекта «мик-
ролинзирования» должна включать наблюдение около миллиона звезд. Это была бы
огромная задача.
Французская группа «Эксперимент по Исследованию Темной Материи» (EROS)
применяла два метода. Один подход, чувствительный к MACHO размером до деся-
той части размера Солнца, использовал гигантские 5-метровые квадратные фотогра-
фические пластинки, каждая из которых перекрывала меньше чем одну тысячную
часть видимого неба. С 1989 до 1993 гг. более 300 таких пластин выставлялись в теле-
скопе Ла Силла, каждая в течение около одного часа. Было зарегистрировано около
десяти миллионов изображений звезд. Фотографические изображения с экспониро-
ванных пластин были преобразованы в цифровые данные специальной машиной.
В EROS-2 техника была нацелена на MACHO в тысячу раз меньшие, чем Солнце.
Использование фотографических пластинок потребовало бы невероятных усилий.
Были применены падовые детекторы из крошечных полупроводниковых чипов. Сей-
час такие устройства широко используются в вершинных детекторах на коллайдерах
и даже в цифровых фотокамерах. Подобная система была взята на вооружение и ав-
стралийскими учеными для поиска MACHO. Результатом их исследований явилась
регистрация в Большом Магеллановом Облаке нескольких случаев, когда изображе-
ние отдаленных звезд внезапно становилось в несколько раз ярче, оставаясь таким
около месяца перед возвращением к первоначальному уровню.
38
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Эта временная фокусировка соответствовала MACHO с массой в десять раз
меньше массы Солнца. Из подобного количества потенциального материала звезда
не могла возникнуть. Природа таких объектов - нечто промежуточное между звезда-
ми и планетами. Их называют «коричневые карлики». Однако их недостаточно, что-
бы являться единственной составной частью темной материи.
1.1.7.6. Компактные объекты
Очень компактные объекты, находящиеся на конечных стадиях эволюции звезд, -
такие, как белые карлики, нейтронные звезды или черные дыры, - также должны
формировать темную материю. Поскольку в течение своего времени жизни практи-
чески каждая звезда с массой М> 0,9 Мс (звезды с массами М< 0,9Мс имеют время
жизни больше, чем возраст Метагалактики, и они еще не достигли конечных стадий в
своем развитии) достигает одной из этих трех конечных стадий, то значительная
часть массы более ранних и более тяжелых звезд должна присутствовать в неизлу-
чающей форме в виде белых карликов, нейтронных звезд или черных дыр.
Оценки полного числа барионов в Метагалактике, формирующих перечисленные
объекты, могут быть сделаны экспериментально на основе измерения количества
дейтерия. Количество дейтерия практически не изменилось со времени первоначаль-
ного синтеза ядер и составляет вполне определенную долю ядер. На основании изме-
рений можно оценить общее число нуклонов. Все результаты свидетельствуют о том,
что барионной материи недостаточно для покрытия дефицита массы в Метагалакти-
ке. Поэтому должна существовать небарионная темная материя (см. табл. 1.1.4).
1.1.7.7. Небарионная темная материя
Теоретические модели предоставляют большой выбор возможных кандидатов на
роль небарионной невидимой материи, в том числе: легкие и тяжелые нейтрино,
суперсимметричные частицы SUSY-моделей, аксионы, космионы, магнитные моно-
поли (Коулмен, 1984), частицы Хиггса и множество других. Для обозначения частиц
с массой больше нескольких ГэВ/c2, которые принимают участие только в слабом
взаимодействии, используется название WIMP (Weak Interacting Massive Particles -
слабовзаимодействующие массивные частицы).
Среди частиц, предсказываемых различными суперсимметричными (SUSY)
теориями и супергравитацией (SUGRA), только одна, легчайшая, является стабиль-
ной и может давать вклад в Q; однако в настоящее время теоретически известно
слишком мало о природе и ожидаемых массах этих частиц. Поэтому мы не будем
рассматривать все существующие возможности.
1.1.7.8. Легкие нейтрино
Единственным достоверно существующим кандидатом являются легкие нейтрино
(см. также гл. 1.5). Их распространенность в Метагалактике известна. Безусловно, в
Метагалактике преобладают реликтовые нейтрино. Для того чтобы нейтрино могли
стать кандидатами на роль темной материи, они должны иметь массу. Для достиже-
ния критической плотности Метагалактики (Q = 1) массы нейтрино должны лежать в
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
39
области нескольких эВ/с2. Первые оценки массы нейтрино были сделаны на осно-
ве астрофизических соображений. Для каждого типа нейтрино в Метагалактике
нейтринная плотность nv связана с фотонной плотностью соотношением:
Hv = (3/ll>y. (1.1.29)
Выражение (1.1.29) следует из статистических соображений (Окунь, 1984).
Поскольку нейтринная плотность имеет тот же порядок величины, что и плот-
ность фотонов, то число нейтрино в 109 раз больше, чем число барионов. Таким обра-
зом, даже малая масса нейтрино могла бы определять динамику Метагалактики
(Боум и Фогель, 1990). Для достижения Q = pv/pKp=l необходимы нейтринные
массы:
/ис2 ~ (15-65 эВ)/я, (1.1.30)
где Nv - число типов легких нейтрино (Nv = 3).
Экспериментальная верхняя границы для масс трех известных типов нейтрино:
тсс2 < 2 эВ,
тцс2 < 250 кэВ, (1.1.31)
тхс2 < 31 МэВ.
Таким образом, электронное нейтрино практически исключается в качестве кан-
дидата на доминирующую часть темной материи. Экспериментальные данные для
остальных двух типов нейтрино не столь критичны, так что мюонные и тау-нейтрино
остаются среди возможных кандидатов.
1.1.7.9. Тяжелые нейтрино
Измерение ширины распада нейтрального бозона на коллайдерах доказало, что
существует только три типа нейтрино с массой менее ~45 ГэВ/c2 (половина массы
Z-бозона). Исключить существование новых типов нейтрино с массами выше 45 ГэВ
сейчас невозможно. Они являются кандидатами в холодную темную материю и мо-
гут сохраниться как реликты ранних этапов развития Вселенной. Тяжелые нейтрино
предсказаны суперсимметричной моделью элементарных частиц.
1.1.7.10. Топологические дефекты пространства-времени
Исходное состояние Вселенной было таково, что в ней из-за предельно высоких
температур существовала полная симметрия всех типов взаимодействий (SU(5)-chm-
метрия). Иными словами, в то время действовала единая сила (Великое Объедине-
ние). Детальное описание процессов перехода из такого состояния в нынешнее дано в
(Линде, 1990).
В качестве примера рассмотрим один из вариантов теории. При понижении тем-
пературы в результате фазового перехода происходят локальные нарушения симмет-
рии, и, образно говоря, возникают «пузырьки» с нарушенной симметрией. Состояние
SU(5) в каждом из «пузырьков» испытывает нарушение симметрии не только до са-
мого энергетически выгодного состояния SU(3)х SU(2)xU(l), но и до SU(4)xU(l),
40 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
SU(3) х [U( 1 )]2 и [SU(2) xU(l)]2. Как показывают оценки, подавляющая часть пузырь-
ков содержит фазу SU(4)xU(l), однако постепенно фаза SU(3)xSU(2)xU(l), как
энергетически более выгодная, вытесняет остальные. При понижении температуры
до 100 ГэВ нарушается симметрия между слабыми и электромагнитными взаимодей-
ствиями. Наблюдаемая сейчас область Вселенной в момент времени 105лет со-
стояла примерно из 106 причинно не связанных пузырьков-«доменов» со своими фа-
зовыми состояниями. Эти домены разделены доменными стенками. Кроме стенок, в
пространстве на границе доменов возникают и другие нетривиальные объекты, на-
пример, нити или струны, «ежи» и монополи. Масса монополей должна составлять
Ммон ~ 1016ГэВ, а их плотность того же порядка, что и плотность нуклонов. Тогда
плотность темной материи на много порядков превышала бы критическую плот-
ность, и такая Вселенная должна очень быстро сколлапсировать. Чтобы не вступить в
противоречие с уже известными фактами, следует считать, что нынешняя плотность
монополей А^мон/^в ~ Ю"30. Такое расхождение между теорией и экспериментом тре-
бует радикального пересмотра теории (что сейчас и делается многими авторами).
Во всяком случае, по мнению автора, монополи достаточно бесполезны для решения
проблемы скрытой массы.
1.1.7.11. Детектирование темной материи
Физики по-разному оценивают возможности исследования частиц темной мате-
рии. Астрономам достаточно оценить общий вклад тех или иных объектов, посколь-
ку им присущи лишь гравитационные взаимодействия. Физики, изучающие элемен-
тарные частицы, хотят наблюдать каждую частицу отдельно.
Все кандидаты в темную материю были «придуманы» так, чтобы их было невоз-
можно заметить. Все они электрически нейтральны и участвуют только в слабом
взаимодействии, подобно нейтрино, но имеют большую массу.
Прямое детектирование состоит в изучении взаимодействия этих частиц с элект-
ронами или атомными ядрами. Косвенные методы основаны на попытках детекти-
рования потоков вторичных частиц, которые возникают благодаря аннигиляции
темной материи.
Среди суперсимметричных объектов основным кандидатом на роль холодной
темной материи считается нейтралино с массой в несколько десятков ГэВ. Если нейт-
ралино составляют основную массу Метагалактики (табл. 1.1.4), их поток должен
быть огромным. Поэтому малое сечение взаимодействия частиц компенсируется их
огромным потоком. Наша Солнечная система движется в море нейтралино со ско-
ростью 220 км/с, а через каждый квадратный метр поверхности должно проноситься
~109 частиц темного вещества а секунду. Расчеты показали (Клапдор-Клайнгротхаус
и Штаудт, 1997), что в килограмме вещества в сутки в среднем происходит от 0,001
до 0,1 взаимодействий частиц темной материи.
Сейчас используется два типа детекторов для регистрации частиц темной мате-
рии. Первый из них сцинтилляционный, с использованием в качестве сцинтиллятора
жидкого ксенона или кристалла Nal. Этот метод применяется в эксперименте
ZEPLIN II (30 кг жидкого ксенона и 5 кг Nal в Булби, Англия) и DAMA (100 кг Nal в
Гран Сассо, Италия).
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
41
Другой тип детекторов - криогенные детекторы. Их принцип действия основан на
регистрации очень малых тепловых импульсов, вызываемых темными частицами при
взаимодействии с веществом кристаллического детектора. Он должен быть охлажден
до температуры, близкой к абсолютному нулю. Криогенные детекторы предполага-
ется использовать в экспериментах CDMS (Cryogenic Dark Matter Search) и
EDELWEISS. Детекторы охлаждены до температуры 25 мК. Отдельные фононы
(кванты звуковой частоты) регистрируются с помощью термисторов. Каждый из
детекторов имеет массу -100 г, но из них можно собрать достаточно массивные
детекторы. Такой детектор установлен в крупнейшей американской подземной лабо-
ратории в штате Миннесота (шахты Соудан).
Во всех случаях необходимо подавить фон космических лучей и радиоактивность
стенок прибора. Поэтому измерения ведутся достаточно глубоко под землей, а
материал детектора тщательно очищается от примесей и защищается специальными
экранами с малой радиоактивностью. Сейчас около 20 экспериментальных групп
заняты поиском проявлений нейтралино.
Пытаются регистрировать также ядра отдачи от упругого рассеяния нейтралино.
Сечение взаимодействия нейтралино с ядрами оценивается в теории о < 10"8Л пб
(А - атомная масса ядра), а характерная кинетическая энергия тяжелых ядер отдачи
Е « ти2 /2 находится в области сотен кэВ. Одним из методов подавления фона может
служить наблюдение годичных вариаций сигналов. Периодичность потока ядер от-
дачи связана с движением Земли и Солнечной системы относительно центра нашей
Галактики. Скорость нейтралино и » 600 км/с близка к скорости движения Земли.
Вследствие вращения Земли вокруг Солнца счет детектора должен иметь годовую
периодичность с амплитудой около 10%. Предлагается также измерять направле-
ние движения ядер отдачи внутри детектора. В этом случае можно ожидать корре-
ляцию со временем суток в связи с вращением Земли относительно галактических
координат.
Кристаллы Nal, регистрирующие с помощью фотоумножителей сцинтилляцион-
ные вспышки от попадания частиц, использованы, например, в эксперименте
ELEGANTS в Камиока (Япония).
В DAMA изучали годовую периодичность с помощью детектора из 100 кг крис-
таллического Nal. Исследователи представили материалы за 60 000 кг-дней, получен-
ные за 4 года. Авторы считают, что зарегистрировали сигналы от нейтралино с массой
около 50 ГэВ и 3%-ю годовую модуляцию. Однако этот результат слишком неод-
нозначен из-за многих нерешенных вопросов анализа данных (в том числе вопросов
фона) и вызывает серьезную критику. Кроме того, эксперименты EDELWEISS,
ZEPLIN I и CDMS I не подтвердили результат DAMA. Планируются новые экспе-
рименты с чувствительностью, достаточной для исследования тяжелых частиц из
темной материи. В общем, поиск частиц темной материи только начинается.
1.1.7.12. Темная энергия
Прогресс космологических исследований привел в последние годы к существен-
ному пересмотру наших представлений о Вселенной. Сейчас мало кто сомневается,
что геометрия Метагалактики евклидова и Q = 1. Но в дополнение к темной материи,
42
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
которая необходима, чтобы восполнить недостаток видимого вещества, приходится
вводить еще и «темную энергию» как составную часть Метагалактики. Темная
энергия должна составлять ~70% общего количества энергии в Метагалактике. Она
существенно отличается по своим свойствам от темной материи. Она не концентри-
руется в галактиках и их скоплениях, а равномерно распределена в пространстве.
Ее нельзя наблюдать по гравитационным эффектам, создаваемым отдельными объек-
тами, но она влияет на общее расширение Метагалактики, как функция времени.
Наблюдения показывают, что в последние миллиарды лет Метагалактика расширя-
ется с ускорением, тогда как обычная материя (в том числе темная) приводила бы к
замедлению расширения под воздействием обычной гравитации. Плотность темной
энергии остается постоянной с течением времени, тогда как плотность обычной энер-
гии обратно пропорциональна объему Метагалактики. При красном смещении z < 0,3
преобладала обычная материя, а позднее стала проявляться «темная энергия». При
z < 0,7 началось ускоренное расширение Метагалактики. Это непосредственно сле-
дует из наблюдений.
Темная энергия была обнаружена двумя группами исследователей в 1998 г., когда
изучали сверхновые типа 1а в качестве опорных точек («стандартных свечей») для
калибровки космологического расстояния как функции времени. Считается, что
средняя яркость всех сверхновых одинакова. Поэтому видимая яркость удаленных
сверхновых должна уменьшаться как квадрат расстояния. Измерения показали, что
отдаленные (по красному смещению) сверхновые более тусклые, чем ожидалось.
Казалось, они находились еще дальше, чем показывало значение z, если главную
роль играла гравитация, обусловленная веществом. Следовало считать, что Мета-
галактика расширяется с ускорением. Требовалась некоторая форма темной энергии,
обусловленной силами отталкивания, чтобы противодействовать в космических
масштабах гравитационному притяжению вещества. Такая возможность заложена в
уравнениях Фридмана и в эйнштейновской постоянной А, относящейся к энергии
вакуума. Сахаров Д.В. в одной из своих работ отмечал: «вакуум обладает некоторой
плотностью энергии и противоположным по знаку давлением, которые создают гра-
витационное поле по тем же законам, что и “обычная” материя».
Свободными параметрами модели Фридмана являются энергетические вклады от
излучения, вещества и вакуумных флуктуаций. В существующий период энергетиче-
ская плотность радиации ррад мала, и ею можно пренебречь по сравнению с плот-
ностью вещества рм.
Поскольку расширение действительно ускоряется, следует заключить, что
значительная часть энергии (до 70%, так как QM ~ 0,3) находится в форме таинст-
венной темной энергии, которая проявляет дальнодействующие свойства анти-
гравитации. Природа темной энергии стала одной из главных проблем космогонии.
Темная энергия - это, вероятно, особый вид материи, давление которой отри-
цательно и численно в точности равно плотности энергии. В ходе расширения
Вселенной плотность энергии такого состояния материи, «вакуумо-подобного»
(Глинер, 1965), остается постоянной с течением времени, в то время как плот-
ность энергии обычной материи падает обратно пропорционально объему Мета-
галактики. Поэтому эра доминирования темной энергии началась относительно
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
43
недавно, при красном смещении z~0,3, а замедленное расширение Вселенной
сменилось ускоренным при z ~ 0,7 (этот переход можно непосредственно увидеть
из наблюдательных данных, см. (Лидсей, 2004)). Преобладание «темной энергии»
означает, что Метагалактика будет приближаться к так называемой де-ситтеров-
ской стадии, когда пространство и время предельно симметричны, а метрика станет
метрикой де-Ситтера.
1.1.8. Космические лучи
Космические лучи являются важнейшей составной частью Метагалактики.
Космические лучи (или космическое излучение) представляют собой поток протонов,
ядер, электронов и фотонов, рожденных и ускоренных галактическими или мета-
галактическими источниками (подробнее см. гл. 1.1.2).
Совокупность имеющихся экспериментальных фактов относительно общих
свойств космических лучей следующая.
1. Плотность энергии космических лучей равна
wCR= 10-12 эрг/см3. (1.1.32)
2. Средняя интенсивность космических лучей постоянна во времени или испыты-
вает небольшое изменение в пределах последнего миллиарда лет.
3. Космическое излучение изотропно.
4. Химический состав космического излучения зависит от энергии и отличается
от общего состава вещества в Метагалактике.
5. Форма энергетического спектра космического излучения имеет степенной
характер и простирается от энергий в несколько МэВ до предельно высоких энергий,
которые мы в состоянии измерить.
Если сопоставить плотность энергии кинетического движения вещества wr, плот-
ность энергии магнитного поля wG и плотность энергии космических лучей wCr, то
окажется, что они близки по величине:
wCR ~ wG = Я2/8 л ~ wT = ри2/2 = пкТ- 10"12 эрг/см3 ~ 1 эВ/см3, (1.1.33)
где Н - напряженность магнитного поля; р - плотность вещества; и - скорость дви-
жения вещества; п - концентрация газа; к - постоянная Больцмана; Т - температура
вещества.
Если предположить, что во всей области, где присутствует космическое излуче-
ние, плотность энергии космических лучей такая же, как и у Земли, то можно полу-
чить полную энергию космических лучей:
^cr = wcr^cr, (1.1.34)
где Pcr - объем пространства, заполненного космическими лучами. Знание объема
Pcr позволяет оценить суммарную энергию, содержащуюся в космических лучах.
Существует несколько возможностей.
Во-первых, космические лучи могут заполнять галактический диск диаметром
около 5-Ю22 см и толщиной в 10 раз меньше: ~(1-3)-1021 см. Тогда
Кд~ 5-Ю68 см3 и IFcr = wCr^4= Ю56эрг. (1.1.35)
44
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Во-вторых, можно предположить, что космические лучи равномерно заполняют
весь объем Метагалактики Имг = 1,2-1085 см3. Если плотность энергии всюду одина-
кова, то полная энергия космических лучей равна:
^маю = ^MI-WCR- 1085-10-,2 = 1073 ЭРГ. (1.1.36)
Очевидно, что другие модели будут иметь промежуточный характер, и истина
лежит где-то там.
В галактических моделях обычно рассматривают два основных варианта: галак-
тическая с гало и дисково-галактическая. В первом случае космические лучи запол-
няют эллипсоидальную область с характерным размером около 5-1022 см, и полная
энергия космических лучей:
FFCR = wCRKr= 1056эрг. (1.1.37)
В дисковой модели объем примерно в 100 раз меньше и, соответственно, меньше
энергия FFcr.
Важным параметром является время накопления космических лучей, определя-
емое их временем жизни Тс&. Гибель частиц обусловлена либо поглощением (поте-
рей энергии при неупругих столкновениях), либо выходом из Галактики (модель
«дырявого ящика» - leaky box model). Верхнюю оценку времени жизни можно полу-
чить, считая, что частицы за время своего существования движутся в среде с равно-
мерной плотностью р и проходят при этом путь /, который можно найти из хими-
ческого состава космических лучей (/~ 5 г/см2). Тогда, полагая р ~ 1,5-10-26 г/см3
(~10 2 атом/см3), получаем:
TCR = l/pc = 1016 с-3,5-108 лет. (1.1.38)
Это верхняя оценка времени жизни 7cRMaKC, так как в окрестностях источников
плотность вещества может быть значительно больше, чем в межзвездном простран-
стве. Если бы время жизни космических лучей определялось ядерными взаимо-
действиями частиц с межзвездным газом, то можно было бы рассчитать ядерное
время жизни Тял в Галактике, исходя из известного пробега поглощения адронов L, и
плотности р:
Tj = Ldpc. (1.1.39)
Очевидно, что определенное таким образом время жизни должно зависеть от
атомного номера космических ядер, поскольку Д- сильно зависит от А. Расчет по
формуле (1.1.39) показывает, что для протонов Тяд ~ 3-109 лет, а для тяжелых
ядер (группа Н) Тял ~ 3-108 лет. Отсюда следует, что ядерное поглощение для про-
тонов можно не учитывать (Гяд» 7симакс), и лишь для тяжелых ядер оно суще-
ственно (Гяд ~ TcRMaKC). Заметим, что в дисковой галактической модели выход
частиц из Галактики в поперечном направлении должен происходить сравни-
тельно быстро и время жизни частиц в Галактике 7д может быть значительно
меньше (-3-106 лет). При этом нужное количество вещества для обеспечения хими-
ческого состава набирается за счет большей плотности газа в диске: п ~ 1 см-3.
Из (1.1.38) имеем:
Тд~3-106лет. (1.1.40)
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
45
1.1.9. Энергетический спектр космических лучей
Различного рода нерегулярности в энергетическом спектре исключительно инте-
ресны, так как указывают на особенности генерации и распространения космических
частиц.
Принято считать, что в широком диапазоне энергий спектр имеет степенной
характер (рис. 1.1.10):
dN/dE = AE~\ (1.1.41)
Рис. 1.1.10. Ядерный состав космического излучения в области
сверхвысоких энергий по данным широких атмосферных ливней.
Хшх - положение максимума каскада в атмосфере. Штриховые
линии - расчеты по модели кварк-глюонных струй QGSJET:
1 - протоны; 2 - ядра железа
Первая особенность спектра наблюдается в области низких энергий. В первичном
излучении отсутствуют частицы с энергией менее ~1 ГэВ. Причины этого обрезания
до конца не ясны.
Вторая особенность видна при энергии ~3 ПэВ, где наклон степенного спектра
первичного космического излучения изменяется от у = 2,73 до у = 3,1. Этот излом в
первичном спектре получил название «колена». Важность этого явления, обнаружен-
ного в экспериментах по широким атмосферным ливням в НИИЯФ МГУ (Vemov and
Khristiansen, 1967), иллюстрируется тем, что изучению этого эффекта посвящено
огромное число работ на протяжении трех десятков лет. «Колено» при 3 ПэВ до
настоящего времени остается одной из загадок природы космических лучей. Пола-
гают, что излом возникает из-за ограниченности мощности сверхновых, в которых
генерируются космические лучи (Sveshnikova, 2003).
Высказываются предположения, что наблюдаемые ныне космические лучи
являются продуктом взрыва одной сверхновой, появившейся очень близко и недавно
46
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Рис. 1.1.11. Схема энергетического
спектра космических лучей:
1,2- варианты формы спектра,
альтернативные GZK-обрезанию;
3 - спектр с GZK-обрезанием
кой статистической обеспеченностью
(например, Геминга (Erlykin and Wolfendale,
1997, 2001)). Свойства космического излу-
чения, в том числе ядерный состав в районе
«колена», исследуются особенно интенсив-
но во многих лабораториях мира. Недавно
появились данные о существовании третьего
«колена» при еще больших энергиях
(~7* 1017—1018 эВ). При такой энергии спектр
снова выполаживается, а явление получило
название «лодыжки» (рис. 1.1.10). Последние
измерения дают указание на существование
нерегулярности и в области промежуточ-
ных энергий (изменяется ядерный состав,
рис. 1.1.10).
В настоящее время зарегистрированы час-
тицы с энергией, превышающей Ю20эВ.
В этой области наши знания ограничены низ-
результата и неуверенностью в применимости
существующих моделей адронных взаимодействий при столь высокой энергии. Если
третья, наиболее энергичная, часть спектра имеет внегалактическое происхождение,
спектр должен иметь верхний предел при энергии ~5• 1019—1020 эВ, определяемый
взаимодействием космических протонов и ядер с реликтовым у-излучением (Грайзен,
Зацепин, Кузьмин - «GZK-обрезание»). Сейчас нет твердых экспериментальных до-
казательств существования такого обрезания.
Общая форма энергетического спектра представлена на рис. 1.1.11.
В итоге мы можем сказать, что первичный энергетический спектр космических
лучей простирается от нескольких мегаэлектронвольт (главным образом, солнечного
и галактического происхождения) до Е~ 1021 эВ (происхождение последних твердо
не установлено).
Энергия космических лучей распределена по степенному закону, хотя показатель
спектра у в разных интервалах энергии несколько различается. Является ли такая
форма спектра случайной?
1.1.10. Природа степенного спектра
Для создания моделей происхождения космических частиц существенно выяснить
вопрос: случайными ли являются степенная форма спектра космических частиц в
широком диапазоне энергий от 1 до 106 ГэВ и значение показателя спектра адронов и
электронов у ~ 2,7, а также каковы причины изломов в спектре адронов? Изучение
формы спектра космических лучей в других галактиках могло бы способствовать
ответу на этот вопрос.
Радиоастрономия решает эту задачу, изучая галактическое синхротронное излу-
чение в других галактиках. Спектр синхротронного радиоизлучения J(v) нетрудно
связать с формой спектра электронов, порождающих это излучение. Если спектр
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
47
электронов степенной с показателем у, то, согласно расчетам (Гинзбург и Сыроват-
ский, 1963), спектр радиоизлучения имеет вид:
J(v)~v^, (1.1.42)
где спектральный индекс 5 = (у - 1) / 2. Изучение спектров радиоизлучения в различ-
ных радиогалактиках показало удивительную близость их спектральных индексов.
В большинстве случаев они заключены в интервале 0,6-1,2, что соответствует
2,2 <у< 3,4, хотя интенсивность радиоизлучения может изменяться на много поряд-
ков (рис. 1.1.12). Приблизительное постоянство спектральных индексов (их разброс
также находит объяснение в рамках синхротронного механизма) наводит на мысль,
что степенная форма спектра с показателем у ~ 2,7 является проявлением некоторой
общей закономерности (Гинзбург и Сыроватский, 1963).
Можно предположить, что такой общей закономерностью является соотношение
(1.1.33), устанавливающее равенство плотностей энергии трех компонент галакти-
ческой материи.
Такое равновесие можно понять из следующих качественных соображений. Если
плотность энергии космических лучей в некотором объеме существенно превзойдет
плотность энергии магнитного поля, то последнее уже не сможет удерживать их в
этом объеме. Начнется выход частиц и уменьшение плотности энергии космических
лучей. Это будет продолжаться до тех пор, пока не установится равновесие. Если
предположить, что равновесие устанавливается на уровне, когда энергия косми-
ческих лучей составляет долю Р от других форм энергии, т. е.
^CR~P^rionH,
(1.1.43)
то для поддержания равновесия необходим
обмен энергией между различными форма-
ми движения, который приведет к измене-
нию энергии космических частиц с помо-
щью некоторого механизма. Пусть энергия
космических частиц 8, а число их Nq. Тогда
Ллн = б/(8^/Р) = е^о/Р, (Г1.44)
где dNo - изменение числа частиц в ре-
зультате их выхода из галактики. Следо-
вательно,
Уо(> Е) = ^£1/(|3’1). (1.1.45)
J, отн. ед.
Рис. 1.1.12. Зависимость спектрального
индекса 5 от интенсивности
радиоизлучения галактик J
в относительных единицах: 1 - особые
галактики, излучающие в радиодиапазоне
в 102—106 раз больше, чем нормальные;
2 - «нормальные» галактики,
яркие в оптическом и слабые
в радиодиапазоне. Оптический облик
радиогалактик очень различен,
а спектральные индексы близки
• 1
о 2
5
Если равновесие осуществляется на
уровне (1.1.33), то р = 1/3 и у = -1,5, а при
Р = 0,4 - у = 1,7. Тогда дифференциальный
спектр имеет вид (Р = 1/3):
Д(£) = ЛГ'5А. (1.1.46)
Как показал Сыроватский С.И., резуль-
тат (1.1.46) справедлив при любом меха-
низме ускорения частиц, когда прирост
48
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
энергии пропорционален самой энергии. Таким образом, спектр космических лучей
должен иметь степенной характер с показателем степени у ~ 2,5 при достаточно
общих предположениях.
1.1.11. Возможные источники космических лучей
1.1.11.1. Энергетические требования
Используя полученную оценку времени жизни Тг в модели с гало (1.1.38), можно
определить мощность источников космических лучей:
Р > Wcr _ 10 ЭРГ = 1 о40 эрг/с. (1.1.47)
7т макс 1 л16 „ r v 7
CR 10 С
В дисковой модели энергия WCr в 100 раз меньше, но одновременно меньше и
время жизни TCRMaKC. Поэтому мощность источников оказывается такой же.
Эта оценка сразу исключает звезды типа Солнца из числа возможных кандидатов
в источники космических лучей. Солнце испускает в среднем 1026 частиц с энергией
выше 1 ГэВ в секунду, а мощность, расходуемая на образование космических лучей,
равна лишь 1023 эрг/с. Поэтому полная мощность, идущая на образование косми-
ческих лучей во всех звездах типа Солнца в Галактике:
PCr= lO^-lO11- 1034 эрг/с, (1.1.48)
что в миллион раз меньше требуемой мощности. Кроме того, существует антикор-
реляция между интенсивностью космических лучей у Земли и активностью Солнца,
различие химического состава Солнца и космических лучей и т. п. В Галактике
существуют значительно более мощные, чем Солнце, звезды, однако число их мало и
получить нужную мощность не удается (Гинзбург и Сыроватский, 1963).
1.1.11.2. Основные модели происхождения космических лучей
Источники космических лучей (см. также гл. 1.2) следует искать среди необыч-
ных объектов в нашей или других галактиках. В связи с этим модели происхождения
космических лучей можно разделить на два класса.
1. Галактические модели, по которым космические лучи образуются в нашей
Галактике и удерживаются в ее пределах магнитными полями (кроме, может быть,
частиц с энергией выше 107 ГэВ).
2. Метагалактические модели, в которых предполагается, что космическое излу-
чение заполняет всю Метагалактику (универсальные модели) либо некоторую об-
ласть Метагалактики, например, Местную группу галактик (локальные модели). Ис-
точниками космических лучей в этих моделях служат радиогалактики и квазары.
Разумеется, галактическая модель не предполагает какой-то выделенности имен-
но нашей Галактики. Согласно этой модели, каждая галактика, подобная нашей, ге-
нерирует свои космические лучи, которые в ней и накапливаются, а плотность кос-
мических лучей в межгалактическом пространстве много меньше, чем в галактиках.
Существуют локализованные источники у-излучения с характерным спектром
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
49
(максимум при Еу ~ 70 МэВ), свидетельствующие о большой плотности адронов в
определенных областях Галактики (например, Крабовидная туманность и остаток
сверхновой Вела в созвездии Парусов). В сверхновой Вела энергия адронов высокой
энергии в оболочке сверхновой 3-1050 эрг.
Не менее убедительны и результаты изучения синхротронного радиоизлучения
электронов в оболочках сверхновых. Так, в Крабовидной туманности электронами
рассеивается мощность порядка 1038 эрг/с. Оценки суммарной энергии космических
лучей (адронов и электронов) в различных галактических сверхновых дают
средние значения, близкие к 1049 эрг. Сверхновые вспыхивают один-два раза в
столетие. Средняя мощность всех сверхновых РСн в нашей Галактике, расходуемая
на образование космических лучей:
Рен = ^сн / Рен ~ 1 о40 эрг/с. (1.1.49)
Этого достаточно, чтобы поддерживать интенсивность космических лучей на
постоянном уровне. Известно, что некоторые галактики содержат гораздо больше
космических лучей, чем наш Млечный Путь. Определенная по интенсивности радио-
излучения суммарная энергия релятивистских электронов в радиогалактиках дости-
гает 1060 эрг. Существование синхротронного излучения в ультрафиолетовом диа-
пазоне показывает, что в таких галактиках присутствуют электроны, а следовательно,
и протоны с энергией 10 ТэВ (например, в радиогалактике М82).
Огромная мощность радиогалактик побудила некоторых исследователей обра-
титься к радиогалактикам как источникам космических лучей во всей Метагалактике,
т. е. к метагалактическим моделям. Однако, как показывают оценки, полученные
Гинзбургом В.Л. (Гинзбург и Сыроватский, 1963), ни радиогалактики, ни вся сово-
купность нормальных галактик не могут населить Метагалактику космическими
лучами с плотностью энергии WM ~ WCR, где WMV - плотность энергии космиче-
ских лучей в метагалактическом пространстве, a WCR - плотность энергии в нашей
Галактике.
Рассмотрим область Метагалактики, из которой космические лучи могут достичь
Земли за время существования Метагалактики, т. е. примерно за 108лет. Размер
этой области равен J?MaKC ~ 1026 см. В ней около 104 галактик и около десятка радио-
галактик.
Если размер Метагалактики 1О10 лет, то космические лучи могут дойти до Земли со значи-
тельно меньших расстояний. Путь космических лучей в Метагалактике не является прямоли-
нейным. Хаотические магнитные поля рассеивают частицы, и картина их движения близка к
диффузионной, определяемой коэффициентом диффузии D = (1/3)/и см2/с, где /- пробег меж-
ду взаимодействиями, а и ~ с - скорость частицы. Коэффициент диффузии численно равен по-
ловине среднего квадрата смещения частицы за единицу времени. Поэтому путь, проходимый
частицей при диффузии за время Г, равен R = (2£)7)1/2. Если пробег / принять, например, рав-
ным расстоянию между галактиками / ~ 1025 см, то для времени существования Метагалактики
(~Ю10лет) получим 7?Макс= 2,5-1026см = 2,6-Ю8лет. Таким образом, за время существования
Метагалактики космические лучи могут дойти до Земли лишь с расстояния 108 световых лет.
Тогда, считая, что обычные галактики генерируют космические лучи с той же
мощностью, что и Млечный Путь (т. е. 5-1040 эрг/с), получаем полную энергию
космических лучей в Метагалактике:
= (1.1.50)
50 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
где Гмг - время существования Метагалактики (~1О10 лет), а ЛГгал ~ 104 - число галак-
тик в объеме радиуса RMaKC. Подставляя численные значения, находим энергию:
И^мг ~ 31017-104° 104 = 3-1061 эрг, (1.1.51)
или плотность энергии:
1Умг ~ ^мг/ ^МГ = 3 ^мг/4лТ?3Макс ~ 10 17 эрг/см3,
что много меньше плотности космических лучей в Галактике. Хотя в радиогалак-
тиках содержится в тысячу раз больше космических у-лучей, чем в нормальных
галактиках, и поэтому можно полагать, что их мощность тоже в тысячу раз больше,
но число радиогалактик в тысячу раз меньше, и их вклад в наполнение космическими
лучами Метагалактики не превышает вклада обычных галактик. Это заключение
относится лишь к плотности энергии космических лучей, т. е. в основном к косми-
ческим частицам с энергиями единицы и десятки гигаэлектронвольт. Имеются и дру-
гие аргументы против метагалактических моделей, в частности наблюдения потоков
изотропной компоненты у-фотонов, указывающие на низкий поток адронов в Мета-
галактике. Что касается частиц с энергиями 107-1010ГэВ, то нельзя исключить
возможности того, что именно радиогалактики с их огромными энергетическими
ресурсами, мощными магнитными полями и большими скоростями движения мате-
рии могут служить ускорителями частиц до столь высоких энергий.
Следует упомянуть еще эволюционную метагалактическую модель, которая отно-
сит возникновение космических лучей к ранним эпохам эволюции Метагалактики.
Такие космические лучи были бы реликтовыми, подобно реликтовому электро-
магнитному излучению. Гинзбург В.Л. и Сыроватский С.И. привели аргументы в
пользу того, что в наше время реликтовые космические лучи составляют небольшую
часть всего излучения (Гинзбург и Сыроватский, 1963).
Поэтому можно считать, что основная часть космических лучей (кроме частиц
самых высоких энергий) генерируется и удерживается в галактиках, причем источ-
никами могут быть взрывы сверхновых. Сейчас полагают, что космические лучи
предельно высоких энергий тоже возникают во взрывах сверхновых. Они не будут
удерживаться в магнитных полях обычных галактик. В частности, частицы с энер-
гией выше 1010 ГэВ практически свободно распределены по всей Метагалактике
(включая нашу Галактику).
Заметим, что наклон спектра в источниках для всех ядер у, « 2,2, что согласуется с
единым механизмом ускорения ядер. Хорошо известно, что статистический меха-
низм ускорения имеет второй порядок относительно и/с из-за столкновений с намаг-
ниченными облаками «вдогонку», и приращение энергии в расчете на одно соуда-
рение (и - скорость движения намагниченных облаков) очень мало:
Д£~(и/с)2£~ 10^£. (1.1.52)
Для успешного ускорения частиц необходим механизм ускорения первого поряд-
ка относительно и/с. Для этого нужно, чтобы все столкновения были встречными.
В космическом пространстве такой процесс обеспечить невозможно. Однако в
источниках (например, в оболочках взрывающихся звезд, когда в плазме возникают
ударные волны) подобные условия иногда создаются.
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
51
Регулярный механизм ускорения в ударных волнах был предложен Крым-
ским Г.Ф.
Рассмотрим систему координат, связанную с ударной волной, движущейся парал-
лельно силовым линиям упорядоченного поля. Плоскость волны разделяет простран-
ство на две области - возмущенную и невозмущенную. Скорости движения неодно-
родностей в этих частях различны и равны щ и и2, причем скорость частицы о »z/i и
и2. Частица будет случайным образом блуждать между неоднородностями, много-
кратно пересекая фронт волны. При каждом пересечении фронта частица будет при-
обретать или терять энергию. За один цикл, который состоит в пересечении фронта в
прямом и обратном направлениях, импульс частицы изменяется на величину:
Др/р = 2 (и\ - w2)/u = 2 (q - l)w2/u, (1.1.53)
где <з = щ/и2 - коэффициент компрессии. (Из закона сохранения материи следует,
что pi^i = p2w2, и поэтому и\/и2 = p2/pi). В трехмерном случае из-за усреднения по
углам:
Др/р = (4/3)(с- l)w2/u. (1.1.54)
Из-за общего дрейфа со скоростью и2 часть частиц будет выноситься из области
ускорения. В трехмерном случае эта доля равна &п/п = -4w2/u (средняя скорость
блуждания равна и/4). Если после каждого цикла остается доля частиц то после
к циклов имеем:
п = п0^ и р =Pof,
где J* - коэффициент возрастания энергии. Исключив к, имеем:
И(>р) = «о(р = Hblp/p^-". (1.1.55)
Учитывая, что « и, получим:
у=1+3/(с-1). (1.1.56)
Коэффициент компрессии в мощных ударных волнах а ~ 4, т. е. у ~ 2, что близ-
ко к экспериментальным оценкам для источников. Предыдущее рассмотрение
справедливо, если область ускорения много больше свободного пробега частиц X.
Время одного цикла складывается из времен пребывания частиц в двух полу-
пространствах, которые определяются соответствующими коэффициентами диффу-
зии D\ и D2, а полное время ускорения зависит от времени существования ударной
волны. Механизм действует все время, пока ударная волна остается сильной.
Поэтому в остатках сверхновых ускорение продолжается до тех пор, пока они не
расширятся до значительных размеров. Сильные ударные волны возникают,
по-видимому, в самых различных объектах, включая, кроме разлетающихся обо-
лочек сверхновых, ядра галактик и горячие пятна во внегалактических радиоис-
точниках.
Расчеты показывают, что предельные энергии, которых достигают частицы при
взаимодействии с ударными волнами в оболочках сверхновых, достигают 106ГэВ.
Такое значение энергии соответствует излому в спектре космического излучения
(«колену»). Рассмотренный механизм иногда называют механизмом Ферми первого
порядка.
52 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.1.11.3. Ударные волны в молодых остатках сверхновых
Механизм Ферми первого порядка действует длительное время практически до
полной диссипации сильной ударной волны. На более ранних стадиях эволюции обо-
лочки сверхновой, в самом ее начале, ситуация может быть иной (Berezhko et al.,
1996). Когда ядро звезды только сколлапсировало, выделяющаяся энергия связи ней-
тронной звезды передается падающему веществу. Эта энергия так велика, что возни-
кает очень сильная ударная волна, и внешние слои звезды приходят в движение. По-
скольку плотность газа, через который движется ударная волна, падает, скорость ее
фронта должна увеличиваться и приближаться к скорости света. Энергия в расчете на
атом непосредственно за фронтом ударной волны становится очень большой. Кол-
гейт и Джонсон в работе (Colgate and Jonson, 1960), рассматривавшей эту модель,
считают, что частицы за фронтом становятся релятивистскими при плотности около
30 г/см3. По мере прохождения через еще более разреженные слои частицы в каждом
слое ускоряются до все больших энергий по мере того, как плотность уменьшается.
По оценкам (Colgate and Jonson, 1960), частицы ускоряются до энергий, показанных
в табл. 1.1.5.
В этом механизме трудно получить частицы сверхвысоких энергий, поскольку
прежде чем такие энергии будут достигнуты, ударная волна рассеивается. Но осо-
бенность механизма состоит в том, что происходит ускорение не отдельных частиц, а
больших потоков вещества. Согласно расчетам автора, примерно 10-4 общей массы
звезды может выбрасываться с релятивистскими скоростями.
Предложен целый ряд других механизмов ускорения, например, ускорение в маг-
нитных полях нейтронных звезд и плазменный турбулентный ускоритель (Цытович,
1971). В последнем случае частицы, находящиеся в плазме, взаимодействуют с
турбулентными вихрями и нагреваются, пока не наступит равновесие.
Общим свойством всех предложенных моделей является степенной спектр уско-
ренных частиц, причем показатель степени близок к наблюдаемому на опыте спектру
космических лучей, а ускорение возможно до 109ГэВ. Однако остаются проблемы
ускорения частиц до сверхвысоких энергий, Е> 1О10 ГэВ, поскольку при таких энер-
гиях их гирорадиус становится больше, чем размер самого остатка сверхновой. По-
видимому, в этом диапазоне нужно искать другой механизм ускорения. Наиболее
вероятным кандидатом можно считать магнитосферы пульсаров.
Поскольку масса нейтронной звезды примерно равна 1МС, се запас энергии порядка
1053 эрг, а магнитное поле на поверхности имеет напряженность ~1010-Ю12 Гс. Маг-
нитное поле волны в основании волновой зоны вращающегося пульсара составляет 106Гс, и, следовательно, напряженность электрического поля равна: Е = сВ = 3-1014 В/м. При такой напряженности электрического поля нужны буквально мгновения, чтобы частица разогналась до скорости, близкой к скорости света: mdo! dt = еЕ, Предельные эн Таблица 1.1.5 ергии при ускорении
Плотность, г/см3 Энергия на частицу, ГэВ
1 10’5 I042 10 ю4 108
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
53
Поэтому (мы приняли, что в пределе do!dt ~ clТ, Т- время ускорения):
тпс!Т=еЕ, т. е. Т= тпс/еЕ- 10~14 с.
Это время ничтожно мало по сравнению с минимально возможным периодом
вращения пульсара -1СГ4 с. Поэтому в окрестности пульсара все частицы релятивист-
ские. Как только скорость частицы оказывается сравнимой со скоростью света, ста-
новятся существенными магнитные силы, которые искривляют ее траекторию в на-
правлении распространения волны. В результате частица непрерывно ускоряется,
двигаясь более или менее в фазе с волной, т. е. примерно так же, как в синхрофазо-
троне. Траектории частиц в поле сильной волны детально рассчитывались многими
авторами (см. Гинзбург, Сыроватский, 1963; Лонгейр, 1984).
С помощью первого уравнения Максвелла оценим, какое электрическое поле мо-
жет возникать при максимально быстром изменении поля В в области размером L,
VE = - дБ/dt, отсюда (при Е = Вс):
EIL = BI(Llc). (1.1.57)
Тогда полная энергия, сообщаемая частице, равна
^zeEdx = zeBcL, (1.1.58)
т. е.
Емакс = zeBcL. (1.1.59)
Подставляя вероятные значения параметров в основании волновой зоны
В=Ю10Гс, £=100 км, получим, что максимальная энергия протона равна
£макс ~ 3-1010 ГэВ. Ограничение на энергию частиц накладывают потери на излуче-
ния, которые, в конце концов, становятся существенными. В принципе не возникает
трудностей с ускорением частиц в окрестностях пульсаров до сверхвысоких энергий.
Из приведенного примера следует, что проблема ускорения частиц до таких энергий
может быть решена.
Активные ядра галактик представляют собой нечто похожее на пульсары гигант-
ских размеров и другие экзотические образования. Может быть, именно они являют-
ся источниками космических лучей сверхвысоких энергий (Клапдор-Клайнгротхаус
и Штаудт, 1997; Лонгейр, 1984).
1.1.12. Стандартная модель
1.1.12.1. Большой взрыв
Описание ряда общих свойств Метагалактики удается сделать в рамках СМ, кото-
рую называют еще моделью Большого взрыва или огненного шара - файербола.
СМ опирается на четыре основных экспериментальных результата.
1. Красное смещение, интерпретируемое как результат Доплер-эффекта при уда-
лении галактик друг от друга.
2. Реликтовое излучение как результат адиабатического остывания Мета-
галактики.
54
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
3. Распространенность легких элементов, характеризующая определенные мо-
менты в эволюции Метагалактики.
4. Существование жизни, поскольку мы живем.
Температура Метагалактики в любое данное время непосредственно связана с ее
размером и возрастом.
Иногда удобно измерять возраст Метагалактики непосредственно в терминах
температуры. При температуре Т выше 104 К связь между температурой и временем
дается выражением:
Для температуры ниже 104 К зависимость температуры от времени иная:
Т~ Г113.
Хронология эволюции Метагалактики в зависимости от ее возраста и темпера-
туры показана в табл. 1.1.6.
Когда Метагалактика была в возрасте одной секунды, температура была прибли-
зительно десять миллиардов градусов. Самая ранняя Метагалактика была значи-
тельно горячее. В это время она представляла собой сгусток плазмы, состоящей из
всех типов элементарных частиц, находящихся в равновесии. В нее входили фотоны,
кварки, лептоны, непрерывно шли процессы рождения и аннигиляции частиц.
При Т= 1011 К барионы были представлены протонами и нейтронами, нахо-
дящимися в равновесии. Такое равновесие поддерживалось за счет реакций:
p + e~<-»n + ve и n + e+<-»p+ve.
Серьезной проблемой является вероятное отсутствие в этот момент антинукло-
нов. Полагают, что в первые мгновения после возникновения Метагалактики про-
Таблица 1.1.6
Хронология эволюции Метагалактики
Г, ГэВ /, С Что происходило
ю19 Ю-43 Планковская эра, квантовая гравитация
1015 = 7,7-1027 К 10-35 Великое объединение, инфляция, топологические дефекты
103 = 7,7-Ю15 К 10’12 Суперсимметрия
102 Ю-io Электрослабый переход SU(2) ® U(l)—>SU(2) + U(l)
10’3 = 7,7-109 К 1 Отделение нейтрино
5-10^ = 3,9-10’ К 4 е+е"-аннигиляция
3,8-1(Г5 200 Первоначальный ядерный синтез
10" 10" Равновесие вещества и излучения
ЗЮ’12 1013 Образование атомов, освобождение фотонов
10’13 1,4-1 (Г15 (-5-107 лет) Образование галактик
3,2-10'13 = 2,5 К 5-1017 (-16-109 лет) Наше время: галактики, звезды, сверхновые, черные дыры
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
55
изошло самопроизвольное нарушение симметрии на уровне 10~9, т. е. образовался
избыток протонов над антипротонами на таком уровне. В результате к моменту,
когда перестали рождаться рр-пары, барионы и антибарионы проаннигилировали,
но остался небольшой избыток барионов. Этот избыток сохранился до нашего вре-
мени, и сейчас нуклонов в 109 раз меньше, чем фотонов.
Из-за различия масс протонов было больше, чем нейтронов. Их соотношение оп-
ределялось формулой Гиббса:
р/п = exp((mn -mp)c2 /кТ^.
При Т= 1011 К число протонов практически равно числу нейтронов, но при
Е= 1О10 К соотношение меняется из-за распада части нейтронов до р/п = 76/24, а при
109К до р/п = 86/14. Такая температура достигается через несколько минут после
начала эволюции Метагалактики, и часть нейтронов не успевает распасться. При
этой температуре барионы начинают объединяться в ядра. Последнее соотношение
определяет долю ядер гелия, так как практически все нейтроны расходуются на их
формирование. Первоначальный ядерный синтез (Ишханов и др., 1999) начался при-
мерно через 2 минуты после Большого взрыва, когда температура упала до 109К.
Важнейшими были реакции:
р + п <-» D + у,
D + D <-» 3Не + п <-» 3Н + р,
ЗН + D <-» 4Не + п,
4Не + 3Н -> 7Li + у.
Почти все первоначальные барионы были связаны в ядрах D, 3Не, 4Не либо оста-
лись в форме свободных протонов. В то время синтезировался, главным образом,
дейтерий. Современная распространенность дейтерия лишь немного отличается от
первоначальной за счет последующего синтеза в звездах. Она равна:
D/p = (2,3 ± 0,3 ± 0,3)10"5.
Ядра гелия практически полностью используют все имеющиеся нейтроны, а ос-
тавшиеся протоны служат для формирования водорода. Расчеты показывают, что
в процессе первичного нуклеосинтеза могут образоваться и легкие ядра:
2D~3-10’5%, 3Т~2Л(Г5%, 4Не~25%, 7Li ~ 10~9%.
Более тяжелые ядра в этот период практически не возникают. Ядра водорода и ге-
лия очень устойчивы. Таким образом, большинство ядер, которые образовались в
течение Большого взрыва, живы до наших дней. Эта особенность позволяет нам про-
верить предсказания гипотезы Большого взрыва. Соотношение количества ядер
водорода и гелия не должно меняться в течение последующего развития Метагалак-
тики. Наблюдения дают средние значения содержания элементов в Метагалактике:
4Не/'Н = 0,230 ±0,010,
7Li/'H < 8-1O'10,
что близко к предсказаниям модели. Концентрация гелия не меняется от места к мес-
ту и показывает, что гелий имеет первичное происхождение. Согласие между тео-
56
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
рией и наблюдением означает, что картина Большого взрыва через несколько минут
от начала достаточно правильна.
Возникает вопрос, как могла возникнуть жизнь, если более тяжелые ядра не обра-
зовались. В СМ синтез тяжелых элементов происходит во время термоядерных реак-
ций в звездах. На определенном этапе своего развития звезды взрываются (вспышки
сверхновых регулярно регистрируются в Метагалактике). Вещество таких звезд рас-
сеивается в пространстве, и за его счет под действием гравитации формируются
новые звезды типа Солнца и планеты, в которых уже присутствуют все элементы,
необходимые для формирования жизни.
Метагалактика продолжала расширяться и после периода образования ядер.
Никаких катастрофических событий не происходило в течение последующих трех-
сот тысяч лет. Но температура упала настолько, что стало возможным возникнове-
ние атомов. В это время Метагалактика состояла из горячей плазмы положительно
заряженных ядер, отрицательно заряженных электронов и фотонов. Формирование
атомов привело к тому, что электрические заряды исчезли, и фотоны оказались
свободными. Метагалактика стала прозрачной. Фотоны больше не пропадали бес-
следно, поглощенные в электромагнитных взаимодействиях. Остывая, они сохра-
нились до сегодняшнего дня. Они заполнили всю Метагалактику в начале эры
вещества. Они теряли энергию, но делали это с одной и той же скоростью, зави-
сящей от расширения пространства. Модель Большого Взрыва предсказывает
существование фотонов, заполняющих Метагалактику. Они произошли от перво-
начального файербола (т. е. черного тела) и должны иметь планковское распреде-
ление энергии. Сегодня эта энергия весьма низкая, так как Метагалактика расши-
рялась, по крайней мере, десять миллиардов лет. Современная космологическая
теория предсказывает, что средняя температура излучения должна быть около трех
градусов выше абсолютного нуля. Мы видели, что эксперимент подтверждает по-
добный вывод.
Итак, Большой взрыв описывает рождение нашей Метагалактики на основе очень
сильных экспериментальных аргументов. Однако наряду с такими фундаменталь-
ными достижениями СМ встречается с некоторыми трудностями.
Первая из них связана с формированием галактик.
Небольшие неоднородности плотности вещества, возникшие в течение Большого
взрыва, служили областями, вокруг которых формировались галактики. Плотность
этих областей постепенно увеличивалась, и сила притяжения в пределах этих сгуст-
ков настолько возрастала, что они начали вести себя как гравитационно связанные
объекты. Эти острова вещества начали быстро сжиматься (коллапсировать). По мере
сжатия они разбились на множество мини-островов, и эти мини-острова, в конечном
счете, сформировались в звезды и галактики.
К сожалению, в СМ имеется проблема, связанная с начальными значениями
неравномерностей плотности. Предсказанные флуктуации оказываются настолько
малы, что в наше время до галактик было бы еще далеко. Десяти миллиардов
лет недостаточно для развития всей той структуры Метагалактики, которую мы
сегодня наблюдаем. Это означает, что и механизм создания галактик и звезд сов-
сем иной.
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
57
Другая проблема связана с судьбой Мета-
галактики. В настоящее время Метагалакти-
ка расширяется. Насколько стабилен этот
процесс? Будет ли Метагалактика расширять-
ся неопределенно долго, или она начнет
повторно сжиматься и схлопнется в новый
огненный шар? Согласно уравнению (1.1.1),
существует три возможности, которые гра-
фически представлены на рис. 1.1.13
(Лидсей, 2004).
Критическая линия отмечена символом D.
Эта линия изображает случай, когда Q = 1.
В такой ситуации Метагалактика будет рас-
ширяться беспрепятственно.
В настоящее время состояние Метагалак-
тики близко к линии D (геометрия простран-
ства евклидова), и нельзя сказать, выше или
ниже линии D пребывает сейчас Метагалакти-
ка. Неопределенность в наблюдениях все еще
слишком велика, чтобы сделать окончатель-
Рис. 1.1.13. Судьба Вселенной. На
графике показаны возможные варианты
эволюции Метагалактики. Линия D
соответствует равновесию сил
гравитации и кинетического движения
(Q = 1). В этом случае Метагалактика
будет стабильно расширяться.
Здесь не учтен возможный вклад
«темной энергии»
ный вывод. Из рис. 1.1.13 следует, что линия, обозначающая расширение нашей Ме-
тагалактики, может постепенно отходить от линии D по мере старения Метагалакти-
ки. Странно, что Метагалактика расширяется уже Ю10 лет, а находится почти на ли-
нии D. В течение 1О10 лет Метагалактика, расширяясь, не сходила с линии D? Но как
она там оказалась? Столь точная настройка теоретикам кажется неправдоподобной.
Это так называемая проблема «флэтности», или «плоскостности»: геометрия Метага-
лактики была и остается эвклидовой.
При t< 10"44 с после возникновения Метагалактики, вероятно, проявлялись кван-
товые эффекты в гравитации, поскольку размер Метагалактики был сравним с раз-
мером фундаментальной частицы. О квантовых эффектах в гравитации ничего не
известно, поскольку квантовая теория гравитации отсутствует. Модель Большого
взрыва в существующей форме не может объяснить точное попадание Метагалак-
тики на линию D. Вероятно, ранее действовали неведомые нам процессы, которые
поместили Вселенную на линию D.
Третья проблема порождена, казалось бы, самым главным достоинством модели.
Она связана с космической микроволновой фоновой радиацией. Эта радиация оста-
лась по существу неискаженной с той поры, когда Метагалактике было прибли-
зительно триста тысяч лет. В то время произошло отделение излучения от вещества.
СМ не в состоянии объяснить наблюдаемую степень однородности реликтового
излучения. Большой взрыв был слишком короток.
Следовательно, несмотря на огромные успехи СМ, в ней имеется ряд недоработок
и противоречий. Она нуждается в коррекции. Это было сделано Линде А.Д. и мно-
гими другими учеными (Линде, 1990). Развитие модели Большого взрыва получило
название инфляционной теории, или теории раздувания.
58
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.1.12.2. Модель раздувания
Прежде чем обсуждать возможные решения проблем, сделаем некоторые уточ-
нения.
Когда говорят о разбегании галактик, может возникнуть представление, что
движутся галактики. Однако в модели не разбегаются галактики, а расширяется про-
странство.
Второе, что надо отметить, - это особенности расстояния горизонта. Хотя рас-
стояние горизонта определяет, как далеко мы можем видеть в данное время, это не
значит, что за этим пределом ничего нет. Пространство может продолжаться и
дальше. У нас нет никакого способа определить реальную протяженность мира из
наших наблюдений.
В инфляционной модели предполагается, что на ранней стадии развития Вселен-
ной, предшествовавшей Большому взрыву и фактическому рождению Метагалак-
тики, произошло экспоненциальное раздувание пространства (со скоростью, пре-
вышающей скорость света), что привело к экспоненциальному уменьшению его
кривизны. Можно сказать, что Вселенная «вздувается». Поэтому такое расширение
называют космологическим раздуванием, или инфляцией. В результате Метагалак-
тика оказалась плоской и очень близкой к линии D.
В течение раздувания Вселенная расширяется быстрее, чем при Большом взрыве.
Основной постулат инфляции состоит в том, что плотность энергии во Вселенной
остается почти постоянной, а объем
Рис. 1.1.14. В течение раздувания линии,
описывающие эволюцию
Метагалактики, приближаются к линии
D очень быстро, независимо от того,
находятся ли они выше или ниже ее.
Чем дольше продолжается раздувание,
тем ближе линии подходят к D.
Раздувающаяся Вселенная будет вести
себя так, как будто энергия расширения
почти точно сбалансирована
гравитационным притяжением материи.
Линии расходятся от D уже
после раздувания
растет. Рис. 1.1.13 должен быть изменен, если
его применить к раздувающейся Метагалак-
тике. Все линии на этой диаграмме - включая
линию D - взвиваются вверх (пространство
быстро расширяется).
Эти модификации показаны на рис. 1.1.14.
Раздувание начинается в некоторое время t\ и
заканчивается в момент Главное на
рис. 1.1.14 состоит в том, что верхние и
нижние линии сдвигаются в направлении ли-
нии D в течение всего периода раздувания.
Поэтому линия, представляющая нашу Мета-
галактику, оказалась очень близка к D в тече-
ние всего периода раздувания. Суммируя,
можно сказать, что инфляционное расширение
ранней Метагалактики есть тот механизм, ко-
торый помещает Метагалактику очень близко
к линии D, а причина - точный баланс поло-
жительной и отрицательной энергии.
Теперь остается согласовать два явления:
температура реликтового излучения очень
однородна, и одновременно возникают флук-
туации вещества, необходимые для формиро-
вания галактик. Если существовали флук-
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
59
туации в распределении вещества, они должны проявиться и в неоднородности
реликтового излучения. Ответ на этот вопрос был получен на спутнике СОВЕ
(см. разд. 1.1.3.3).
Инфляционная модель пытается ответить на вопрос: почему наша Метагалактика
имеет только три измерения? Этот вопрос тесно связан с антропным принципом. Как
ни странно, это накладывает серьезные ограничения на всю эволюцию мира. Инфля-
ционная Вселенная, состоящая из огромного числа независимых областей, в прин-
ципе может иметь самое разное количество размерностей в разных областях. Часть
размерностей настолько сильно замкнуты на себя, что мы их и не увидим. Они будут
проявляться лишь косвенно, в локальном пространстве, устанавливая пределы
объединения разных сил. В нашем мире инфляционно раздулись только три про-
странственных размерности. В других мирах число раздувшихся размерностей может
быть иным.
Существование жизни в известной нам форме зависит от множества факторов.
В частности, мы живем на планете, которая находится на орбите как раз на правиль-
ном расстоянии от звезды. Водородный атом и все другие элементы могут существо-
вать только в трехмерном мире. Поэтому антропный принцип требует, чтобы наша
Метагалактика содержала точно три пространственных измерения. Мы упоминали,
что углерод не мог бы быть произведен в течение Большого взрыва из-за отно-
сительной стабильности ядра гелия. Углерод образуется в ядрах звезд в течение про-
цесса ядерного синтеза. Этот процесс до его завершения занимал миллиарды лет.
Вселенная, способная поддержать жизнь, должна сохраняться в течение такого
отрезка времени. Кроме того, звезды не могли бы сформироваться, если бы Мета-
галактика не была достаточно близка к линии D на рис. 1.1.14. Существует множе-
ство других условий существования жизни. Но вечная природа раздувания, порож-
дающая бесконечное число Метагалактик, означает, что область, удовлетворяющая
всем условиям, будет в конечном итоге сформирована и появится жизнь, в том числе
разумная.
Почему же произошел взрыв? Что взорвалось? Существовало ли пространство-
время до взрыва? Ответить однозначно на эти вопросы затруднительно. Метагалак-
тика родилась, и новые Метагалактики продолжают рождаться бесконечно в резуль-
тате флуктуаций энергии вакуума, т. е. «из ничего» (следует отметить, что имеются
сторонники иной точки зрения: Вселенная родилась «из чего угодно»). Этот процесс
подобен рождению пары виртуальных частиц-античастиц из вакуума. Поэтому
суммарный заряд Вселенной равен нулю, суммарная энергия Вселенной равна нулю,
гравитационная энергия в точности равна энергии вещества и Q = 1.
Модель раздувания предсказывает достаточные неравномерности в температуре
реликтового излучения. Ожидаемая нерегулярность температуры не превышает
10’5 к.
Несмотря на большие усилия экспериментаторов, найти нерегулярности не уда-
валось до конца 1980-х гг. Как и в ряде других случаев, космические исследования
помогли решить задачу.
Мы уже обсуждали открытие таких флуктуаций в 1992 г. (эксперимент СОВЕ),
что стало главной новостью в физическом мире. Это наблюдение рассматривалось
60
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
многими как одно из наиболее существенных крупных достижений космологии,
начиная с открытия самого реликтового излучения. Каков смысл открытия, сделан-
ного СОВЕ? До обнаружения нерегулярности в температуре излучения («рябь» в фо-
тонном море) электрослабая эра была самым ранним периодом времени, который мы
могли исследовать экспериментально. Когда этот период приближался к завер-
шению, Вселенная имела возраст приблизительно 10-10 секунды. Более ранние вре-
мена не могут быть исследованы земными экспериментами. Если мы движемся назад
во времени, следующий существенный этап - конец эры Великого Объединения. Это
соответствует намного более раннему времени и значительно более высокой энерге-
тической шкале. Ясно, что построение ускорителя, способного к зондированию такой
шкалы времени, невозможно. Казалось бы, что эра Великого Объединения должна
быть вне досягаемости наших экспериментов. Результаты СОВЕ изменяют такое пес-
симистическое заключение. СОВЕ непосредственно измеряет то, что представляла
собой Вселенная в период разъединения сил. Идея состоит в том, что на события в то
время сильно повлияли условия, которые полностью приложимы к периоду Великого
Объединения. Теория раздувания предсказывает, что рябь в космическом излучении
существует из-за крошечных квантовых флуктуаций, которые возникли, когда воз-
раст Вселенной составлял менее 10-35 секунды. Точный характер этих флуктуаций
весьма сильно зависит от физических процессов, которые включали инфляционное
раздувание. Поэтому с помощью современных космологических наблюдений и
исследования космического излучения в разных его формах можно восстановить
картину самой ранней Метагалактики перед электрослабой эрой.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
За последние годы сделаны крупнейшие открытия в области космогонии. В част-
ности, открыты проявления черной материи и предсказано существование фундамен-
тального типа взаимодействий, предсказываемого существованием темной энергии,
которая, возможно, является проявлением антигравитации. Это полностью меняет
наши представления о динамике Вселенной. Изучение космических излучений, воз-
можно, даст ключ к решению многих проблем рождения и развития Вселенной.
ЛИТЕРАТУРА
Блиох П.В., Минаков А.А. Гравитационные линзы. М.: Мир, 1990.
Боум Ф., Фогель П. Физика массивных нейтрино. М.: Мир, 1990.
Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И. Происхождение космических лучей. М.: АН СССР, 1963.
Глинер Э.Б. Алгебраические свойства тензора энергии-импульса и вакуумоподобные состояния вещества.
ЖЭТФ, 49, 542, 1965.
Зельдович Я.Б., Новиков И.Д. Релятивистская астрофизика. М.: Наука, 1967.
Ишханов Б.С., Капитонов И.М., Тутынь И.А. Нуклеосинтез во Вселенной. М.: Изд-во МГУ, 1999.
Каплан С.А., Пикельнер С.Б. Физика межзвездной среды. М.: Наука, 1979.
Клапдор-Клайнгротхаус Г.В., Штаудт А. Неускорительная физика элементарных частиц. М., 1997.
Коулмен С. Магнитный монополь пятьдесят лет спустя. УФН, 144, 277, 1984.
Лидсей Дж. Рождение Вселенной (пер. с англ.). М.: Весь мир, 2004.
Линде А.Д. Физика элементарных частиц и инфляционная космология. М.: Наука, 1990.
Лонгейр М. Астрофизика высоких энергий. М.: Мир, 1984.
ГЛАВА 1.1
ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА
61
Окунь Л.Б. Лептоны и кварки. М.: Наука, 1984.
Рузмайкин А.А., Соколов Д.Д., Шукуров А.М. Магнитные поля галактик. М.: Наука, 1989.
Тэйлор Р. Строение и эволюция звезд. М.: Мир, 1973.
Цытович В. Теория турбулентной плазмы. Атомиздат, М., 1971.
Berezhko E.G., Elshin V.K., Ksenofontov L.T. The Acceleration of Cosmic Rays in Supernova Remnants. Journal
of Experimental and Theoretical Physics, 82, pp. 1-18, 1996.
Colgate S., Johnson M. Hydrodynamic Origin of Cosmic Rays. Phys. Rev. Lett., 5, pp. 235-238, 1960.
Erlykin A.D., Wolfendale A.W. A Single Source of Cosmic Rays in the Range 1015-1016 eV. Journal of Phys-
ics G: Nuclear and Particle Physics, 23, pp. 979-989, 1997.
Mather J.C., Cheng E.S., Eplee R.E. Jr., Isaacman, R.B., Meyer S.S., Shafer R.A., Weiss R., Wright E.L., Ben-
nett C.L., Boggess N.W., Dwek E., Gulkis S., Hauser M.G., Janssen M., Kelsall T., Lubin P.M., Mose-
ley S.H. Jr., Murdock T.L., Silverberg R.F., Smoot G.F., Wilkinson D.T. A preliminary measurement of the
cosmic microwave background spectrum by the Cosmic Background Explorer (СОВЕ) satellite. The Astro-
physical Journal Letters, 354, L37-L40, 1990.
Silk J., Wyse R. Galaxy formation and Hubble sequence. Phys. Rep., v. 231, p. 293, 1993.
Sveshnikova L.G. The knee in galactic cosmic ray spectrum and variety in Supemovae. Astronomy and Astro-
physics, v. 409, pp. 799-807, 2003.
VemovS.N., Khristiansen G.B. The Investigation of the Extensive Air Showers at Sea Level. In: Proc, of 10th
ICRC Calgary, v. 1, p. A345, 1967.
Wright E.L., Meyer S.S., Bennett C.L., Boggess N.W., Cheng E.S., Hauser M.G., Kogut A., Lineweaver C., Ma-
ther J.C., Smoot G.F., Weiss R., Gulkis S., Hinshaw G., Janssen M., Kelsall T., Lubin P.M., Moseley S.H.Jr.,
Murdock T.L., Shafer R.A., Silverberg R.F. and Wilkinson D.T. Interpretation of the CMB Anisotropy De-
tected by the СОВЕ DMR. Astrophysical Journal Letters, 396, L13, 1992.
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
Калмыков Н.Н., Куликов Г.В., Роганова Т.М.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Под космическими лучами (КЛ) обыкновенно понимаются потоки заряженных
релятивистских частиц, начиная от протонов и ядер гелия и заканчивая ядрами более
тяжелых элементов вплоть до урана, рожденных и ускоренных до высоких и пре-
дельно высоких (вплоть до 1О20 эВ) энергий вне пределов Земли. При этом в потоке
частиц с энергией до 109 эВ доминирует вклад Солнца, а частицы более высоких
энергий имеют галактическое (и, возможно, при самых высоких энергиях экстрага-
лактическое) происхождение. Естественно, что протоны и ядра не исчерпывают всего
многообразия излучений, приходящих на Землю из космического пространства. Воп-
росы, связанные с исследованием других компонент, входящих в состав космиче-
ского излучения: электронов, позитронов, антипротонов, нейтрино, гамма-квантов, а
также различных электромагнитных излучений, освещаются в других разделах
настоящего издания.
В составе галактических космических лучей (ГКЛ) преобладают протоны, на
долю остальных ядер приходится менее 10%. Протоны остаются доминирующей
компонентой, по крайней мере, до энергий ~1 ТэВ = 1012 эВ, хотя доля ядер возрас-
тает с увеличением энергии частиц. На рис. 1.2.1 относительная распространенность
ядер в КЛ сравнивается с представленностью элементов в Солнечной системе (Simp-
son, 1997). В целом наблюдается подобие, за двумя исключениями: группа Li, Be, В и
элементы от С1 до Мп.
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
63
Как видно из рисунка, в составе ГКЛ со-
держание легких ядер (с зарядом Z от 3 до 5)
на несколько порядков превосходит их со-
держание в звездах. Кроме того, ГКЛ харак-
теризуются значительно большим присут-
ствием тяжелых ядер (Z > 20) по сравнению
с их естественной распространенностью.
Аномально высокая представленность этих
элементов связана с дополнительным вкла-
дом от расщепления более тяжелых элемен-
тов в межзвездной среде. Оба эти фактора
весьма существенны для выяснения вопроса
о происхождении ГКЛ.
Солнце также является источником КЛ,
и потоки солнечных космических лучей
(СКЛ), особенно во время солнечных вспы-
шек, могут достигать очень больших значе-
ний, однако характерная величина их энер-
гии, как правило, не превосходит 10В 9 *эВ,
тогда как ГКЛ распределены в очень широ-
ком диапазоне энергий от 109 до 102 * *°эВ.
Поэтому разделение КЛ на галактические и
солнечные отражает существо дела, по-
скольку как характеристики, так и источ-
ники СКЛ и ГКЛ совершенно различны.
При энергиях ниже ЮГэВ/нуклон интен-
сивность ГКЛ, измеряемая вблизи Земли,
зависит от уровня солнечной активности
Рис. 1.2.1. Представленность элементов.
Темные точки - КЛ, светлые -
Солнечная система
(точнее, от меняющегося в течение солнечных циклов магнитного поля).
В области более высоких энергий интенсивность ГКЛ постоянна во времени.
Согласно существующим представлениям, собственно ГКЛ заканчиваются в области
энергий между 1017 и 1018эВ. Поэтому при энергиях выше 1018эВ более правильно
использовать обозначение просто КЛ, поскольку происхождение космических лучей
таких энергий, скорее всего, связано с экстрагалактическими объектами. Наблюда-
емый дифференциальный энергетический спектр КЛ (Cronin, 1999) показан на
рис. 1.2.2. Спектр описывается степенным законом в очень широком диапазоне
энергий от 1011 до 102°эВ с небольшим изменением наклона около 3-1015 * эВ (излом,
иногда называемый «коленом», knee) и около 1019 эВ (ankle, «лодыжка»). Интеграль-
ный поток КЛ выше «лодыжки» равен приблизительно 1 частице на км2 в год.
Степенной характер энергетического спектра КЛ свидетельствует о нетепловом
происхождении их энергии, а это, в свою очередь, налагает определенные требования
на источники КЛ, которые должны обеспечить формирование степенного энергети-
ческого спектра. Максимальная энергия частиц КЛ, которая была зарегистрирована
по наблюдениям широких атмосферных ливней, составляет 3-102°эВ, и существует
64
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Е, эВ
Рис. 1.2.2. Энергетический спектр
космических лучей
более 10 событий, энергия которых >Ю20эВ.
Такие энергии вряд ли могут быть обеспечены
источниками, находящимися в нашей Галактике.
В то же время взаимодействие КЛ предельно
высоких энергий с реликтовым излучением с
температурой 2,75 К ограничивает диапазон
расстояний, с которого могли бы приходить час-
тицы с такими энергиями, областью Местного
сверхскопления галактик, а в нем, как и в нашей
Галактике, также нет объектов, способных обес-
печить ускорение до столь высоких энергий. Эта
проблема привлекает пристальное внимание
исследователей, и для ее решения создаются
установки, обладающие огромными чувстви-
тельными площадями, поскольку интенсивность
частиц предельно высоких энергий крайне мала
(см. рис. 1.2.2).
Плотность энергии КЛ составляет ~1 эВ-см"3, наибольший вклад в эту величину
из-за круто падающего спектра вносят частицы относительно низких энергий. Между
тем существенно, что величина плотности энергии ГКЛ оказывается сравнимой с
плотностью энергии теплового движения межзвездного газа и его турбулентных
движений, с плотностью суммарного электромагнитного излучения звезд нашей
Галактики и с плотностью энергии, заключенной в магнитном поле Галактики. Это
означает, что роль ГКЛ в энергетическом балансе протекающих во Вселенной
процессов достаточно велика, и это обстоятельство должно быть учтено теорией про-
исхождения космических лучей (Астрофизика КЛ, 1990).
Поток ГКЛ характеризуется высокой степенью изотропии. Значения коэффици-
ента анизотропии вплоть до 1014эВ не превосходят 0,1%, при дальнейшем увели-
чении энергии коэффициент анизотропии КЛ возрастает и достигает нескольких
десятков процентов при энергиях > 1019 эВ, однако статистическая значимость экспе-
риментальных результатов в области сверхвысоких и предельно высоких энергий
(1015-102° эВ), как правило, невелика.
Теория происхождения ГКЛ, которую можно было бы назвать вполне завершен-
ной, в настоящее время отсутствует, в особенности если иметь в виду происхождение
ГКЛ сверхвысоких энергий (> 1015 эВ), хотя в течение последних 10-15 лет в пони-
мании общего характера процессов, в которых появляются и ускоряются космиче-
ские лучи, и был достигнут существенный прогресс. Законченная теория происхож-
дения ГКЛ должна объяснить основные характеристики ГКЛ: степенную форму
энергетического спектра, величину плотности энергии, массовый (химический)
состав первичных КЛ, включая данные о потоках антипротонов, электронов, позит-
ронов, гамма-квантов, практическое постоянство во времени интенсивности ГКЛ и
очень слабую их анизотропию. Еще в конце 1950-х гг. энергетические соображения
(Гинзбург и Сыроватский, 1963) привели к заключению, что источником ГКЛ
(по крайней мере, основной их массы) следует считать взрывы сверхновых в нашей
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
65
Галактике. Количественная теория преобразования энергии взрыва сверхновой в
энергетический спектр КЛ путем ускорения заряженных частиц ударными волнами в
расширяющихся оболочках сверхновых начала развиваться в конце 1970-х гг.
(Крымский, 1977) и к настоящему времени стала общепринятой, хотя и не получила
еще окончательного экспериментального подтверждения. Эта теория позволяет опи-
сать формирование степенного спектра ГКЛ вплоть до энергий ~10157эВ, где Z -
заряд ускоряемого иона, и даже до ~1017Z эВ (Ptuskin and Zirakashvili, 2005) при учете
большой магнитогидродинамической турбулентности, возникающей из-за неустой-
чивости потока КЛ на ранней стадии эволюции сверхновой, но нужны дополнитель-
ные усилия, чтобы понять, каким образом происходит ускорение частиц вплоть до
энергий 1О20 эВ.
Энергетический спектр ГКЛ и их массовый состав, наблюдаемые вблизи Земли,
образуются в результате трансформации за время прохождения от источников, рас-
пределенных, в основном, в пределах центральной части галактического диска, до
Солнечной системы, расположенной на периферии Галактики. Поскольку в Галакти-
ке существуют как регулярные, так и случайные магнитные поля, характерное значе-
ние напряженности которых составляет ~3-10"6Гс, частицы ГКЛ распространяются
по весьма запутанным траекториям, и их движение может быть в хорошем прибли-
жении описано как диффузия. Основные аргументы в пользу наличия диффузии свя-
заны с почти полной изотропией потока ГКЛ и наличием в потоке ГКЛ легких ядер
(Li, Be, В) в количествах, в сотни тысяч раз превышающих их распространенность
в Галактике. Время жизни ГКЛ, т. е. время их пребывания в Галактике, равно
-3-107 лет, что на 4 порядка превышает время, необходимое для пересечения Галак-
тики при движении по прямой. За это время пробег ядер средних элементов (С, N, О)
составит 5-10 г-см”2 в межзвездном газе, что достаточно для образования легких
ядер. Время жизни ГКЛ и количество проходимого ими вещества уменьшаются с
ростом энергии частицы; частицы предельно высоких энергий практически не испы-
тывают диффузии.
Энергетический спектр и массовый состав ГКЛ могут быть измерены либо непо-
средственно, т. е. в результате прямой регистрации частиц ГКЛ в экспериментах,
осуществляемых на баллонах и спутниках, либо с использованием косвенных мето-
дов, основывающихся на исследовании характеристик широких атмосферных ливней
(ШАЛ), возникающих в результате развития каскадного процесса в атмосфере. Пре-
имущество метода ШАЛ состоит в том, что некоторые компоненты ливня могут быть
зарегистрированы на очень больших расстояниях от траектории первичной частицы,
генерировавшей ШАЛ (вплоть до десятков километров при регистрации флуорес-
ценции, создаваемой заряженными частицами ливня в атмосфере), чем достигается
огромное увеличение эффективной площади регистрации события. Это позволяет
преодолеть неизбежную ограниченность статистики, присущую прямым эксперимен-
там и не позволяющую использовать их для изучения ГКЛ выше определенного
энергетического порога, зависящего от геометрического фактора детектора. В на-
стоящее время рекордной является величина энергии, достигнутой в экспериментах
на спутниках серии «ПРОТОН» (1968) и составляющей -2-1015 эВ. Для большинства
прямых экспериментов этот порог пока существенно ниже, так что граница между
66 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
прямыми и косвенными экспериментами проходит между энергиями 1014-1015эВ.
Однако платой за использование преимуществ косвенных методов является необхо-
димость определять энергию и массовое число первичной частицы по результатам
развития каскада в атмосфере, что связано со значительной неопределенностью даже
в том случае, если точно известно, каким образом происходит элементарный акт
взаимодействия. Между тем наши сведения относительно адрон-нуклонных взаимо-
действий ограничены энергией 2-1015 эВ (эквивалентная энергия Тэватрона в лабора-
торной системе). Одновременно следует подчеркнуть, что та же неопределенность
была бы присуща и экспериментам, осуществляемым с использованием ионизацион-
ных калориметров на спутниках и баллонах, если бы эти эксперименты были наце-
лены на область энергий, для которой отсутствуют экспериментальные данные отно-
сительно адрон-нуклонных взаимодействий.
1.2.1. Методы исследования космических лучей
Из-за большой протяженности спектра КЛ по энергии и из-за его круто пада-
ющего характера необходимо использовать различные методы измерений.
1.2.1.1. Прямые методы
Экспериментальное исследование ГКЛ прямыми методами предполагает возмож-
ность непосредственного измерения заряда и энергии первичных частиц. Как уже
упоминалось во Введении, верхняя граница энергетического диапазона, внутри кото-
рого в настоящее время возможно применение прямых методов, составляет примерно
1015эВ. Эта граница определяется, исходя из естественного требования достижения
минимально приемлемой статистической точности за разумное время осуществления
эксперимента. Хотя эта величина много меньше, чем верхняя граница спектра КЛ
(~1020 эВ), однако и в этом случае энергетический диапазон, в котором проводятся
исследования прямыми методами, простирается на 5 порядков, что приводит к не-
обходимости использовать различные методы измерения заряда и энергии (или
импульса) первичных частиц.
Как известно, магнитное поле Земли может служить анализатором магнитной
жесткости частиц, что позволило в прошлом получить первую информацию относи-
тельно энергетического спектра ГКЛ в области приблизительно до 10 ГэВ. Интервал
от 10 ГэВ до 1015 эВ исследовался при помощи фотоэмульсий, ионизационных кало-
риметров, магнитных спектрометров, рентгеноэмульсионных камер и некоторых
других приборов, устанавливаемых на спутниках или поднимаемых на баллонах.
Ионизационный калориметр (Григоров и др., 1958) представляет собой достаточ-
но толстый блок вещества, прослоенный детекторами ионизации, что позволяет, ис-
пользуя показания детекторов, определять полную ионизацию, которая создается
каскадом, генерированным первичной частицей, и затем найти первичную энергию,
используя либо моделирование каскадного процесса, либо калибровки ионизацион-
ного калориметра на ускорителе. В идеале ионизационный калориметр должен пол-
ностью поглотить весь каскад, создаваемый первичной частицей в веществе. Однако
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
67
при размещении ионизационного калориметра на спутнике или баллоне такое требо-
вание нереализуемо, так что калориметр непосредственно может измерять лишь
часть энергии первичной частицы, в связи с чем ошибки в измерении энергии возрас-
тают с ростом энергии частицы. Ионизационный калориметр может существовать в
фотоэмульсионном варианте, а также представлять собой сочетание слоев рентгено-
эмульсионной пленки со слоями поглотителя; возможно также использование полу-
проводниковых детекторов ионизации. Если толщина калориметра мала, так что
имеется лишь 1-2 слоя детекторов ионизации, то калориметр превращается в так на-
зываемую толчковую установку (толчком называется всплеск ионизации в детекторе
при прохождении лавины заряженных частиц). В отличие от калориметров, толчко-
вые установки позволяют измерять лишь число заряженных частиц в максимуме кас-
када, а не полную ионизацию, создаваемую каскадом.
Для измерения заряда первичной частицы, как правило, применяются специаль-
ные детекторы. Эти детекторы используют то обстоятельство, что как ионизацион-
ные потери, так и потери на черенковское излучение пропорциональны Z2 - квад-
рату заряда первичной частицы. Это позволяет осуществить разделение по Z либо по
величине ионизационных потерь частицы, либо по потоку черенковского излучения,
создаваемому частицей (черенковский счетчик).
Исследования в космическом пространстве были начаты в 1960-ые гг. Григоро-
вым с сотрудниками в экспериментах на
спутниках серии «ПРОТОН» (Бугаков и др.,
1970).
В этих экспериментах заряд и направ-
ление движения частицы определялись с
помощью черенковских счетчиков с плек-
сигласовыми радиаторами, а для опреде-
ления энергии использовался ионизацион-
ный калориметр (рис. 1.2.3), содержащий
140 г-см"2 РЬ и 855 г-см"2 Fe в качестве по-
глотителя между 16 слоями ионизационных
камер (до настоящего времени этот кало-
риметр остается рекордным по весу и све-
тосиле).
В экспериментах на спутниках серии
«ПРОТОН» был измерен энергетиче-
ский спектр всех частиц при энергиях
1011—1015 эВ и отдельно спектры протонов
и а-частиц.
Продолжившееся в последующие годы
развитие технологий привело к осуществ-
лению трех крупных экспериментов в кос-
мосе: НЕАО-3, СОКОЛ и CRN, в которых
были измерены спектры до энергий
~1 ТэВ/нуклон для элементов вплоть до
чс
— РЬ ^ДДДНН2
Рис. 1.2.3. Принципиальная схема
спектрометра ИК-15 для изучения частиц
космических лучей высокой энергии:
М - сменные графитовые и
полиэтиленовые мишени;
ЧС - черенковские счетчики;
TM - тонкие мишени из графита;
ДН - детекторы заряда и направления
частиц; ИК - ионизационные камеры;
ПС - пропорциональные счетчики
68
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
железа. Баллонные эксперименты бы-
ли начаты в 1970-ые гг. для измере-
ния спектров различных элементов
при энергиях выше 100 ГэВ/нуклон.
В связи с развитием метода
эмульсионных камер стали возмож-
ными длительные полеты, обеспечи-
вающие большую экспозицию. Были
выполнены серии экспериментов:
MUBEE, JACEE, RUNJOB. Типичная
эмульсионная камера, используемая
для прямых измерений КЛ и их взаи-
модействий наверху атмосферы кол-
лаборацией JACEE (Asakimori, 1998),
показана на рис. 1.2.4.
Эта камера предназначалась для
измерения первичного состава при
экспонировании выше 99,5% атмо-
сферы. Верхняя часть камеры состоит
эмульсия,
CR 39,
эмульсия
0,3 см РЬ,
§ эмульсия,
g 0,5 см промежуток,
эмульсия,
0,5 см промежуток,
эмульсия
о 1 мм РЬ,
о рентген, пленка
ко эмульсия
S 2,5 мм РЬ,
° рентген, пленка
эмульсия
Рис. 1.2.4. Эмульсионная камера в эксперименте
JACEE
из слоев чувствительной эмульсии, разделенных слоями пластика. Заряд падающего
первичного ядра измеряется до его взаимодействия по степени потемнения трека в
эмульсии. Средняя часть камеры предназначена для прослеживания треков с мини-
мальной вероятностью взаимодействия. Наличие средней части позволяет трекам
разойтись на достаточное расстояние, чтобы можно было измерить индивидуальные
каскады, генерированные за счет взаимодействий в калориметрической части каме-
ры. Существенные элементы калориметра - это рентгеновские пленки и свинцовые
пластины. Электромагнитные каскады, порожденные или непосредственно электро-
нами и фотонами, или фотонами от распада л°-мезонов, быстро развиваются в свин-
це, и их энергия может быть определена путем суммирования измерений почернения
в слоях рентгеновской пленки вдоль каждого каскада.
Характеристики ряда экспериментов в космосе и на баллонах, а также данные о
планируемых в будущем экспериментах суммированы в табл. 1.2.1 (Wefel, 2003).
На рис. 1.2.5 представлена принципиальная схема прибора эксперимента AMS
(Casaus et al., 2003).
Рис. 1.2.5. Принципиальная схема прибора AMS
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
69
Таблица 1.2.1
Эксперименты по исследованию спектров и химического состава ГКЛ
Эксперимент, годы проведения Ядро Методика Энерг. диапазон, эВ Геом. фактор, 2 м -ср Фактор экспозиции, м2-ср-день
КОСМИЧЕСКИЕ АППАРАТЫ
Протон 1-4 1965-1968 все ядра, H, Не калориметр 10"-1015 0,05-10 5-2000
НЕАО-3 1979-1980 16<Z<28 ионизация, черенковские детекторы 31О,о-1О'3 1,2 370
НЕАО-3 1979-1980 4<Z<28 черенковские детекторы 3-1О,о-21О12 0,14 33
CRN Spacelab2 1985 5<Z<26 детекторы переходного излучения 7-10"—З-Ю13 0,1-0,5 0,5-0,9 0,3-3
СОКОЛ (Космос) 1984-1986 1 <Z<26 калориметр 2-1012—1014 0,026 0,4
АЭРОСТАТЫ
Ryan et al. 1969-1970 1 <Z<26 калориметр 5-1010—2-1012 0,036 0,01
JACEE 1979-1995 1 <Z<26 эмульсионная камера 10'2-5-10'4 2-5 107 (Н, Не) 65 (Z>2)
MUBEE 1975-1987 1 <Z<26 эмульсионная камера 10|3-3-10'4 0,6 22
RUNJOB 1995-1999 1 <Z<26 эмульсионная камера 1013—5-1014 1,6 43
ATIC Antarctic 2000-2001 1 <Z<28 калориметр 10'°-1014 0,23 3,5
ATIC Antarctic 2002-2003 1 <Z<28 калориметр 10'°-1014 0,23 6,9
TRACER 2004-2005 1 <Z<28 детекторы переходного излучения 10"-3-1014 5 70
CREAM 2004-2005 1 <Z<28 детекторы переходного излучения, калориметр 1012—5-1014 1,4-0,35 35-140
ПЛАНИРУЕМЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТЫ НА КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТАХ
ACCESS детекторы переходного излучения 10'3-51015 7-12 7000-12000
(CSTRD) калориметр 1О|2-1О15 0,9 900
PROTON-S калориметр 10,2-3-10'6 18 18000
INCA нейтронный калориметр 10|4-1016 48 48000
AMS сверхпроводящий магнит ю'-ю'3 50 50000
70
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
При рассмотрении результатов по измерению спектров и состава ГКЛ прямыми
методами (см. ниже) очевидны статистические ограничения данных, так что качест-
венное и количественное улучшение экспериментальной ситуации необходимо.
С учетом падающего характера энергетического спектра ГКЛ, приводящего к рез-
кому падению интенсивности потока ГКЛ с увеличением энергии регистрируемых
частиц, детектор площадью 1 м2 на границе атмосферы зарегистрирует около 100
событий в год с энергией > 1015 эВ. Отсюда следует заключение, что энергия »1015 эВ
отделяет область энергий, в которой возможно использование прямых методов, от
области сверхвысоких энергий, где в настоящее время можно рассчитывать на
использование только косвенных методов.
1.2.1.2. Косвенные методы
Возможность получать информацию о ГКЛ сверхвысоких энергий обусловлена
существованием земной атмосферы, в которой первичная частица развивает адронно-
электромагнитный каскад, состоящий из большого числа вторичных частиц и назы-
ваемый широким атмосферным ливнем (ШАЛ). Это название связано с тем, что вто-
ричные частицы, возникающие в результате взаимодействий и распадов, могут быть
зарегистрированы на достаточно больших расстояниях от оси ШАЛ - прямой, совпа-
дающей с направлением движения первичной частицы. В зависимости от первичной
энергии регистрация ШАЛ может происходить на расстояниях порядка сотен и даже
тысяч метров от оси, так что эффективная площадь может достигать десятков квад-
ратных километров. Все это позволяет изучать ШАЛ при помощи системы разнесен-
ных детекторов, размещаемых так, чтобы охватить возможно большую площадь
(Христиансен и др., 1975).
Для реализации метода ШАЛ требуются детекторы большой площади, рассчитан-
ные на длительную экспозицию, что обусловлено малостью потока частиц таких
энергий. Наиболее распространенный путь - строить на поверхности земли уста-
новки, которые могут охватывать площади, измеряемые квадратными километ-
рами, и эксплуатироваться годами.
Метод ШАЛ до настоящего времени остается наиболее светосильным методом
получения сведений о ПКЛ с энергией более 1015 эВ. Именно этим методом - вплоть
до самых больших энергий -3-1020 эВ, которые удалось зарегистрировать, - получено
большинство данных об основных характеристиках ПКЛ: энергетическом спектре,
массовом составе и анизотропии (Kalmykov and Khristiansen, 1995).
Исторически первым методом, использованным для исследования ШАЛ, был
метод детектирования ШАЛ путем регистрации потоков заряженных частиц, и
вследствие относительной простоты этот метод широко распространен и в насто-
ящее время. Свойства ШАЛ и методические вопросы подробно описаны в обзоре
(Грейзен, 1958), до сих пор не утратившем своего значения.
Основу ШАЛ составляет адронный каскад в атмосфере, развивающийся от пер-
вичной частицы - протона или ядра (рис. 1.2.6), провзаимодействовавшей на границе
атмосферы.
По мере развития каскада образуются другие компоненты ШАЛ - электронно-
фотонная компонента, мюонная, а также возникающие в результате прохождения
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
71
заряженных частиц через атмосферу опти-
ческие излучения (черенковское и флуо-
ресцентное). Наиболее многочисленными
среди заряженных частиц ШАЛ являются
электроны, к которым принято относить и
позитроны. Количество мюонов составляет
примерно 10% от числа электронов (при
числе электронов Ne~ 105-106). Число гам-
ма-квантов примерно вдвое превосходит
число электронов, а адроны составляют
~1% от полного числа частиц в ШАЛ.
Развитие ливня в атмосфере происхо-
дит таким образом, что число частиц в
ШАЛ сначала увеличивается, затем дости-
гает максимума, а далее уменьшается по
мере того, как энергия все большего числа
частиц падает ниже порога для дальней-
шего образования частиц. Частицы ШАЛ
первичная частица
ядерное взаимодействие
фрагменты ядер
мюонная
компонента,
нейтрино
адронная электромагнитная
компонента компонента
Рис. 1.2.6. Схема развития ШАЛ
(Haungs, 2003)
образуют тонкий диск релятивистских частиц. Адроны высокой энергии, составляю-
щие ствол ШАЛ, подпитывают электромагнитную часть ливня в основном фотонами
от распада нейтральных пионов. Нуклоны и другие адроны высокой энергии дают
вклад в адронный каскад. Заряженные пионы и каоны более низкой энергии распа-
даются, давая вклад в мюонную компоненту. (Соотношение между распадом и взаи-
модействием зависит от энергии и глубины в атмосфере.)
При каждом адронном взаимодействии более трети энергии переходит в электро-
магнитную компоненту. Так как большинство адронов взаимодействует неоднократ-
но, большая часть первичной энергии постепенно переходит в электромагнитную
компоненту. Тормозное излучение фотонов электронами и позитронами, а также ге-
нерация электрон-позитронных пар фотонами приводят к быстрому размножению
частиц в электромагнитных каскадах, так что число электронов и позитронов в ливне
нарастает. После прохождения ливнем максимума число электронов и позитронов
начинает уменьшаться, поскольку из-за дробления энергии между частицами их ха-
рактерная энергия становится ниже критической (Ес ~ 80 МэВ), после чего электроны
и позитроны быстро теряют оставшуюся энергию на ионизацию. Поэтому большая
часть энергии ливня окончательно диссипирует за счет ионизационных потерь элект-
ронов и позитронов. За исключением небольшой доли F(Eq) энергии, уносимой мюо-
нами и нейтрино, первичная энергия Ео определяется суммарной длиной траекторий
всех электронов в атмосфере (track length integral)'.
(\-F)E0~a^N(x)dx,
о
где N(x) - число заряженных частиц в ливне на глубине х (измеренной вдоль оси
ливня); а - энергетические потери на единицу длины пути в атмосфере.
Пример установки для изучения ШАЛ приведен на рис. 1.2.7.
72
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Наряду с регистрацией ШАЛ по потоку
заряженных частиц получили широкое рас-
пространение также методы детектирования
ШАЛ, основанные на регистрации сопутст-
вующих ШАЛ оптических излучений - че-
репковского излучения и ионизационного
свечения или флуоресценции.
Существенно, что потоки как черепков-
ского света, так и флуоресценции определя-
ются, в основном, характеристиками элект-
ронно-фотонных каскадов, которые могут
быть рассчитаны с лучшей точностью, чем
характеристики адронных каскадов, и поэто-
му потоки черенковского излучения и флуо-
ресценции в меньшей степени подвержены
модельной зависимости. Это является важ-
кластер установки
Рис. 1.2.7. Установка KASCADE
(Klages et al., 1997)
ным преимуществом, хотя реализация метода предполагает работу установки только
в ясные безлунные ночи, что уменьшает реальное время эксперимента до 5-10% от
астрономического. Детекторы флуоресценции являются существенной частью уста-
новки Pierre Auger и при первичной энергии ~1О20 эВ позволяют регистрировать про-
хождение ШАЛ на расстоянии до 40 км от детектора. Разрабатываются проекты,
предусматривающие регистрацию флуоресценции, создаваемой ШАЛ в атмосфере,
на установках космического базирования.
Интересные данные, существенные для определения массового состава ГКЛ, дает
изучение адронной компоненты. Однако потоки адронов существенно уступают пото-
кам электронной и мюонной компонент, а аппаратура, необходимая для регистрации
адронов, достаточно сложна (ионизационный калориметр) и дорога, поэтому адронная
компонента на современных установках для регистрации ШАЛ изучается редко.
Представляется перспективным использование в составе установок ШАЛ рентге-
Рис. 1.2.8. Схема использования
рентгеноэмульсионной камеры (Кетра, 1997)
ноэмульсионных камер большой площа-
ди до ~1 ООО м2 (рис. 1.2.8), как в экспери-
менте «Памир» (Байбурина и др., 1984),
для измерения высокоэнергичной цент-
ральной части ШАЛ, позволяющих реги-
стрировать ТэВные частицы с простран-
ственным разрешением 300 мкм.
Чтобы получить сведения о первич-
ных КЛ из данных ШАЛ, необходим
комплексный подход, обеспечивающий
нахождение возможно большего числа
характеристик в каждом ливне. Одно-
временная регистрация мюонной компо-
ненты наряду с электронной дает воз-
можность извлечь информацию о мае-
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
73
совом составе первичного излучения. Для
этой же цели можно использовать инфор-
мацию о продольном развитии электронно-
фотонного каскада в атмосфере, а также о
функциях пространственного распределе-
ния тех или иных компонент.
Использование ШАЛ для определения
энергетического спектра и массового сос-
тава ГКЛ неизбежно связано с необходи-
мостью восстанавливать параметры пер-
вичной частицы (энергию, массовое число,
а также направление ее прихода) по откли-
кам детекторов, входящих в состав уста-
новки. Такое восстановление невозможно,
если не располагать моделью этого явле-
ния, основанной на экстраполяции ускори-
тельных данных относительно характери-
стик адронных взаимодействий на область
сверхвысоких энергий, где такие данные
отсутствуют. Формально ускорительные
данные заканчиваются сейчас на эквива-
лентной лабораторной энергии 1,8-Ю15 эВ,
однако ряд важных характеристик взаимо-
действий адрон-нуклон и, в особенности,
Рис. 1.2.9. Энергетический спектр
различных элементов, измеренный
вблизи Земли в год минимума солнечной
активности (верхние кривые) и в год
максимума (нижние)
адрон-ядро, известен лишь до энергий ~1 ТэВ. Поскольку используемые в настоящее
время модели адронных взаимодействий являются феноменологическими, то, строго
говоря, надежность их предсказаний не может быть гарантирована вне той области
энергий, внутри которой были определены параметры модели. Это обстоятельство
следует всегда иметь в виду при интерпретации экспериментальных данных, полу-
ченных путем исследования ШАЛ.
1.2.2. Космические лучи у Земли
1.2.2.1. Область модуляционных эффектов
Частицы самых низких энергий не могут наблюдаться непосредственно у Земли,
поскольку солнечный ветер препятствует вхождению этих частиц в гелиосферу.
Эта гелиосферная модуляция уменьшается с увеличением энергии и приводит к
солнечному циклу вариации интенсивности КЛ при низких энергиях. В интенсив-
ности и спектре ГКЛ, попадающих в гелиосферу, происходят заметные изменения.
Эти изменения, прежде всего, связаны с взаимодействием потока ГКЛ с солнечным
ветром и вмороженными в этот ветер магнитными полями. В результате энергети-
ческий спектр ГКЛ, измеренный у Земли, заметно отличается от спектра ГКЛ в
межзвездной среде. На рис. 1.2.9 представлены результаты измерений спектра ГКЛ
74
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
в периоды времени, соответствующие различным фазам солнечной активности
(Heber, 2001).
Видно, что при энергиях более ЮГэВ/нуклон интенсивности ГКЛ в различные
фазы солнечной активности отличаются незначительно. В то же время при энергиях
-10 МэВ интенсивности спектров могут отличаться на порядок.
При рассмотрении различных явлений в гелиосфере на протяжении нескольких
десятилетий определяющим их фактором является И-летняя и 22-летняя циклич-
ность солнечного процесса, характеризующегося рядом четко установленных зако-
номерностей, касающихся уровня активности Солнца, расположения активных
областей на фотосфере, а также магнитного поля активных образований. Граница
области модуляции находится на расстояниях -100 а. е.
На рис. 1.2.10 показана модуляция интенсивности КЛ в 11-летнем солнечном
цикле (Базилевская и др., 2005). Интенсивность ГКЛ меняется в противофазе с чис-
лом солнечных пятен. Однако процессы солнечной модуляции оказываются доволь-
но сложными и не сводятся только к антикорреляции с числом солнечных пятен.
Теоретической основой транспорта ГКЛ в гелиосфере является уравнение пере-
носа Паркера (Parker, 1965):
^=_(v+<vD»v/+v(kv/)+l(vv)^+G, (1.2.1)
где t) - функция распределения космических лучей; R - жесткость; г и t - соот-
ветственно расстояние от Солнца и время; V - скорость солнечного ветра. В правой
части уравнения записаны члены, описывающие конвекцию частиц, продольный и
поперечный дрейф, диффузию, адиабатические изменения энергии и источник час-
тиц соответственно. Источником частиц может быть любой гелиосферный источник.
К - тензор, симметричная часть которого описывает диффузию, а антисимметричная
часть тензора описывает дрейф частиц в гелиосферном магнитном поле со средней
Рис. 1.2.10. Интенсивность КЛ с энергией > 100 МэВ на границе
атмосферы в Мурманской области по данным стратосферных измерений.
Сплошной линией обозначена интенсивность КЛ,
пунктиром - число солнечных пятен
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
75
скоростью Vp. В последние годы особенно
важным становится учет диффузии в на-
правлении, перпендикулярном магнитному
полю.
Уравнение (1.2.1) решают, как правило,
численно. Его решение, в принципе, поз-
воляет получить значения модуляции внут-
ри гелиосферы. Однако многообразие при-
родных процессов и связей, в которые во-
влечены КЛ, так велико, что при решении
этого уравнения возникает проблема - не-
обходимость детального знания простран-
ственных, временных и энергетических
зависимостей основных параметров урав-
нения от размеров и геометрии области
модуляции.
В связи со сложностью задачи в послед-
нее время очень активно совершенствуются
модели модуляции, основанные на трех-
мерном, зависящем от энергии численном
моделировании. Результаты расчетов могут
Рис. 1.2.11. Дифференциальные спектры КЛ,
полученные на основе уравнения (1.2.2) для
различных значений солнечной модуляции
Л/=390, 600, 820, 1080 МэВ
(соответственно кривые 1,2, 3, 4)
в сопоставлении с экспериментальными
данными, полученными на баллонах и
космических аппаратах в течение 1965,
1968, 1980 и 1989 гг. соответственно
быть сопоставлены с экспериментальными данными, полученными на аэростатах и
космических аппаратах. В работе (Bonino et al., 2001) с использованием приближен-
ного решения транспортного уравнения представлен дифференциальный по энергии
спектр протонов, зависящий от параметра солнечной модуляции М:
Т(Т + 2Е} (т + М + 780ехр(-2,5-10’4Т))
1ЛТ,М) = 9,9• 108 { о) ±-----------------—------------1---. (1.2.2)
° Т + М Т + М + 2Е0
Здесь Т - кинетическая энергия нуклона; Eq - энергия покоя нуклона. В этой же рабо-
те проанализированы экспериментальные данные наблюдений спектра ГКЛ на бал-
лонах и космических аппаратах. Рассмотрено 29 различных экспериментов. Путем
сопоставления результатов расчетов по формуле (1.2.2) с этими данными были опре-
делены параметры солнечной модуляции М, наилучшим образом описывающие зна-
чения экспериментальной интенсивности (рис. 1.2.11).
Существует полуэмпирическая динамическая модель (см. гл. 1.6), позволяющая
описывать потоки частиц ГКЛ с Z от 1 до 92 и с энергиями от 5 до 105 МэВ/нуклон
(Ныммик, 2005). В модели учтена зависимость потоков от уровня солнечной актив-
ности, а также от величины и направления магнитного поля Солнца.
1.2.2.2. Область энергий 101 *—1017 эВ
Прямые эксперименты
Выше энергий -10Z ГэВ модуляция, обусловленная магнитным полем гелио-
сферы, пренебрежимо мала, и в первом приближении можно считать, что спектры
отдельных элементов, входящих в ГКЛ, следуют степенному закону. То же заме-
76
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
I-Е2,5, м 2-ср ^с 1-ГэВ1,5
10 102 103 104 105 Е, ГэВ
Рис. 1.2.12. Дифференциальные спектры
протонов
/Е2’5, м-^ср^с-'ГэВ1’5
X Ormes
-f- Papini
©RICH
о HEAT
ф Ichimura
V IMAX
□ JACEE
& R/an
ф Smith
Ж Kawamura
Д СОКОЛ
+ MASS
« Webber
_________1_________I________I_________I________I_________
10 102 10’ 104 105 E, ГэВ
Рис. 1.2.13. Дифференциальные спектры
ядер гелия
чание справедливо и относительно всех
частиц ГКЛ. Показатель спектра меняется
при энергии 3-4 ПэВ приблизительно с -2,7
на -3,1, и этот излом спектра часто называ-
ется «коленом». Происхождение «колена»,
открытого почти 50 лет назад (Куликов и
Христиансен, 1958), все еще является
предметом обсуждения. Различные воз-
можности возникновения излома вследст-
вие либо изменения характера распростра-
нения ГКЛ в нашей Галактике, либо
изменения процесса ускорения частиц, рас-
смотрены далее в разд. 1.2.3 и 1.2.4. Надо,
однако, подчеркнуть, что в обоих вариантах
энергия, при которой должен иметь место
излом для ядер с зарядом Z, оказывается
пропорциональной Z.
На рис. 1.2.12, 1.2.13, 1.2.14 приведе-
ны результаты прямых экспериментов по
исследованию потоков протонов, ядер ге-
лия и ядер железа (Horandel, 2003), а так-
же аппроксимации, построенные согласно
табл. 1.2.2 из той же работы.
Таблица содержит данные из обзора
(Wiebel-Sooth et al., 1998), дополненные дан-
ными ряда новых экспериментов. При энер-
гии выше 1015эВ данных прямых экспери-
ментов нет, и сведения о ГКЛ могут быть
получены только путем исследования ши-
роких атмосферных ливней.
Рис. 1.2.14. Дифференциальные спектры
ядер железа
Методика определения энергетического
спектра и массового состава ГКЛ
по данным ШАЛ
При использовании ШАЛ в качестве ин-
струмента для изучения КЛ сверхвысоких
энергий определения первичной энергии и
массового состава оказываются, вообще
говоря, взаимосвязанными. Действительно,
применяемые методики основываются либо
на одновременном измерении нескольких
компонент индивидуального ШАЛ на дан-
ном уровне наблюдения, либо на инфор-
мации о его продольном развитии. Разви-
тие ШАЛ зависит как от энергии первичной
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
77
Таблица 1.2.2
Абсолютный поток/ozj [м'2 с”1ср”1ТэВ~1] при Е = 1ТэВ/ядро
и спектральный индекс -yz
Z 4z "Yz Z hz -Yz Z hz -Yz
1 Н 8,73 IO 2 2,71 32 Ge 4,02-106 2,54 63 Eu 1,58-10"’ 2,27
2 Не 5,71 IO-2 2,64 33 As 9,99-10-7 2,54 64 G 6,99-10-7 2,25
3 Li 2,08-10-’ 2,54 34 Se 2,11-Ю-6 2,53 65 Tb 1,48-10"’ 2,24
4 Be 4,74-10"* 2,75 35 Br 1,34-1 O’6 2,52 66 Dy 6,27-10-7 2,23
5 В 8,95-10"* 2,95 36 Kt 1,30-Ю-6 2,51 67 H 8,36-IO-8 2,22
6 С l,06-10-2 2,66 37 Rb 6,93-Ю-7 2,51 68 Er 3,52-IO-’ 2,21
7 N 2,35-10-’ 2,72 38 Sr 2,11-Ю-6 2,50 69 T 1,02-10-’ 2.20
8 0 1.57-10-2 2,68 39 Y 7,82-10-’ 2,49 70 Yb 4,15-Ю-7 2,19
9 F 3,28-10"* 2,69 40 Zr 8,42-10-’ 2,48 71 Lu 1,72-10-7 2,18
10 Ne 4,60-10"’ 2,64 41 Nb 5,05-Ю-7 2,47 72 Hf 3,57-Ю-7 2,17
11 Na 7,54-10"* 2,66 42 Mo 7,79-10-7 2,46 73 Ta 2,16-Ю-7 2,16
12 Mg 8,01-10-’ 2,64 43 Tc 6,98-Ю-8 2,46 74 W 4,16-10-7 2,15
13 Al 1,15-10"’ 2,66 44 Ru 3,01-Ю-7 2,45 75 Re 3,35-10"’ 2,13
14 Si 7,96-IO’’ 2,75 45 Rh 3,77-10-7 2,44 76 Os 6,42-10-7 2,12
15 P 2,70-10^ 2,69 46 Pd 5,10-Ю-7 2,43 77 Ir 6,63-Ю-7 2,11
16 S 2,29-10-’ 2,55 47 Ag 4,54-Ю-7 2,42 78 Pt 1,03-Ю-6 2,10
17 Cl 2,94-10-4 2,68 48 Cd 6,30-10-7 2,41 79 Au 7,70-10"’ 2,09
18 Ar 8,36-104 2,64 49 In 1,61-10"’ 2,40 80 Hg 7,43-10-7 2,08
19 К 5,36-10-* 2,65 50 Sn 7,15-Ю-7 2,39 81 Ti 4,28-10-7 2,06
20 Ca 1,47-Ю"’ 2,70 51 Sb 2,03-10"’ 2,38 82 Pb 8,06-10"’ 2,05
21 Sc 3,04-Ю-1 2,64 52 Те 9,10-10-7 2,37 83 Bi 3,25-Ю-7 2,04
22 Ti 1,14-10"’ 2,61 53 I 1,34-Ю-7 2,37 84 Po 3,99-Ю-7 2,03
23 V 6,31-10-* 2,63 54 Xe 5,74-10-7 2,36 85 At 4,08-Ю-8 2,02
24 Cr 1,36-10-’ 2,67 55 Cs 2,79-10-7 2,35 86 Rn 1,74-10-7 2,00
25 Mn 1,35-10-’ 2,46 56 Ba 1,23-10-6 2,34 87 Fr 1,78-10-8 1,99
26 Fe 2,04-Ю-2 2,59 57 La 1,23-10-7 2,33 88 Ra 7,54-Ю-8 1,98
27 Co 7,51-10-5 2,72 58 Ce 5,10-Ю-7 2,32 89 Ac 1,97-Ю-8 1,97
28 Ni 9.9610-4 2,51 59 Pr 9,52-10-8 2,31 90 Th 8,87-10-8 1,96
29 Cu 2,18-Ю-5 2,57 60 Nd 4,05-Ю-7 2,30 91 Pa 1,71-Ю-8 1,94
30 Zn 1,66-Ю5 2,56 61 Pm 8,30-Ю-8 2,29 92 U 3,54-10"7 1,93
31 Ga 2,75-10“6 2,55 62 Sm 3,68-10"’ 2,28
78
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
частицы, генерировавшей ливень, так и от ее массового числа. Наиболее широко
применяемым методом получения информации о массовом числе первичной частицы
является изучение зависимости между числом электронов Ne и числом мюонов N^.
В среднем, ШАЛ от первичных ядер развиваются в атмосфере быстрее и имеют
большее число мюонов. Пространственные распределения различных компонент
ШАЛ, в частности, черенковского излучения, несут информацию о форме каскадной
кривой и, следовательно, о том, как быстро ливень развивается в атмосфере. Изуче-
ние распределений времен прихода различных компонент ШАЛ на уровень наблю-
дения (черенковского или флуоресцентного света, мюонов) также несет информацию
о реальном развитии ШАЛ и используется в экспериментальной практике. Извлече-
ние физических выводов из анализа экспериментально наблюдаемых ШАЛ представ-
ляет собой достаточно сложный процесс в связи с тем, что существуют флуктуации,
связанные со случайным характером каскадных процессов, а также различного рода
систематические неопределенности, возникающие при регистрации ШАЛ. В общем
случае интересующие нас характеристики первичной частицы должны определять-
ся с максимально точным учетом как внутренне присущих каскадным процессам
флуктуаций, так и всех необходимых деталей процесса измерения. Для целей моде-
лирования процесса развития ШАЛ разработан ряд монте-карловских программ:
CORSIKA (Heck et al., 1998), МОССА (Hillas, 1981), AIRES (Sciutto, 1999) и продол-
жают развиваться новые. Поскольку прямое использование метода Монте-Карло от
энергии первичной частицы до пороговой энергии непосредственно регистрируемых
частиц требует значительного машинного времени, при первичных энергиях бо-
лее 1016 эВ, как правило, используются схемы с введением статистических весов (Hil-
las, 1997), что может приводить к искусственным флуктуациям. Использование чис-
ленных методов позволяет существенным образом сократить время вычислений
средних характеристик процесса, но оказывается значительно менее удобным инст-
рументом, если требуется учитывать флуктуации и моделировать процесс регистра-
ции ШАЛ. Поэтому наиболее перспективным направлением развития вычислитель-
ных методик представляется синтез монте-карловских подходов и численных мето-
дов (Kalmykov et al., 1997).
Для определения энергетического спектра ГКЛ в области первого излома
(1015-1017 эВ) необходимо иметь оценку энергии ШАЛ, причем наилучшим образом
поставленной задаче соответствовала бы оценка калориметрического типа, по возмож-
ности не зависящая от массового числа частицы, генерировавшей данный ливень. К
сожалению, это возможно далеко не всегда, так что различные установки используют
разнообразные методы перехода от наблюдаемых спектров к спектрам по энергии.
Оценка энергии и массового числа первичной частицы по результатам регистра-
ции потоков вторичных компонент ШАЛ сводится к решению обратной задачи.
Применяемые методы разделяются на два существенно различных класса: использо-
вание процедуры деконволюции (развертывания), в которой энергетический спектр и
массовый состав извлекаются из экспериментально измеренных спектров по Ne,
и т. д., и применение различных методов теории распознавания образов, где путем
сравнения с теоретическими распределениями осуществляется отнесение индивиду-
альных зарегистрированных ШАЛ к тому или иному массовому числу.
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
79
Метод деконволюции применяется для решения интегрального уравнения Фред-
гольма 1-го рода, которое может быть записано следующим образом:
/
где F(Ne^) - экспериментально измеренный установкой спектр электронов (или
мюонов); /,(£) - энергетический спектр первичных частиц, относящихся к группе i
(протоны, ядра гелия, ядра группы CNO и т. д. вплоть до ядер железа); ^(F|Ne(g)) -
вероятность того, что первичная частица с энергией Е и массовым числом, соответ-
ствующим группе ядер /, создаст ливень с требуемым числом электронов или мюо-
нов. Для повышения точности решения задачи желательно рассматривать одновре-
менно как можно большее число данных; например, при анализе данных KASCADE
были использованы спектры электронов и мюонов в нескольких диапазонах зенит-
ных углов (Roth et al., 2003). В качестве оценки энергии в эксперименте KASCADE
применяется так называемое «усеченное» {truncated) число мюонов, равное интегра-
лу от плотности мюонов в пределах от 40 до 200 м от оси ШАЛ. Как известно, тре-
буются специальные дополнительные меры, чтобы получить однозначное решение
интегрального уравнения Фредгольма 1-го рода (регуляризация (Blobel, 1985), поло-
жительность передаточной функции (Gold, 1964) или требование гладкости решения
(D’Agostini, 1995)). Следует также отметить, что расчет вероятности ^(Е | N) требует
больших вычислительных затрат, и пока что статистика теоретического банка со-
бытий уступает экспериментальной. Преодоление такой ситуации требует развития
комбинированных методик расчета.
Распознавание образов можно рассматривать как задачу оценки плотности рас-
пределений в многомерном пространстве с последующим разбиением исследуемой
области на участки, попадание в которые интерпретируется как отнесение первичной
частицы, генерировавшей данный ШАЛ, к той или иной группе ядер. Теоретически
наилучшим является так называемый Байесовский классификатор, минимизирующий
вероятность ошибки классификации (Fukunaga, 1972). Однако применяются и другие
методы, в частности, метод нейронных сетей (Bishop, 1995). Применение класси-
фикации индивидуальных событий (Glasmacher et al., 1999) наилучшим образом
работает в том случае, когда исследуемая выборка априори содержит только два раз-
личных типа частиц (например, разбиение на легкие и тяжелые ядра). При большем
количестве групп эффективность метода снижается в связи с ростом ошибки клас-
сификации.
Энергетический спектр ГКЛ по данным ШАЛ
Поскольку природа излома энергетического спектра ГКЛ при энергии -3-1015 эВ
еще не понята до конца, в настоящее время трудно предложить расчетную модель,
которая позволила бы описать спектры индивидуальных ядер, включая область из-
лома, и при этом не вызывала бы сомнений. Спектры индивидуальных групп ядер,
полученные в эксперименте KASCADE (Ulrich at al., 2003), демонстрируют наличие
изломов, причем энергия излома оказывается пропорциональной заряду ядра. Однако
интенсивности индивидуальных спектров зависят от принимаемой модели взаимо-
действия, которая в настоящее время не может быть окончательно установлена. Тем
80
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
не менее, анализ данных прямых экспериментов и установок для исследования ШАЛ
позволил предложить феноменологическую модель излома (Horandel, 2003), удачно
описывающую имеющиеся экспериментальные данные.
Энергетическая зависимость потока частиц с зарядом Z принимается в следующей
форме:
Zz(E) = 7oz^(1 + (£/Ez)^)<Yc'1'z)/Ec.
Ниже энергии излома Ez спектры имеют обычный степенной вид, причем yz
зависит от Z. Эта зависимость определяется по данным прямых измерений. При
энергиях много выше Ez спектр определяется показателем ус, причем |ус| > |yz|. Ве-
личина ес определяет, насколько резко происходит переход от одного режима к дру-
гому. Параметры Ez,yc и ес определяются по результатам анализа данных установки
KASCADE.
Наиболее интересным результатом этого анализа представляется следующий.
Несмотря на наличие модельной зависимости величин /Oz, спектр всех частиц прак-
тически не обнаруживает такой зависимости. Более того, экстраполяция данных
прямых измерений в соответствии с предполагаемым видом энергетических спек-
тров Iz(E) хорошо сшивается с результатами, полученными при анализе данных
большого числа установок ШАЛ, в особенности, если осуществить некоторую пе-
ренормировку энергетических спектров ГКЛ, восстанавливаемых по данным ШАЛ
(см. рис. 1.2.15). При этом, как правило, достаточно изменения энергии всего на
несколько процентов. Оптимальные значения Ez, ус и ес равны: Ez=ZE?, где
Ер = 4,51 ± 0,52 ПэВ; ус = -4,68 ± 0,23; ес = 1,87 ± 0,18.
Рис. 1.2.15. Дифференциальные энергетические спектры
всех частиц
Таким образом, показатели парциальных спектров после излома увеличиваются
почти на 2,0. Величине ес» 2 соответствует область перехода от yz к ус> занимающая
примерно полпорядка. С учетом наличия в ГКЛ элементов вплоть до урана, испыты-
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
81
вающего излом при энергии ~4*1017эВ, предложенная феноменологическая модель
позволяет описать энергетический спектр ГКЛ примерно до указанной энергии. При
больших энергиях надо допускать, что космические лучи имеют иное, скорее всего,
экстрагалактическое происхождение.
1.2.2.3. Результаты исследования анизотропии космических лучей
Одной из основных характеристик КЛ является их возможная анизотропия. Изме-
рения анизотропии важны с точки зрения выявления пространственного распределе-
ния источников в Галактике и характера движения релятивистских заряженных час-
тиц. Информация об анизотропии представляет особый интерес для интерпретации
излома в энергетическом спектре ГКЛ при Ео» ЗЛО15 эВ.
Одним из источников анизотропии является анизотропия, связанная с пекуляр-
ным движением Солнечной системы относительно общей массы звезд, межзвездного
газа и крупномасштабного магнитного поля Галактики (эффект Комптона-Геттинга).
Возникающая при этом анизотропия порядка 5 «3-10-4. Другие причины появления
анизотропии обусловлены общим вытеканием КЛ, генерируемых в нашей Галактике,
в метагалактическое пространство без существенной роли обратного потока и вкла-
дом отдельных близких источников (пульсаров, остатков сверхновых).
Надежные сведения об анизотропии КЛ в Галактике с помощью наземных изме-
рений можно получить лишь для частиц с энергиями более 5-10и-1012 эВ, так как
движение частиц меньших энергий сильно искажается магнитным полем Солнечной
системы.
Изучение анизотропии КЛ обычно основывается на анализе зависимости их ин-
тенсивности I(t) от звездного времени t. Интенсивность можно представить в виде
ряда Фурье:
Д') = 4) + Ё A sin(«wz + Ф„),
И=1
где Ао - изотропная составляющая; со = 2тг/Г, Т - длительность звездных суток; Ап -
амплитуда; ср„ - фаза и-ой гармоники. Обычно ограничиваются отысканием А[ и срь
разбивая весь период измерений на отдельные интервалы, на протяжении которых
температурные и барометрические перепады относительно малы. (Барометрический
коэффициент составляет 1% на 1 мм Hg, а температурный - около 1% на 1°С. Поэто-
му при исследовании нарушения анизотропии с погрешностью порядка процента
точный учет барометрического и температурного эффектов необходим.)
Из определения анизотропии
g _ Anax Anin
Anax Anin
и выражения для /(/), пренебрегая гармониками второго и более высокого порядка,
получаем:
5 = 4/4.
Использование диффузионных моделей для вычисления анизотропии носит огра-
ниченный характер, так как анизотропия во многом может определяться локальной
структурой магнитного поля вблизи Солнечной системы.
82
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
A\
И)'’1-----------'-----------1----------1-------
<pi, ч
sk 6
~_________)__________1_________[ {
1012 1013 1014 E, эВ
Рис. 1.2.16. Анизотропия КЛ. Амплитуда
первой гармоники A j (а) и ее фаза (pi (б)
Связь между величиной анизотропии 8 и
градиентом концентрации КЛ:
_ 3D grad N
о =----------------------,
с N
возникающая в модели изотропной диффу-
зии, нарушается из-за тензорного харак-
тера диффузии, связанного с «замагничен-
ностью» релятивистского газа КЛ.
Результаты измерений анизотропии: ам-
плитуда первой гармоники А\ и ее фаза (pi,
т. е. направление на максимум интенсив-
ности, приведены на рис. 1.2.16 (Ambrosio
et al., 2003).
Представлены только наиболее надеж-
ные данные, для которых А\/<з> 3, где
ст - среднеквадратичная ошибка. Как видно
из рисунка, амплитуда и фаза анизотропии
не показывают заметной зависимости от энергии до энергии £0 < 1015 эВ.
При больших энергиях имеющиеся в настоящее время данные по анизотропии
КЛ весьма неопределенны, в основном из-за недостатка статистики, и позволяют
оценить только верхнюю границу анизотропии. Однако, по-видимому, можно гово-
рить о тенденции к росту анизотропии и к изменению ее направления.
При энергиях Е> 1015эВ анизотропия в основном обусловлена вытеканием ГКЛ
из Галактики за счет диффузии, причем коэффициент диффузии зависит от энергии
как D ~ £00’6. При этих энергиях может быть существенен вклад в анизотропию за
счет дрейфа частиц в регулярном магнитном поле Галактики. За счет эффекта дрейфа
(холловской диффузии) ГКЛ (Зиракашвили и др., 1991) в общем регулярном маг-
нитном поле Галактики анизотропия 8 ~ | Eq | и допустима анизотропия ~10“2 при
£0« 10,7эВ.
1.2.2.4. Космические лучи при энергии выше 1017 эВ
Выделение КЛ с энергиями более 1017эВ в отдельный пункт целесообразно по
двум причинам. Во-первых, энергия 1017 эВ является граничной энергией удержания
частиц такой энергии в Галактике магнитными неоднородностями, имеющими ха-
рактерный масштаб —100 пк. Во-вторых, с экспериментальной точки зрения при этих
энергиях происходит переход от компактных установок ШАЛ, позволяющих опреде-
лять полное число частиц в ливне на уровне наблюдения, отражающее энергию пер-
вичной частицы, к раздвинутым установкам, в которых для нахождения первичной
энергии используется тот или иной классификационный параметр.
Большинство данных при энергии более 1017 эВ получено на установках ШАЛ,
регистрирующих поток заряженных частиц: Havera Park, Якутск, AGASA, и с по-
мощью детекторов, регистрирующих флуоресцентный свет от возбужденных в атмо-
сфере атомов азота: Fly’s Eye и HiRes. К сожалению, прекращена работа установок
Havera Park, AGASA и Fly’s Eye.
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
83
На рис. 1.2.17 представлены дифференциальные энергетические спектры ПКЛ
при энергиях более 1017 эВ, измеренные в Якутске (Glushkov et al., 2003), в экспери-
ментах AGASA (Sakaki et al., 2001) и HiRes (Abbasi et al., 2005).
Из рисунка видно, что интенсивность КЛ по данным Якутской группы заметно
выше (по сравнению с HiRes в 2,5 раза), а спектр несколько круче.
По всей совокупности экспериментальных данных энергетический спектр харак-
теризуется следующими особенностями: спектр укручается до Е-3,3 выше 1017,7эВ
(dip), а затем уполаживается до Е-2,7 при 1018’5 эВ (ankle). Наиболее распространенная
интерпретация «лодыжки» состоит в том, что выше 10|8,5эВ новая популяция КЛ
внегалактического происхождения начинает доминировать над галактической ком-
понентой (Cocconi, 1996).
В поддержку этой гипотезы указывают данные об анизотропии. При энергии
около 1017эВ отклонения от изотропии, по-видимому, невелики. Согласно дан-
ным Havera Park (Lloyd-Evans and Watson, 1983), возможная анизотропия равна:
(1,52 ± 0,44)%. В то же время на Якутской установке не наблюдается значимой ани-
зотропии (Правдин и др., 2002). При энергии около 1018эВ угловое распределение
ШАЛ в эксперименте AGASA (Hayashida et al., 1999) коррелирует с Галактическим
центром (анизотропия ~4%), в то время как при более высоких энергиях (> 4-1019 эВ)
анизотропия исчезает.
Для выбора из возможных моделей происхождения важна также информация о
массовом составе. Имеющиеся результаты весьма неопределенны. При энергиях
1017-3-1017 эВ по данным установок ШАЛ МГУ (Khristiansen et al., 1994) и Fly’s Eye
(Bird et al., 1993) наблюдается обогащение КЛ тяжелыми ядрами, обусловленное
изломом в спектре КЛ при энергии ~3-1015эВ. При энергиях более 10,8эВ
(Abbasi et al., 2005) и более 1019эВ (Shinozaki et al., 2003) данные не противоречат
предположению о протонном составе КЛ.
Переходя к предельно высоким энергиям, отметим, по-видимому, установленный
факт существования в КЛ частиц с энергией более 1020 эВ, что значительно выше
обрезания спектра за счет эффекта GZK (Greisen, 1966; Зацепин и Кузьмин, 1966),
обусловленного взаимодействием КЛ с реликтовыми фотонами. К настоящему вре-
мени зарегистрировано по разным оценкам
от 10 до 20 событий, при этом максималь-
ная энергия равна -3-1020 эВ.
Для разрешения парадокса GZK выска-
зываются различные идеи, которые будут
обсуждаться в разд. 1.2.4. Здесь отметим
одну из гипотез, связанную с возможным
нарушением лоренцевской инвариантности
при сверхвысоких энергиях (Киржниц и
Чечин, 1971), в рамках которой (Coleman
and Glashow, 1999) нейтральные и заря-
женные пионы могут быть стабильными
частицами при энергиях выше 1019 эВ и
входить в состав первичных КЛ.
Рис. 1.2.17. Дифференциальный
энергетический спектр КЛ
с энергиями более 1017 эВ
84 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.2.3. Распространение космических лучей в Галактике
1.2.3.1. Основные параметры межзвездной среды
Основными особенностями межзвездной среды являются ее нестационарность
и большое разнообразие физических условий (Астрофизика КЛ, 1990). Межзвездный
газ, масса которого составляет 54О9Л/о, существует в нескольких модификациях. Го-
рячий газ, образующийся в результате взрывов сверхновых, характеризуется плот-
ностью п « ЗЛО-3 см-3, температурой Г» 106 К и занимает в галактическом диске до-
лю f« 0,2-0,8. Кроме того, имеются теплая межоблачная среда (п » 0,1 см-3, Т~ 104 К,
f« 0,2-0,8), облака атомарного водорода (п « 40 см-3, Т~ 100 К, 0,03), молекуляр-
ные облака (и « 200 см-3, Г» 10 К, ЗЛО-3). Средняя концентрация ядер водорода в
галактическом диске составляет ~1 см-3. Большая часть межзвездного газа Галактики,
как и большинство молодых звезд, сосредоточена в спиральных рукавах Галактики,
ширина которых в галактической плоскости составляет несколько сотен парсек. Мас-
сы атомарного и молекулярного водорода примерно равны (-2-109MQ). Горячий газ из
диска должен проникать и в гало, где, возможно, содержится порядка нескольких
процентов от общей массы газа; концентрация ядер водорода в гало -0,01 см-3.
Наблюдения, проводимые различными методами, свидетельствуют о существова-
нии заметных случайных движений межзвездной среды с максимальным масштабом
— 100 пк. Общая плотность энергии, связанной со случайными движениями, составля-
ет около 1 эВ-см~3, т. е. соизмерима с плотностью энергии КЛ.
Распределение сверхновых звезд в Галактике не является однородным, и, помимо
отдельных сверхновых, существуют их скопления. В результате последовательных
взрывов сверхновых в пределах ассоциации ОВ-звезд возникают гигантские горячие
каверны (superbubble) размерами 102-103 пк и с полной выделившейся энергией по-
рядка 1054 эрг. Частота таких процессов в Галактике оценивается как 10-4 в год, а
время существования каверны ~107лет. В кавернах следует ожидать повышенного
уровня турбулентности, что дает дополнительные возможности для ускорения ГКЛ
(Быков и Топтыгин, 1995).
Процесс распространения КЛ в Галактике зависит, очевидно, от структуры маг-
нитных полей. Силовые линии регулярного поля лежат в галактической плоскости и
приблизительно идут вдоль спиральных рукавов. Средняя амплитуда напряженности
поля составляет (2-3)4 О-6 Гс. Случайная составляющая магнитного поля Галактики
характеризуется основным масштабом £ « 100 пк и амплитудой, превышающей амп-
литуду регулярного поля, так что (<5B2>)1/2/Brcg 1-3. Спектр неоднородностей
магнитного поля в настоящее время точно неизвестен, однако нельзя исключить, что
этот спектр, как и спектр неоднородностей газа, близок к колмогоровскому в интер-
вале масштабов от 10|2см до 100 пк. Магнитное поле существует также и в гало,
причем в литературе нет единой точки зрения относительно его величины.
1.2.З.2. Диффузия космических лучей в галактических магнитных полях
Мы уже упоминали выше, что КЛ не распространяются по прямой, а диффун-
дируют в магнитных полях Галактики. Наблюдаемое экспериментально отношение
потоков легких и средних ядер составляет (для ядер с энергией выше 2,5 ГэВ/нуклон)
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
85
М/Ал/ = 0,3 ± 0,05, тогда как соответствующая величина для звезд составляет 10-6.
Следовательно, космические лучи экстремально обогащены легкими ядрами, и раз
этих ядер практически нет в источниках, они появляются в результате взаимодейст-
вий более тяжелых ядер. Для того чтобы это произошло, требуется, как показывают
оценки, пройти в межзвездной среде количество вещества xg = 5-10 г-см-2. Эту вели-
чину следует сопоставить с количеством вещества Галактики, проходимого по пря-
мой xQg = pRa » 0,01 г-см-2. Отношение xg/xQg^ 103, что и означает необходимость
диффузии. При энергии несколько ГэВ на нуклон время жизни КЛ составляет
«3-107 лет и затем убывает.
Кроме того, поскольку Солнечная система находится на периферии Галактики, то
при отсутствии диффузии (или слабой диффузии) поток из центра Галактики мог бы
заметно превысить поток с противоположного направления. Но данные по ани-
зотропии потока КЛ свидетельствуют, что величина анизотропии вплоть до энер-
гий 1014эВ остается малой (< 10-3), что дает еще один аргумент в пользу наличия
диффузии.
Диффузия в магнитном поле имеет не скалярный, а тензорный характер. Пусть
Nt(E,r,t) - концентрация ядер группы i с энергией Е на расстоянии г (измеряемом,
например, от центра Галактики) в момент времени t. Уравнение диффузии, которому
удовлетворяет N{E, г, /), имеет вид:
SN. \ д(Ь(Е)ИЛ N.
—^-7(вж)+ д- =Q{E,r,t),
Ul Ui_j 1 • k
где D,- тензор диффузии; b{E) описывает непрерывные энергетические потери час-
тиц; Ti и Тк - времена жизни частиц относительно неупругого взаимодействия; Pki -
коэффициенты фрагментации, задающие среднее число ядер группы z, возникающих
в неупругих взаимодействиях ядер группы к; Q(E, г, /) - функция источника.
Рассмотрим простейший случай, когда можно пренебречь ядерными взаимодей-
ствиями и непрерывными потерями энергии (последнее для космических лучей
сверхвысоких энергий справедливо практически всегда, тогда как пренебрежение
ядерными взаимодействиями в некоторых случаях недопустимо, как, например,
при оценке потока ядер группы L). В этих условиях стационарное уравнение диффу-
зии для какой-либо группы ядер имеет вид (Астрофизика КЛ, 1990):
-V,P,(r)V,JV(r) = e(r).
Компоненты Dy тензора диффузии определяются следующим образом:
Dy = (D11 - D£)bibj + DJiy + Da eijn b„,
где bj = Bq-JBq - компонента единичного вектора магнитного поля; D\\, D±n DA- ко-
эффициенты параллельной, перпендикулярной и холловской диффузии соответ-
ственно, Sy - символ Кронекера; еуп - абсолютный антисимметричный тензор; ин-
декс, определяющий группу ядер, опущен.
В реальных условиях нашей Галактики наиболее существенную роль играют ко-
эффициенты диффузии и Da. Заметим, что холловская диффузия «на другом язы-
ке» представляет собой дрейф частиц в крупномасштабном регулярном магнитном
поле Галактики (Ptuskin et al., 1993). При малых энергиях, существенно меньших
86 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
энергии 3-1015 эВ, при которой наблюдается излом в энергетическом спектре ГКЛ,
доминирует и имеет место обычная скалярная диффузия с коэффициентом диф-
фузии D = где определено следующим образом:
D± ~ D10 (£73 ГэВ/', т = 0,1-0,2.
Коэффициент холловской диффузии DA пропорционален ларморовскому радиусу
частицы, т. е. DA ~ Е.
Подчеркнем важное обстоятельство, присущее решениям уравнения диффузии:
если коэффициент диффузии является функцией энергии, то энергетический спектр
космических лучей у Земли 1(E) будет отличен от их спектра в источниках Q(E), а
именно 1(E)- Q(E) / D(E). Информацию об энергетической зависимости коэффициента
диффузии можно получить, изучая анизотропию 5 как функцию энергии.
Имеющиеся данные по анизотропии в области энергий 10|2-1015 эВ (см. рис. 1.2.16)
трудно согласовать с предположением о том, что D (и, следовательно, 5) растет с
энергией как что требуется для получения наблюдаемого экспериментально
спектра ГКЛ из спектра, получаемого в модели ускорения КЛ на ударных фронтах
расширяющихся оболочек сверхновых с Q(E) - E~2,Q. Можно несколько понизить
требования к росту D с энергией (до D-Е0,3), рассматривая процесс доускорения
частиц во время их распространения в Галактике. В то же время зависимость типа
D - Еу ’ не противоречит результатам исследования энергетической зависимости
отношения L /Мпри энергиях до 10й эВ/нуклон.
1.2.З.З. Влияние дрейфа в регулярном магнитном поле Галактики
Нерегулярность в первичном энергетическом спектре при £-ЗЛО15 эВ
(см. рис. 1.2.15) была обнаружена около 50 лет назад, но до сих пор вопрос о том, чем
же обусловлен этот излом, окончательно не решен. Поэтому имеется возможность
трактовать излом как результат распространения КЛ в Галактике. Поскольку сущест-
вование зависимости коэффициента диффузии от энергии меняет спектр КЛ по срав-
нению с источником, то нужный результат может быть получен, если до 3-1015эВ
D(E) слабо зависит от £, а затем эта зависимость усиливается. Так как величина DA
пропорциональна ларморовскому радиусу частицы, то, начиная с некоторой энергии,
влияние холловской диффузии будет доминировать, и произойдет смена режима рас-
пространения с переходом на более сильную зависимость D(E). В данном подходе
можно правильно воспроизвести первичный энергетический спектр в диапазоне
энергий вплоть до 1017 эВ. При более высоких энергиях диффузионное приближение
становится неадекватным, и необходимо использовать прямое моделирование дви-
жения заряженных частиц в магнитных полях Галактики. В области относительно
небольших энергий (£ < 10й эВ) вместо диффузионного приближения используется
однородная модель (иначе называемая моделью leaky box), представляющая собой
упрощенный вариант диффузионной (Астрофизика КЛ, 1990). В однородной модели
второй член уравнения диффузии заменяется на Nj(T) / TcR(hom), где параметр TCR(hom)
представляет собой характерное время выхода КЛ из Галактики. При этом считается,
что диффузия происходит достаточно быстро и концентрация КЛ в Галактике в це-
лом постоянна. Однородную модель можно формально получить как предельный
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
87
случай диффузионной при условии слабой утечки частиц из системы. Расчеты в рам-
ках однородной модели оказываются много проще, чем процесс решения диффузи-
онных уравнений, что является причиной ее широкой популярности, однако приме-
нение диффузионной модели, конечно, более предпочтительно.
1.2.З.4. Фрактальная диффузия
В последние годы получили распространение идеи (Лагутин и Тюменцев, 2003),
согласно которым диффузию в Галактике следует рассматривать скорее как диф-
фузию в среде фрактального типа, а не как «обычную» диффузию в среде с непре-
рывными параметрами. Основанием для такого подхода является наличие неодно-
родностей в пространственном распределении вещества и, следовательно, магнитных
полей в Галактике. При этом крайне существенно, что упомянутые неоднородности,
обусловливающие хаотическое движение КЛ, наблюдаются на разных масштабах.
Все это стимулирует развитие новых подходов к распространению КЛ в Галактике. В
частности, принятие допущения, что распределение неоднородностей имеет фрак-
тальный характер, означает, что необходимо перейти от обычной диффузии в одно-
родной или квазиоднородной среде к диффузии в среде фрактального типа (так назы-
ваемой аномальной диффузии). Описанный подход успешно развивается, однако
вплоть до настоящего времени работы в данном направлении не привели к отказу от
традиционного математического аппарата.
1.2.4. Происхождение космических лучей
Если иметь в виду весь энергетический диапазон, в котором наблюдаются КЛ, то,
безусловно, следует признать, что завершенная теория этого вопроса отсутствует.
Даже в отношении происхождения ГКЛ вряд ли в настоящее время можно претендо-
вать на большее, чем создание разумных моделей, объясняющих наиболее сущест-
венные факты.
К таковым следует, в первую очередь, отнести величину плотности энергии КЛ
(~10“12 эрг-см-3), а также степенную форму энергетического спектра ГКЛ, не претерпе-
вающую каких-либо резких изменений вплоть до энергии ~3-1015 эВ, где показатель
дифференциального энергетического спектра всех частиц меняется с -2,7 на-3,1.
1.2.4.1. Взрывы сверхновых как основной источник галактических
космических лучей
Требования к энергетической мощности источников, генерирующих КЛ, весьма
высоки, так что обычные звезды Галактики не могут им удовлетворять (мощность
PCr порядка 3-1О40 эрг-с-1). Однако такая мощность может быть получена от взрывов
сверхновых (эта идея была высказана около 50 лет назад (Гинзбург и Сыроватский,
1963)). Если во время взрыва выделяется энергия ~1051 эрг, а взрывы происходят с
частотой 1 раз в 30-100 лет, то мощность, генерируемая при взрывах сверхновых,
составляет ~1042 эрг-см-3 и для обеспечения необходимой мощности КЛ достаточно
лишь нескольких процентов энергии вспышки.
88
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Вопрос о формировании наблюдаемого экспериментально энергетического спект-
ра ГКЛ далеко не тривиален. Необходимо передать макроскопическую энергию
намагниченной плазмы (расширяющейся оболочки взорвавшейся сверхновой) ин-
дивидуальным заряженным частицам, обеспечив при этом такое распределение энер-
гии, которое существенным образом отличается от теплового.
1.2.4.2. Стандартная модель ускорения ударными волнами
Наиболее вероятным механизмом ускорения ГКЛ до энергии ~1015эВ, а, воз-
можно, и выше, представляется следующий. Движение сброшенной при взрыве
оболочки порождает в окружающей межзвездной среде ударную волну. Диффу-
зионное распространение заряженных частиц, захваченных в процесс ускорения,
позволяет им многократно пересекать фронт ударной волны (Крымский, 1977).
Каждая пара последовательных пересечений увеличивает энергию частицы про-
порционально уже достигнутой энергии (механизм, предложенный Ферми), что и
приводит к ускорению ГКЛ. По мере увеличения числа пересечений фронта удар-
ной волны растет и вероятность покинуть область ускорения, так что количество
частиц падает по мере роста энергии примерно степенным образом. Ускорение ока-
зывается весьма эффективным, а спектр ускоренных частиц - жестким: ~Е-2 вплоть
до ~Етах - максимально достижимой энергии ускоренных частиц. Поэтому необхо-
димо учитывать обратное воздействие КЛ (наиболее существенна роль протонов, по-
скольку более тяжелые ядра можно рассматривать как малые примеси) на среду,
приводящее к модификации ударной волны и к возникновению, помимо обычного
теплового фронта, плавного протяженного участка, так называемого предфронта.
Такая модификация, в свою очередь, влияет на спектр КЛ. Таким образом, в общем
случае нельзя пользоваться приближением, когда обратное влияние КЛ на среду не
учитывается, и необходимо пользоваться самосогласованным решением, процесс
которого еще окончательно не отработан (в том смысле, что, возможно, пока еще
не учтены полностью все необходимые факторы). Отражением этого обстоятельства
является наблюдающийся в течение последних 10 лет почти непрерывный рост
теоретической оценки максимально достижимой энергии. Так, в работе (Бережко и
Ксенофонтов, 1999) приводится следующая оценка для максимально достижимой
энергии Етах:
2k
1,4Я
£тах[эВ] = 5-10'4z| fSN
max 2 О51 эрг
ч 3 • 10 3 см 3) 3 мкГс ’
где Z - заряд ускоряемой частицы; ESn - энергия вспышки; MCj - масса сброшенной
оболочки; Ун - концентрация атомов водорода; BQ - напряженность магнитного по-
ля. Согласие результатов расчетов (Berezhko, 2001) с экспериментальными спектрами
(Shibata, 1995), как видно из рис. 1.2.18, достаточно хорошее.
Приведенная формула предполагает использование бомовского предела для ко-
эффициента диффузии DB = (1/3)Т?£С, где RL - ларморовский радиус частицы. Право-
мерность этого традиционного приближения, вообще говоря, не очевидна и может
быть подвергнута сомнению. Заметим, что в приближении, не учитывающем обрат-
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
89
ное влияние КЛ на ударную волну, оценка
получается приблизительно на поря-
док ниже. Время ускорения достигает
~104лет, но эффективность его (понимае-
мая как возможность генерации частиц с
энергией, близкой к Етах) падает со време-
нем, так что время, в течение которого мо-
гут ускоряться частицы с наибольшими
энергиями, составляет ~103 лет.
Из формулы следует также, что, меняя
характеристики вспышки (например, энер-
гия, высвобождающаяся при вспышках так
называемых гиперновых, может значитель-
но превысить 1051 эрг) и учитывая распре-
деление вспышек по ESN, можно сущест-
венно повысить предел Етах. Кроме того,
ударная волна может распространяться не в
усредненной межзвездной среде, а в среде,
модулированной испущенным ранее звезд-
ным ветром и характеризующейся значи-
тельно большим значением напряженности
магнитного поля, как в звездах Вольфа-
Райе (Biermann, 1993). Наконец, необхо-
димо учитывать, что потоковая неустойчи-
вость ускоряемых частиц в предфронте
ударной волны приводит к появлению
сильной магнитодинамической турбулент-
ности, что также увеличивает максималь-
ную энергию ускоренных частиц. В итоге
Рис. 1.2.18. Интенсивность КЛ вблизи
Земли как функция кинетической энергии.
Кривые - расчет в различных
предположениях о характеристиках
галактической среды,
точки - экспериментальные данные
нельзя исключить, что оценка может быть доведена до Етах ~ 10l7Z эВ.
Не вполне определенной выглядит сейчас ситуация с экспериментальным обна-
ружением ускорения ударными волнами. В частности, анализ данных гамма-астро-
номии показывает, что не всегда от близких остатков сверхновых наблюдаются гам-
ма-вспышки высоких (~1 ТэВ) энергий и, наоборот, существуют источники гамма-
квантов высоких энергий, которые не видны ни в оптическом, ни в рентгеновском
диапазонах. Поэтому возможно, что происхождение ГКЛ не обусловлено исключи-
тельно вспышками сверхновых.
Нельзя не отметить, что расчетный спектр КЛ вплоть до максимально достижи-
мой энергии получается весьма жестким (Е~2), так что для компенсации различия
между теоретическим (-2) и экспериментальным (-2,7) показателями спектра требу-
ется значительное смягчение энергетического спектра в процессе распространения
космических лучей от источников. Такое смягчение может быть достигнуто, если
коэффициент диффузии D ~ Е®'\ но это предположение ведет к чрезмерно сильной
анизотропии ГКЛ при энергии меньше 1014эВ, что противоречит эксперименталь-
90 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
ным данным. Поэтому более естественной представляется зависимость типа D-E®'1,
(что примерно соответствует колмогоровскому спектру турбулентностей) и учет доу-
скорения частиц в процессе распространения.
Можно констатировать, что при надлежащем выборе параметров инжекции (стро-
гая теория инжекции пока не создана), определяющих количество инжектируемых
частиц и их скорость, и учете укручения спектра ГКЛ по сравнению со спектром в
источниках за счет зависимости коэффициента диффузии от энергии, теория ускоре-
ния ГКЛ на ударных волнах позволяет хорошо описать энергетические спектры про-
тонов и ядер вплоть до энергии, соответствующей излому в спектре.
Как отмечалось выше, взрывы сверхновых могут происходить в ассоциациях О-,
В-звезд, причем в этом случае взрывы оказываются коррелированными во времени и
пространстве (время жизни ассоциаций ~107 лет, число их достигает нескольких ты-
сяч и частота взрывов оценивается как 10-5-10-6 в год). Результатом является образо-
вание каверны (superbubble) с горячей плазмой низкой плотности и размерами, дос-
тигающими сотен парсек. В этой каверне могут генерироваться случайные
магнитные поля с масштабами L до нескольких парсек и амплитудами В в десятки
микрогаусс. При энергиях, не превышающих ускорение осуществляется на от-
дельных ударных волнах, а при энергиях, превышающих Етах, ускорение осуществ-
ляется ансамблем ударных волн и магнитных полей, существующим в каверне (Бы-
ков и Топтыгин, 1995). Модель ускорения в ассоциациях сверхновых позволяет
качественно объяснить спектр ГКЛ в диапазоне энергий 1015-1018 эВ. В данном под-
ходе излом в энергетическом спектре ГКЛ интерпретируется как смена режима уско-
рения.
1.2.4.З. Другие механизмы ускорения
Обсуждая взрывы сверхновых, следует отметить, что ускорение ГКЛ может
иметь место не только в их расширяющихся оболочках, но и при эволюции остат-
ков взорвавшихся звезд. Источником энергии при этом является энергия вращения
нейтронной звезды, достигающая (для массы 1,4Л/0 и радиуса 106см) величины
2-1O50 эрг/(Г1о)2, где Гю - период вращения в единицах 10 миллисекунд. Поскольку
магнитное поле на поверхности звезды достигает 1012 Гс, нейтронная звезда должна
интенсивно терять энергию на магнитное дипольное излучение. Однако, так как соб-
ственная частота плазмы в окрестности звезды много больше частоты вращения
диполя, распространения электромагнитной волны не будет, и процесс ускорения
будет осуществляться стоячей ударной волной. Оценка максимальной энергии ока-
зывается ~(1017-1018)2эВ, а время эффективного ускорения оценивается примерно
как ~103 лет (Gaisser, 1990).
Если нейтронная звезда является частью бинарной системы, то ускорение может
также происходить за счет процесса аккреции - перетекания материи на поверхность
нейтронной звезды; в этом случае ускорение КЛ обеспечивается гравитационной
энергией.
В связи с тем, что в потоке КЛ имеются частицы с энергией, превосходящей
1О20 эВ, следует рассмотреть имеющиеся возможности для ускорения до таких энер-
гий. Источником частиц таких энергий, например, как отмечено в (Ptuskin, 1995),
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
91
может быть процесс Ферми первого порядка, но происходящий при столкнове-
нии галактик. Такое событие может осуществляться с частотой примерно 1 раз за
5-108 лет. Максимально достижимая энергия оценивается как 3-10197эВ. К аналогич-
ной оценке приводит и процесс ускорения ударными волнами в струях, генерируе-
мых активными ядрами галактик. Примерно столько же дают оценки в моделях, свя-
занных с рассмотрением ускорения ударными волнами, вызванными аккрецией в
галактических кластерах. Наибольшие оценки можно получить в рамках модели кос-
мологического происхождения гамма-всплесков. В этой модели в результате слияния
нейтронных звезд или черных дыр генерируются ультрарелятивистские ударные
волны, распространяющиеся в окружающей среде с лоренц-фактором Г ~ 103. Энер-
гия протона, покоившегося в лабораторной системе, в результате отражения от фрон-
та ударной волны возрастет до значения Г2Л/с2. Таким образом, всего за один цикл
энергия может возрасти в 106раз, а после двух циклов достичь 1021 эВ. Следует,
однако, признать, что все оценки такого рода остаются пока на полукачественном
уровне и вопросы получения необходимой интенсивности и формы энергетического
спектра КЛ сверхвысоких энергий еще ожидают своего решения.
Вскоре после обнаружения реликтового излучения (Penzias and Wilson, 1965) был
сделан вывод (Greisen, 1966; Зацепин и Кузьмин, 1966), что наличие реликтового из-
лучения самым серьезным образом должно сказаться на форме энергетического
спектра КЛ предельно высоких энергий, а именно: должно иметь место так называе-
мое реликтовое (или чернотелыюе) обрезание спектра в области предельно высоких
энергий, называемое также GZK-эффектом. Обсуждая проблему источников частиц с
энергиями >5-1019 эВ, превышающими порог GZK-эффекта, необходимо иметь в
виду, что расстояния, с которых частицы таких энергий могут достигать Земли, огра-
ничены, по-видимому, пределами местного Сверхскопления галактик. Между тем,
в нем нет галактик, имеющих какие-либо преимущества по сравнению с нашей
Галактикой с точки зрения возможностей для ускорения КЛ. Но и с учетом ограни-
чения расстояний до источников остается достаточно много кандидатов на роль ис-
точников частиц предельно высоких энергий.
Источники частиц предельно высоких энергий могут формироваться в рамках
двух принципиально различных групп сценариев (Nagano and Watson, 2000). Пер-
вая группа (bottom-up) характеризуется наличием ускорения; при этом для преодо-
ления ограничения расстояний до источников иногда рассматриваются новые час-
тицы, возникающие от обычных, но не испытывающие потерь, приводящих к
появлению GZK-предела. К этой же группе следует отнести и модели, в которых
существование значимых потоков частиц с энергиями выше порога GZK-эффекта
связывается с гипотетическим нарушением лоренц-инвариантности. Вторую груп-
пу (top-down) составляют сценарии, не требующие ускорения, поскольку в них КЛ
возникают в результате распадов или аннигиляции так называемых топологических
дефектов (космические струны, монополи и т. д.), возникших в первые мгновения
расширения Вселенной в связи с фазовыми переходами, соответствующими отде-
лению сильного взаимодействия от электрослабого (при температуре 1015-1016 ГэВ)
и затем отделению электромагнитного взаимодействия от слабого (при температуре
~102ГэВ).
92
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Исследования ГКЛ, продолжающиеся уже в течение нескольких десятилетий, не
привели, тем не менее, к закрытию «белых пятен» в этой интересной области, хотя
многие вопросы были успешно решены. Можно, например, констатировать, что на-
копленной информации вполне достаточно для оценки вклада ГКЛ в радиационный
фон на орбитах космических аппаратов. Однако по мере повышения энергии частиц
качество информации ухудшается. Недостаточная светосила используемых устано-
вок на больших высотах и в космическом пространстве не позволяет исследовать
область 1014-1015 эВ прямыми методами с достаточной статистикой, не говоря уже о
том, чтобы продвинуться в область энергий, в которой происходит излом спектра
ГКЛ. Следствием такой ситуации является некоторая нестабильность эксперимен-
тальных данных, которые в области выше 1012 эВ после осуществления новых экспе-
риментов меняют оценки интенсивности на 20-30%. Поэтому ближайшей и актуаль-
ной задачей остается создание аппаратуры с большими геометрическими факторами,
что позволило бы исследовать область излома прямыми методами.
Использование косвенных методов (в первую очередь, изучение ШАЛ) позволило
за последнее десятилетие достичь определенного прогресса в исследовании энерге-
тического спектра ГКЛ, хотя проблема модельной зависимости результатов все еще
существует. В настоящее время вопрос о получении спектров отдельных групп ядер
начал находить экспериментальное решение. Можно с уверенностью предположить,
что предстоящий в 2007 г. запуск LHC-коллайдера позволит получить информацию
относительно адронных взаимодействий вплоть до эквивалентной энергии ~1017 эВ и
значительно сузить существующую в настоящее время неопределенность, возни-
кающую при экстраполяции феноменологических моделей адронных взаимодействий
в область сверхвысоких энергий.
Установки ШАЛ следующего поколения должны обеспечить прецизионные
исследования энергетического спектра и состава космических лучей в области
1017-1019 эВ. В этой области, по-видимому, происходит переход от ГКЛ к КЛ экстра-
галактического происхождения.
Можно также надеяться, что в ближайшие годы будет окончательно решен вопрос
о существовании GZK-эффекта, на что сейчас имеются серьезные указания.
ЛИТЕРАТУРА
Астрофизика космических лучей. Под ред. Гинзбурга В.Л. М.: Наука, 528 с., 1990.
Базилевская Г.А., Махмутов В.С., Свиржевская А.К., Свиржевский Н.С., Стожков Ю.И. Долговременные
измерения космических лучей в атмосфере Земли. Изв. РАН, сер. физ., т. 69, № 6, с. 835-837, 2005.
Байбурина С.А., Борисов А.С., Гусева 3.M. и др. Эксперимент «Памир». Взаимодействия адронов косми-
ческих лучей сверхвысоких энергий. М.: Наука, Труды ФИАН, т. 154. с. 3-217, 1984.
Бережко Е.Г., Ксенофонтов Л.Т. Состав космических лучей, ускоренных в остатках сверхновых. ЖЭТФ,
т. 116, с. 737-759, 1999.
Бугаков В.В., Беляков С.А., Григоров Н.Л., Губин Ю.В., Калинкин Л.Ф., Кахидзе Г.П., Рапопорт И.Д.,
Савенко И.А., Смирнов А.В., Ширяева В.Я., Шишков П.П., Шестериков В.Ф., Яковлев Б.М., Тригу-
бов Ю.В. Принципы устройства научной аппаратуры для изучения космических лучей высокой энер-
гии на космической станции «Протон-4». Изв. АН СССР, сер. физ., т. 34, с. 1818-1828, 1970.
Быков А.М., Топтыгин И.Н. Спектры частиц высоких энергий, генерированных в ОВ-ассоциациях. Изв.
РАН, сер. физ., т. 59, № 4, с. 162-165, 1995.
ГЛАВА 1.2
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
93
Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И. Происхождение космических лучей. М.: АН СССР, 384 с., 1963.
Грейзен К. Широкие атмосферные ливни. Веб.: «Физика космических лучей». Под ред. Вильсона Дж.
М.: ИЛ, т. 3,с. 7-141, 1958.
Григоров Н.Л., Мурзин В.С., Рапопорт И.Д. Метод измерения энергии частиц в области выше 1011 эВ. ЖЭТФ,
т. 34, №2, с. 506-507, 1958.
Зацепин Г.Т., Кузьмин В.А. О верхней границе спектра космических лучей. Письма в ЖЭТФ, т. 4, с. 114—
116, 1966.
Зиракашвили В.Н., Клепач Е.Г., Птускин В.С., Роговая С.И., Христиансен Г.Б., Чувильгин Л.Г. Диффузия
космических лучей высоких энергий в Галактике. Изв. АН СССР, сер. физ., т. 55, с. 2049-2051, 1991.
Киржниц Д.А., Чечин В.А. Космические лучи и элементарная длина. Письма в ЖЭТФ, т. 14, с. 261-262,
1971.
Крымский Г.Ф. Регулярный механизм ускорения заряженных частиц на фронте ударной волны. ДАН
СССР, т. 234, с. 1306-1308, 1977.
Куликов Г.В., Христиансен Г.Б. О спектре широких атмосферных ливней по числу частиц. ЖЭТФ, т. 35,
с. 635-640, 1958.
Лагутин А.А., Тюменцев А.Г. Энергетические спектры космических лучей в галактической среде фрак-
тального типа. Изв. РАН, сер. физ., т. 67, № 4, с. 439-442, 2003.
Ныммик Р.А. Полуэмпирическая динамическая модель потоков частиц галактических космических лучей
(версии ISO и 2005 г.). Настоящий сборник, т. 1, гл. 1.6.
Правдин М.И., Иванов А.А., Красильников А.Д., Колосов В.А., Макаров И.Т., Михайлов А.А., Слепцов И.Е.,
Стручков Г.Г. Анизотропия космических лучей по данным Якутской установки ШАЛ. Изв. РАН, сер.
физ., т. 66, № 11, с. 1592-1595, 2002.
Христиансен Г.Б., Куликов Г.В., Фомин Ю.А. Космическое излучение сверхвысокой энергии. М.: Атомиз-
дат, 254 с., 1975.
Abbasi R.U., Abu-Zayyad Т., Amman J.F., Archbold G.C., Bellido J.A., Belov К., Belz J.W., Bergman D.R., Cao Z.,
Clay R.W. Monocular measurement of the spectrum of UHE cosmic rays by the FADC detector of the HiRes
experiment. Astropart. Phys., 23, pp. 157-174, 2005.
Ambrosio M. for Macro Collaboration. Search for the sideral and solar diurnal modulations in the MACRO muon
data set. Phys. Rev. D, 67, 042002, 2003.
Asakimori K., Burnett Т.Н., Cherry M.L., Chevli K., Christ M.J., Dake S., Derrickson J.H., Fountain W.F., Fuki M.,
Gregory J.C., Hayashi T., Holynsky R., Iwai J., lyono A., Johnson J., Kobayashi M., Lord J., Miyamura O.,
Moon K.,H., Nilsen B.S., Oda H., Ogata T., Olson E.D., Parnell T.A., Roberts F.E., Sengupta K., Shiina T.,
Strausz S.C., Sugitate T., Takahashi Y., Tominaga T., Watts J.W., Wefel J.P., Wilczynska B., Wilczynski H.,
Wilkes R.J., Wolter W., Yokomi H., and Zager E. Cosmic ray proton and helium spectra: results from the
JACEE experiment. Astrophys. J., v. 502, pp. 278-283, 1998.
Berezhko E.G. Particle acceleration in supernova remnants. Inv. Rapp. Highlight papers. 27th ICRC, Hamburg,
pp. 226-233,2001.
Biermann P.L. Cosmic rays: origin and acceleration. Inv. Rapp. Highlight papers 23rd ICRC. Calgary, pp. 45-83,
1993.
Bird D.J., Corbato S.C., Dai H.Y., Dawson B.R., Elbert J.W., GaisserT.K., Huang M.H.A., Kieda D.B., Ko S.,
Larsen C.G., Loh E.C., Salamon M.H., Smith J.D., Sokolsky P., Sommers P., Stanev T., Tilav T., Tan J.K.K.,
Thomas S.B. The cosmic ray composition above 0.1 EeV. In: Proc. 23th ICRC, Calgary, v. 2, pp. 38-42,
1993.
Bishop C.M. Neural networks for pattern recognition. Oxford Univ. Press, 504 p., 1995.
Blobel V. Unfolding methods in high-energy physics experiments. CERN report 85-09, pp. 88-127, 1985.
Bonino G., Castagnoli G. Cini, Cane D., Taricco C., Bhandari N. Solar modulation of galactic cosmic ray spectra
since the Maunder minimum. In: Proc. 27th ICRC, Hamburg, v. 9, pp. 3769-3772, 2001.
Casaus J. behalf of the AMS.02 Collaboration. Cosmic ray astrophysics with AMS.02. In: Proc. 28th ICRC, Tsu-
kuba, v. 4, pp. 2149-2152, 2003.
Cocconi G. About the most energetic cosmic rays. Astropart. Phys., v. 4, pp. 281-283, 1996.
Coleman S., Glashow S.L. High-energy tests of Lorentz invariance. Phys. Rev. D 59, 116008, 1999.
Cronin J.W. Cosmic rays: the most energetic particles in the universe. Rev. Mod. Phys., v. 71, pp. 165-172, 1999.
94 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
D’Agostini G. A multidimensional unfolding method based on Bayes’ theorem. Nucl. Instr. Meth., v. A362,
pp. 487-498, 1995.
Fukunaga K. Introduction to statistical pattern recognition. N-Y: Academic press, 592 p., 1972.
Gaisser T.K. Cosmic rays and particle physics. Cambridge Univer. Press, 279 p., 1990.
Glasmacher M.A.K., Catanese M.A., Chantell M.C., Covault C.E., Cronin J.W., Fick B.E., Fortson L.F., Fow-
ler J.W., Green K.D., Kieda D.B. et al. The cosmic ray energy spectrum between 1014 and 1016 eV. Astropart.
Phys., v. 10, pp. 291-302, 1999.
Glushkov A.V., Egorova V.P., Ivanov S.P., Knurenko S.P., Kolosov V.A., Krasilnikov A.D., Makarov LT., Mik-
hailov A.A., Olzoyev V.V., Pisarev V.V., Pravdin M.I., Sabourov A.V., Sleptsov I.E., Struchkov G.G. Energy
spectrum of primary cosmic rays in the energy region of 1017—1020 eV by Yakutsk array data. In: Proc. 28th
ICRC, Tsukuba, v. 1, pp. 389-392, 2003.
Gold R. On iterative unfolding method for response matrices. Argonne National Lab. Report, ANL-6984, 39 p.,
1964.
Greisen K. End to the cosmic-ray spectrum? Phys. Rev. Lett., v. 16, pp. 748-750, 1966.
Haungs A., Rebel H., Roth M. Energy spectrum and mass composition of high-energy cosmic rays. Rep. Prog.
Phys., v. 66, pp. 1145-1206, 2003.
Hayashida N., Nagano M., Nishikawa D., Ohoka H., Sakaki N., Sasaki M., Takeda M., Teshima M., Torii R., Yama-
moto T. et al. The anisotropy of cosmic ray arrival directions around 1018 eV. Astropart. Phys., v. 10, pp. 303-
311, 1999.
Heber B. Galactic and anomalous cosmic rays in the heliosphere. Invited, Rapporteur, and Highlight papers. 27th
ICRC, Hamburg, pp. 118-135, 2001.
Heck D., Knapp J., Capdevielle J.N., Schatz G., Thouw T. Forschungszentrum Karlsruhe Report, FZKA 6019, 90 p.,
1998.
Hillas A.M. Two interesting techniques for Monte-Carlo simulation of very high energy hadron cascades. In: Proc.
17th ICRC, Paris, v. 8, pp. 193-196, 1981.
Hillas A.M. Shower simulation: Lessons from МОССА. Nucl. Phys. В (Proc. SuppL), 52B, pp. 29-42, 1997.
Horandel J.R. On the knee in the energy spectrum of cosmic rays. Astropart. Phys., v. 19, pp. 193-220, 2003.
Kalmykov N.N., Khristiansen G.B. Cosmic rays of superhigh and ultrahigh energies. J. Phys. G: Nucl. Part. Phys.,
v. 21, pp. 1279-1301, 1995.
Kalmykov N.N., Ostapchenko S.S., Pavlov A.I. Quark-gluon string model and EAS simulation problems at ultra-
high energies. Nucl. Phys. В (Proc. SuppL), 52B, pp. 17-28, 1997.
KempaJ. Cosmic ray studies by the emulsion method. Techniques and results. NucL Phys. B. (Proc. SuppL),
v. 52B, pp. 43-55, 1997.
Khristiansen G.B., Fomin Yu.A., Kalmykov N.N., Kulikov G.V., Motova M.V., Ostapchenko S.S., SulakovV.P.,
Trubitsyn A.V. Primary cosmic ray mass composition at energies 1015— 1017 eV as measured by the MSU EAS
array, Astropart. Phys., v. 2, pp. 127-136, 1994.
Klages H.O. for the KASCADE Collaboration. The extensive air shower experiment KASCADE - first results. In:
Proc. 25th ICRC, Durban, v. 8, pp. 297-306, 1997.
Lloyd-Evans, Watson A.A. Anisotropy measurements above IO15 eV. Invited Talks. 8th Europ. CR Symp. Ed.
lucci N. et al. Bologna, pp. 81-97, 1983.
Nagano M., Watson A.A. Observations and implications of the ultrahigh-energy cosmic rays. Rev. Mod. Phys.,
v. 72, №3,pp. 689-732, 2000.
Parker E.N. The passage of energetic particles through interplanetary space. Planet. Space. Sci., v. 13, pp. 9-17, 1965.
Penzias A. A. and Wilson R.W. A measurement of excess antenna temperature at 4080 Mc/s. Astrophys. J., v. 142,
pp. 419-421, 1965.
Ptuskin V.S., Rogovaya S.T., Zirakashvili V.N., Chuvilgin L.G., Khristiansen G.B., Klepach E.G., Kulikov G.V.
Diffusion and drift of very high energy cosmic rays in galactic magnetic fields. Astron. Astroph., v. 268,
pp. 726-735, 1993.
Ptuskin V.S. Cosmic ray propagation in the Galaxy. Inv. Rapp. Highlight papers. 24th ICRC, Rome, pp. 755-764,
1995.
Ptuskin V.S., Zirakashvili V.N. On the spectrum of high-energy cosmic rays produced by supernova remnants in
the presence of strong cosmic-ray streaming instability and wave dissipation Astron. Astroph., v. 429,
pp. 755-765, 2005.
ГЛАВА 1.2 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ 95
Roth М., Antoni Т., Apel W.D. et al. for KASCADE Collab. Determination of primary energy and mass in the
PeV region by Bayesian unfolding techniques. Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.), v. 122, pp. 317-320, 2003.
Sakaki N., Chikawa M., Fukushima M., HayashidaN., Honda K., Inoue N., Kadota K., Kakimoto F., Kamata K.,
Kawaguchi S., Kawakami S., Kawasaki Y., Kawasumi N., Kusano E., Mahrous A.M., Mase K., Mizobuchi S.,
Morizane Y., Nagano M., Ohoka H., Sakurai N., Sasaki M., Sasano M., Shinozaki K., Takeda M., Teshi-
ma M., Torii R., Tsushima I., Uchihori Y., Yamamoto T., Yoshida S. and Yoshii H. Cosmic ray energy spect-
rum above 3-1018 eV observed with AGASA. In: Proc. 27th ICRC, Hamburg, v. 1, pp. 333-336, 2001.
Sciutto S.J. AIRES: A system for air shower simulations (Version 2.2.0). astro-ph/9911331,216 р.
Shibata T. Cosmic ray spectrum and composition; direct observation. Inv. Rapp. Highlight papers. 24th ICRC,
Rome, pp. 713-736, 1995.
Shinozaki K., Chikawa M., Fukushima M., HayashidaN., Honda K., Inoue N., Kadota K., Kakimoto F., Kama-
ta K., Kawaguchi S., Kawakami S., Kawasaki Y., Kawasumi N., Maze K., Mizobuchi S., Nagano M., Oho-
ka H., Osone S., Sakaki N., Sakurai N., Sasaki M., Sasano M., Shimizu H.M., Takeda M., Teshima M., Torii R.,
Tsushima I., Uchihori Y., Yamamoto T., Yoshida S., and Yoshii H. Chemical Composition of Ultra-high En-
ergy Cosmic Rays Observed by AGASA. In: Proc. 28th ICRC, Tsukuba, v. 1, pp. 401-404. 2003.
Simpson J.A. The cosmic radiation: reviewing the present and future. In: Proc. 25th ICRC, Durban, v. 8, pp. 4-23,
1997.
Ulrich H., Antony T., Apel W.D. et al. KASCADE Collab. Energy spectra of cosmic rays in the knee region. Nucl.
Phys. В (Proc. Suppl.), v. 122, pp. 218-221, 2003.
Wefel J.P. To higher energy: balloon and satellite investigations around the knee. J. Phys. G., v. 29, pp. 821-830,
2003.
Wiebel-Sooth B., Biermann P.L., Meyer H. Cosmic rays. VII. Individual element spectra: prediction and data.
Astron. Astroph., v. 330, pp. 389-398, 1998.
ГЛАВА 1.3
АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА
КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
Панасюк М.И.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Термин «аномальные космические лучи» (АКЛ) впервые был введен в 1972—
1973 гг. после экспериментального обнаружения локального максимума при энергии
~10 МэВ/нуклон в энергетическом спектре таких элементов в космических лучах, как
4Не и 16О. Этот максимум интенсифицировался во время минимума солнечной ак-
тивности (1976-1977) при энергиях ~10 МэВ/нуклон, т. е. в энергетическом диапазо-
не между характерными энергиями солнечных (СКЛ) и галактических космических
лучей (ГКЛ). Первые результаты по наблюдениям АКЛ были получены на спутнике
IMP-5 в 1972 г. и опубликованы в 1973 г. (Garcia-Munoz et al., 1973). Они обнаружили
некоторый избыток Не при энергиях в несколько десятков МэВ/нуклон по сравнению
с ожидаемым потоком для ГКЛ. В дальнейшем эти экспериментальные факты нашли
подтверждение в экспериментах на PIONEER-10, 11 и IMP-8 (Hovestadt et al., 1973;
McDonald et al., 1973).
На рис. 1.3.1 приведены энергетические спектры 16О и 12С согласно одним из пер-
вых наблюдений аномальной компоненты на космическом аппарате PIONEER-И
(Hovestadt et al., 1973) в минимуме цикла солнечной активности. Отчетливо виден
«избыток» 16О при энергиях 5-50 МэВ/нуклон по сравнению с 12С. При больших
энергиях (более 50 МэВ/нуклон) доминируют ГКЛ, а при меньших энергиях - ниже
ГЛАВА 1.3
АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
97
10 МэВ/нуклон - СКЛ. Это были одни из первых результатов, указывавших на «ано-
мальное» поведение энергетического спектра космических лучей при энергиях более
10 МэВ/нуклон.
Однако термин «аномальные космические лучи», который появился в 1970-х гг.
и существует до сих пор для обозначения этих частиц, относился скорее к их соста-
ву, а не к форме их энергетического спектра. Уже первые эксперименты указали на
явное доминирование в энергетическом диапазоне ~10 МэВ/нуклон таких элемен-
тов, как Не, N, О, Ne, и недостаток С, Mg, Si и Fe по сравнению с ГКЛ
(см. рис. 1.3.2).
Эксперименты на космическом аппарате PIONEER-10 (McDonald et al., 1974)
обнаружили небольшой положитель-
ный градиент этой компоненты косми-
ческих лучей. На основе совокупности
экспериментальных данных было вы-
сказано предположение, что, скорее
всего, эти частицы имеют не солнечное
происхождение.
К настоящему времени стало оче-
видным, что происхождение этих час-
тиц нельзя однозначно связать ни с
гелиосферой, ни с галактическим про-
странством вне Солнечной системы.
Вскоре после первых экспериментов по
исследованию АКЛ Fisk, Kozlovski и
Поток, м 2-с 1 -ср 1-(МэВ/нуклон) 1
Рис. 1.3.1. Энергетические спектры ионов
кислорода и углерода АКЛ. В отличие от
углерода, в энергетическом спектре ионов
кислорода в минимуме цикла солнечной
активности (1976-1977) проявляется отчетливый
максимум при энергиях -2-20 МэВ/нуклон
(экспериментальные данные PIONEER-10, 11)
Рис. 1.3.2. Элементный состав основных
компонент космических лучей
в межпланетном пространстве:
СКЛ, ГКЛ и АКЛ. Аномальные
космические лучи, в отличие
от СКЛ и ГКЛ, характеризуются
преобладанием в своем составе таких
элементов, как Не, О, Ne и Аг
98
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Ramati (Fisk et al., 1974) предложили теорию для объяснения их происхождения.
Эта теория до сих пор является основной. Согласно предложенной ими гипотезе,
АКЛ образуются в результате проникновения в гелиосферу нейтральных атомов из
локальной межзвездной среды (LISM - Local Interstellar Medium), Затем эти атомы
ионизируются под действием солнечного ультрафиолета или посредством их пере-
зарядки с ионами солнечного ветра.
В отличие от ГКЛ, зарядовое состояние этих частиц не превышает 1+ или 2+, так
как они проходят достаточно мало вещества и поэтому не успевают полностью
«ободраться». Впоследствии ионы, достигшие окрестностей Солнца и имеющие
энергию ~4 кэВ/нуклон, подхватываются» солнечным ветром и выносятся наружу в
направлении границы гелиосферы - гелиопаузы, где ускоряются до энергий
~10 МэВ/нуклон и вновь возвращаются в окрестности Солнца. На рис. 1.3.3 наглядно
демонстрируется схема этого механизма. Позднее было доказано, что такой процесс
может быть многократным.
МЕЖЗВЕЗДНАЯ Направление
СРЕДА движения солнечной
системы ~25 км-с'1
Рис. 1.3.3. Схема, иллюстрирующая
формирование потоков АКЛ внутри гелиосферы
Предложенный механизм происхождения и ускорения АКЛ предполагает относи-
тельное возрастание интенсивности для элементов с высоким первым ионизацион-
ным потенциалом (FIP - First Ionization Potential), в то время как для элементов с
низким ионизационным потенциалом (например, для Mg, Si, Fe) не должно наблю-
даться локального возрастания их интенсивности. Следует отметить, что сам ускори-
тельный механизм этих частиц на границе гелиосферы не был исследован в работе
(Fisk et al., 1974).
Таким образом, существующая модель происхождения АКЛ предполагает:
• наличие источника этих частиц - нейтралов вне гелиосферы;
• ускорение частиц от низких энергий до энергий, характерных для АКЛ;
• транспорт ускоренных АКЛ внутри гелиосферы.
Рассмотрим более детально основные стадии предлагаемого механизма и, в связи
с этим, имеющиеся экспериментальные данные об АКЛ.
ГЛАВА 1.3
АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
99
1.3.1. Источник АКЛ и транспорт низкоэнергичных частиц в гелиосфере
Основным аргументом в пользу предлагаемой модели происхождения АКЛ
является утверждение о низком зарядовом состоянии Q= 1+ для ионов АКЛ. Именно
низкая величина Q определяет время жизни /тах АКЛ и расстояние до их источ-
ника. Действительно, при разумном предположении о плотности нейтрального во-
дорода ин = ОД см-3 в межзвездной среде и среднем значении <Q> = 1+ для ионов со
скоростью v можно получить оценку б/тах ~ 0,2 пк для расстояния до источника
и время жизни /тах= б/тах/г ~ 4,6 года (Adams et al., 1996). При больших величинах
б/тах частицы пройдут путь, превышающий несколько десятков мг-см"2 вещества,
и потеряют свои орбитальные электроны. Таким образом, LISM - наиболее вероят-
ный кандидат для места расположения источника АКЛ.
Внутри гелиосферной полости существуют две основные пизкоэнергичные попу-
ляции частиц - высокоионизированная плазма солнечного ветра и нейтралы LISM.
В окрестности Солнца доминирует солнечная плазма, а на периферии гелиосферы -
межзвездные нейтралы.
Нейтральные частицы LISM проникают внутрь гелиосферы со скоростью
~25 км-с"1 вследствие ее движения относительно окружающего межзвездного про-
странства. Частицы с большим FIP проникают глубже внутрь гелиосферы и поэто-
му подвергаются более эффективной фотоионизации под действием ультрафиоле-
товой эмиссии Солнца, а также перезарядке с ионами солнечного ветра. Нейтралы
превращаются в ионы с Q= 1+. Затем происходит процесс «подхватывания» вновь
образованных ионов магнитным полем, вмороженным в солнечный ветер, - по-
средством так называемого эффекта нагружения массы (mass-loading effect). По-
казано, что эти ионы, вращаясь вокруг силовых линий магнитного поля, могут уве-
личить свою скорость вдвое по сравнению со скоростью солнечного ветра.
Впервые проявления «аномалии» в энергетическом спектре ионов солнечной плаз-
мы, связанные с избытком ~1 кэВ ионов Не+, наблюдал Mobius и др. на спутнике
AMPTE/IRM (Mobius et al., 1985).
«Подхваченные» солнечным ветром ионы наблюдались также на космическом
аппарате ULYSSES (Gloeckler et al., 1993). Обнаруженное энергетическое распреде-
ление ионов Не+ явно свидетельствовало в пользу дополнительного ускорения частиц
вблизи области взаимодействия корротирующих потоков солнечной плазмы. Таким
образом, явление «подхватывания» ионизованных атомов LISM с последующим их
ускорением в межпланетной среде можно считать доказанным.
Затем ускоренные ионы транспортируются вместе с солнечным ветром до гра-
ницы гелиосферы. Ожидается, что именно в этой области они приобретают столь
высокие энергии, как ~10 МэВ/нуклон. Каким образом может происходить ускоре-
ние этих частиц во внешней гелиосфере? Безусловно, ударная волна, формирование
которой ожидается на расстоянии —100 а. е., является основным кандидатом для
ускорительного механизма таких частиц. Многие работы были посвящены моде-
лям ускорения АКЛ на фронте ударных волн. Основные их результаты сводятся к
следующему.
100 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.3.2. Ускорение частиц на границе гелиосферы
Показано, что наиболее эффективно ускорение частиц происходит при реали-
зации механизма Ферми 1-типа на параллельных и перпендикулярных ударных вол-
нах в присутствии нерегулярностей магнитного поля - так называемое компрес-
сионное ускорение (см., например, (Крымский, 1977)). Для такого ускорения про-
странственная структура - геометрия ударной волны, т. е. величина угла между нор-
малью к ударной волне и вектором магнитного поля, - играет ключевую роль в опре-
делении предела энергии ускоряемых на фронте ударной волны частиц. Помимо
этого, наличие нерегулярностей магнитного поля в окрестности ударной волны при-
водит к многократному пересечению частицами ее фронта и еще большему увели-
чению верхнего предела ускорения. Эффективность ускорения повышается при реа-
лизации перпендикулярной геометрии и усилении степени сжатия магнитного поля в
области за ударной волной - так называемого «компрессионного фактора». Напро-
тив, для косых ударных волн эффективность ускорения падает. Подробный анализ
моделей ускорения на границе гелиосферы в связи с ускорением АКЛ можно найти в
статье (Jokipii, 1986).
Несмотря на привлекательность рассматриваемых моделей ускорения АКЛ, ба-
зирующихся на ускорении Ферми 1-типа, основная их проблема заключается в том,
что они не обеспечивают ускорение частиц до наблюдаемых характерных энергий
АКЛ (~10 МэВ/нуклон). Необходимо, по крайней мере, предускорение еще на фактор
—100 «подхваченных» солнечным ветром ионов с энергией ~1 кэВ/нуклон, прежде
чем ускорение на перпендикулярных волнах станет эффективным.
Эта трудность отчасти преодолевается в модели, предложенной в (Zank et al.,
2000), в которой предполагается двухстадийное ускорение «подхваченных» ионов:
часть этих частиц испытывает отражение от пограничного ударного фронта, а затем
эти частицы, будучи вновь вынесенными к границе, испытывают дополнительное
ускорение. Однако здесь возникает проблема с плазмой самого солнечного ветра -
ведь она также должна ускоряться на пограничной ударной волне и достигать энер-
гий, характерных для АКЛ. В этом случае для частиц АКЛ их характерная особен-
ность в энергетическом распределении, отличающая их от солнечных частиц и
ГКЛ, - наличие максимума - не должна проявиться. Эта проблема снимается в рабо-
тах (Jokipii et al., 1979; Potgieter, 1988), где показано, что эффективность ускорения на
диффузионных ударных волнах возрастает с увеличением массы частиц. Так, напри-
мер, для Не эффективность ускорения в несколько раз больше, чем для Н. Поэтому
если бы ускорение плазмы солнечного ветра происходило с преимущественным
ускорением таких тяжелых ионов, как Не, наблюдался бы их избыток на удаленных
от Солнца расстояниях, что в эксперименте не наблюдается.
Есть еще одна проблема, касающаяся реализации стохастического ускорения типа
Ферми. Модели приводят к степенному спектру частиц. Однако в эксперименте на-
блюдается максимумная структура энергетических распределений АКЛ. Отсюда -
необходимость рассмотрения модуляции и транспорта АКЛ с энергетической зави-
симостью длины свободного пробега от энергии (Stone et al., 1999) внутри гелио-
ГЛАВА 1.3 АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ 101
сферы. Такая зависимость будет приводить к модификации исходного, степенного,
спектра, к спектру с максимумом.
Таким образом, выводы существующих моделей приводят нас к вопросам,
требующим дальнейшего рассмотрения. Среди них следующие.
1. Какова реальная геометрия пограничной ударной волны? Очевидно, что ее
форма не является идеальной сферой, а ускорение может происходить при разных
углах между нормалью к ударной волне и магнитному полю. Отсюда возникает про-
блема реальной эффективности ускорения частиц.
2. Как преодолеть проблему инжекции, или предускорения частиц?
И, наконец:
3. На каком расстоянии от Солнца находится пограничная ударная волна?
1.3.3. Модуляция АКЛ и расположение пограничной ударной волны
Частицы АКЛ так же, как и ГКЛ, подвергаются воздействию солнечной модуля-
ции (см. рис. 1.3.4). Однако, являясь однократно заряженными, они обладают боль-
шей жесткостью R по сравнению с ГКЛ близких энергий на нуклон - порядка не-
скольких ГВ. Транспорт АКЛ в гелиосфере - их диффузия - определяется коэф-
фициентом диффузии, который является произведением скорости частицы на квадрат
жесткости: D ~ 07?2. Поэтому следует ожидать более сильной амплитуды модуляции
для АКЛ, чем для ГКЛ. Это в действительности подтверждается экспериментами
(см., например, (Jokipii, 1987; Moraal, 1999)). Вследствие этого АКЛ можно рассмат-
ривать как более чувствительный инструмент для исследований межпланетной сре-
ды, чем ГКЛ. Различие модуляции для ГКЛ и АКЛ показано на рис. 1.3.5.
Поток, см 2-с 1 -ср 1-(МэВ/нуклон) 1
Скорость счета, отн. ед.
Годы
Рис. 1.3.4. Солнечная модуляция потоков аномального кислорода
с Е = 8-27 МэВ/нуклон (значки). Для сравнения здесь же показаны
скорости счета нейтронного монитора Climax (сплошные линии)
102
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Рис. 1.3.5. Сравнение амплитуд модуляции ГКЛ (12С) и АКЛ (16О) с энергиями
~10 МэВ/нуклон. Для кислорода АКЛ амплитуда модуляции значительно больше
Исследование радиального градиента модуляции АКЛ указывает на его из-
менение в сторону увеличения, начиная с расстояний ~ 15-25 а. е. во внешней гелио-
сфере (Mewaldt et al., 1993; Cummings et al., 1996). В работе (Журавлев и др., 2005)
проведен анализ результатов измерений кислорода АКЛ на космических аппаратах
«Космос», WIND, PIONEER-10, VOYAGER-2 с 1972 по 1999 гг. в минимуме и мак-
симуме солнечной активности. В минимуме солнечной активности они также демон-
стрируют изменение радиального градиента на 15-20 а. е. Вместе с тем, сопоставле-
ние радиальных градиентов в минимуме и максимуме приводит к оценке границы
области модуляции на расстоянии ~90 а. е. (рис. 1.3.6). Хотя граница области моду-
ляции может и не совпадать с положением пограничной ударной волны, очевидно,
что последняя не может быть ближе этого расстояния. Этот результат неплохо согла-
суется с недавно полученным на космическом аппарате VOYAGER-2 фактом пересе-
чения гелиосферной ударной волны на расстоянии > 92 а. е. (Ness et al., 2005).
Гелиоцентрическое расстояние, а. е.
Рис. 1.3.6. Радиальные зависимости аномального кислорода по данным
спутников «Космос», WIND, PIONEER-10, VOYAGER-1
и VOYAGER-2 в течение 1972-1999 гг. отдельно для минимумов
и максимумов солнечной активности. Эти зависимости сходятся
на расстоянии ~90 а. е., т. е. в районе границы области модуляции АКЛ
ГЛАВА 1.3
АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
103
1.3.4. Захват частиц АКЛ в магнитном поле Земли и зарядовое состояние
ионов АКЛ
Первые измерения ионов кислорода в окрестности Земли были выполнены в
1973-1974 гг. на орбитальной станции SKYLAB (высота орбиты -435 км) (см. обзор
(Biswas et al., 1993)) с использованием твердотельных детекторов. По результатам этих
экспериментов было отмечено превышение потоков кислорода на орбите SKYLAB
по сравнению с потоками этих частиц в
межпланетной среде. Именно в этих рабо-
тах было впервые высказано предположе-
ние о малом зарядовым состоянии этих
частиц. Однако в то время не было полу-
чено доказательств тому, что эти частицы
захвачены в магнитном поле Земли. В той
же пионерской работе Biswas и др. были
представлены данные об относительном
содержании N, С и Ne. В частности, было
показано, что 16О/12С = 4,7 ± 1. Избыток
16О над 12С указывал на тесную связь на-
блюдаемых на SKYLAB частиц и пото-
ками АКЛ в межпланетной среде. Впо-
следствии эти результаты нашли под-
тверждение в отечественном экспери-
менте «Астро-1» на борту орбитальной
станции «Салют-6» (см., например, (Nym-
mik, 1987)).
В 1977 г. Blake и Friezen (Blake, Friesen,
1977) опубликовали модель о возможно-
сти захвата частиц АКЛ. Согласно этой
модели, однократно заряженные ионы
АКЛ, проникая внутрь геомагнитного по-
ля, теряют свои орбитальные электроны
(обдираются) на остаточной атмосфере в
области высот —300 км и становятся мно-
гократно-заряженными. Увеличение заря-
дового состояния этих частиц обеспечива-
ет условия для последующего их захвата
на низких L-оболочках радиационных поя-
сов (см. рис. 1.3.7).
Эта модель нашла исчерпывающее до-
казательство в экспериментах на борту
спутников серии «Космос» (см., например,
(Adams et al., 1991; Panasyuk, 1993)) с по-
мощью твердотельных детекторов, ориен-
Магпитное поле
Рис 1.3.7. Модель захвата и накопления частиц
АКЛ в магнитной ловушке Земли
Е, МэВ/нуклон
Рис. 1.3.8. Сравнение потоков захваченных
ионов кислорода АКЛ на L ~ 2,2 по данным
спутников «Космос» с потоками аномального
кислорода в межпланетной среде - данные
IMP-8. В максимуме энергетического спектра
потоки захваченных частиц превышают
межпланетные на фактор ~500
104
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
тированных в пространстве. Захваченные ионы кислорода действительно были обна-
ружены в результате изучения угловых распределений треков частиц в твердотель-
ных детекторах, подтверждающих существование характерного для захваченных
частиц питч-углового распределения с максимумом вблизи 90° к магнитной силовой
линии. Величина потока частиц в максимуме в сотни раз превышала наблюдающую-
ся в межпланетном пространстве (см. рис. 1.3.8).
Благодаря использованию данных спутников серии «Космос» оказалось возмож-
ным построить модель пространственного распределения пояса захваченных АКЛ -
по сути нового пояса радиации вблизи Земли. На рис. 1.3.9 показаны модельные изо-
линии равной интенсивности захваченных частиц АКЛ согласно данным спутников
«Космос» (Grigorov et al., 1991; Panasyuk, 1993). Оказалось, что на высотах 350-
400 км этот пояс расположен восточнее Южно-Атлантической аномалии с мак-
симумом на L ~ 2,2-2,4. В дальнейшем эта пространственная структура «нового»
пояса радиации нашла подтверждение в прямых измерениях частиц АКЛ на спутнике
SAMPEX (см. рис. 1.3.96). Следует отметить, что, по существу, в экспериментах на
спутниках «Космос» и SAMPEX была показана возможность изучения АКЛ и самого
вещества из LISM вблизи Земли.
Сопоставление измерений захваченных частиц АКЛ внутри магнитосферы по
б
Рис. 1.3.9. Карты пространственных
распределений ионов аномального
кислорода согласно модели, построенной
по данным спутников «Космос» (а)
и результатам прямых измерений
на спутнике SAMPEX (б)
данным спутников «Космос» и меж-
планетных по данным IMP-8 предоставило
возможность (Grigorov et al., 1991) иссле-
довать временные вариации пояса АКЛ
(см. рис. 1.3.10). Временной профиль за-
хваченных частиц практически идентичен
межпланетным, повторяя картину солнеч-
ной модуляции потоков. Это указывает на
малое время жизни захваченных частиц,
сопоставимое с характерным временем
изменения потоков АКЛ в межпланетной
среде.
В 1990-х гг. были получены доказатель-
ства тому, что проникающие внутрь маг-
нитосферы ионы АКЛ имеют зарядовое
состояние, близкое к Q = 1+. Результат был
основан на анализе данных серии экспе-
риментов по изучению сепарации ионов с
разными зарядовыми состояниями в маг-
нитном поле Земли (см., например, (Adams
etal., 1991)). Этот метод был реализован в
совместных экспериментах по наблюдению
потоков ионов кислорода вблизи Земли на
спутниках серии «Космос» (высота орбит
—350 км) и вне магнитосферы на спутнике
IMP-8.
ГЛАВА 1.3
АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
105
На рис. 1.3.11 показаны результаты
сравнения данных по потокам О, изме-
ренных на спутниках серии «Космос» и
IMP-8, наряду с модельными вычисле-
ниями проникновения этих частиц на
орбиту с высотой —350 км в предположе-
нии зарядового состояния частиц Q= 1 +
и 8+. Было найдено, что среднее зарядо-
вое состояние ионов 0<Q>^^,9 (Ad-
ams et al., 1991). Это послужило убеди-
тельным доказательством справедливо-
сти гипотезы Fisk, Kozlovski и Ramaty о
зарядовом состоянии Q = 1+ ионов АКЛ в
модели их распространения и ускорения
внутри гелиосферы.
Последующие исследования АКЛ
внутри магнитосферы на спутнике
SAMPEX (Mewaldt et al., 1993) обнару-
жили присутствие ионов 16О с зарядо-
вым состоянием 2 < Q < 4 с энергиями
несколько большими, чем для одно-
кратно заряженного 16О. Этот факт мо-
жет свидетельствовать в пользу модели,
учитывающей дополнительное ускоре-
ние частиц на пограничной ударной
волне при их возвратном транспорте от
Солнца и дрейфующих затем вновь в
солнечном направлении.
Начиная с 1992 г., исследования про-
никающих и захваченных частиц АКЛ
производились на спутнике SAMPEX.
Было подтверждено, что помимо О и N
АКЛ также содержат Ne и Аг. Различная
эффективность захвата и потерь частиц в
геомагнитном поле в зависимости от их
энергии приводит к смягчению их энер-
гетических спектров по сравнению с на-
блюдаемыми в межпланетной среде. Как
следствие различия эффективности за-
хвата частиц с разными импульсами из-
меняется и относительное содержание
захваченных АКЛ по сравнению с соот-
ветствующими величинами, характер-
ными для межпланетной среды.
Рис. 1.3.10. Временные вариации потоков
захваченных («Космос» - слева) и межпланетных
(IMP-8 - справа) ионов 16О АКЛ свидетельствуют
о синхронных изменениях потоков частиц внутри
радиационных поясов и вне магнитосферы
Поток, см 2-с ’ ср 1-(МэВ/нуклон) 1 - «Космос»
Поток, см 2-с ’-ср 1-(МэВ/нуклон) 1 -IMP-8
Рис. 1.3.11. Сравнение захваченных и
межпланетных ионов кислорода АКЛ с моделью
(сплошные линии), построенной в предположении
зарядового состояния Q = 1+ (а) и Q = 8+ (б) для
ионов 16О, захваченных в магнитном поле Земли
106
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Относительное содержание, %
о
80 -
Захваченные АКЛ
80
40
80
80
о
"I АКЛ в межпланетном
пространстве
Аг
о,1
о
40
0
80
40
СКЛ,
солнечный ветер
ГКЛ
Ядерные реакции
с атмосферой
40 - [о
0 -----1—J-I------1-----1----1—
0 5 10 15 20 25
Заряд ядра Z
Рис. 1.3.12. Относительные содержания
различных элементов в АКЛ,
захваченных в радиационные пояса,
в АКЛ в межпланетном
пространстве, в СКЛ и
солнечном ветре и в ГКЛ
0
В табл. 1.3.1 приведены относительные
содержания некоторых ионов АКЛ внутри
и вне области захвата по данным спутника
SAMPEX. Налицо заметное отличие дан-
ных для магнитосферных ионов АКЛ от
межпланетных.
Данные по относительному содержа-
нию различных элементов в СКЛ (или в
солнечном ветре), ГКЛ, захваченных и
межпланетных частицах АКЛ, а также об-
разовавшихся в результате ядерных реак-
ций первичных космических лучей (про-
тонов) с верхней атмосферой, представле-
ны на рис. 1.3.12 (Klecker, 1995). Отличие
химического (элементного) состава этой
компоненты космического излучения от
других очевидно.
Итак, выше было показано, что АКЛ
могут накапливаться внутри геомагнитной
ловушки, причем величина потока захва-
ченных частиц в сотни раз превышает на-
блюдаемые в межпланетной среде. Захва-
ченные потоки АКЛ, так же как и АКЛ в
межпланетном пространстве, достигают
своего максимума в годы минимума сол-
нечной активности.
Возникает вопрос: могут ли эти час-
тицы вызвать радиационные нарушения,
влияющие на безопасность космических
полетов? Для того чтобы ответить на этот
вопрос, необходимо вычислить спектр
линейных передач энергии (ЛПЭ) этой
компоненты космических лучей и сопос-
тавить его с аналогичными ЛПЭ-спект-
рами других компонент космической ра-
диации.
Энергичные космические лучи (и АКЛ,
и ГКЛ) обладают значительно меньшими
величинами потоков по сравнению с за-
хваченными частицами «классических»
радиационных поясов, не могут внести су-
щественного вклада в радиационные на-
рушения, связанные с накоплением дозы.
Однако космические лучи, особенно их тя-
ГЛАВА 1.3
АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
107
Таблица 1.3.1
Относительное содержание ионов АКЛ с Е = 16-45 МэВ/нуклон
по данным спутника SAMPEX (Klecker, 1995)
Отношение Захваченные частицы 16-45 МэВ/нуклон Межпланетные частицы > 17 МэВ/нуклон
С/О -0,0004 -0,014
N/O -0,09 -0,19
Ne/O -0,04 -0,06
желая компонента, ответственны за образование эффектов одиночных сбоев (Single
Events Effects - SEE) бортовой электроники. В связи с этим рассмотрим результаты
расчетов ЛПЭ-спектров АКЛ и ГКЛ на низковысотных орбитах.
1.3.5. Спектры линейных передач энергии АКЛ и ГКЛ па малых высотах
за различными защитами
Оценки возможных радиационных эффектов, связанных с существованием захва-
ченных потоков АКЛ во внутренней магнитосфере, были сделаны в работе (Tylka,
1993). За основу были взяты энергетические спектры АКЛ по данным спутника
SAMPEX (рис. 1.3.13), полученные в 1992-1994 гг. Экспериментальные данные были
Энергия, МэВ
Рис. 1.3.13. Энергетические спектры захваченных ионов кислорода АКЛ по данным спутника
SAMPEX (данные 1992-1994 гг.). Сплошные и пунктирные линии - модельные расчеты
при различных предположениях о пороге геомагнитного обрезания
108
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
сопоставлены с модельными вычислениями спектров частиц АКЛ, попадающих в
магнитную ловушку из межпланетной среды, при различных значениях порога гео-
магнитного обрезания (сплошные и пунктирные линии на рис. 1.3.13). В дальнейших
расчетах спектров под различными защитами был выбран исходный модельный
спектр, соответствующий максимальным значениям потоков.
На рис. 1.3.14 представлены искомые расчетные ЛПЭ-спектры захваченных ионов
АКЛ, усредненные для двух разных низковысотных орбит (первая орбита: высота -
450 км, наклонение - 51,6°; вторая орбита: 476 км и 28,4° соответственно) и двух тол-
щин защиты - 1 мм А1 и 6,5 мм А1.
ЛПЭ, МэВ см2 г-1
Рис. 1.3.14. ЛПЭ-спектры для ГКЛ (1); АКЛ, захваченных в радиационных поясах (2); а также
межпланетных АКЛ (3) для условий солнечного минимума, рассчитанные для двух низковысотных
орбит: а - высота 476 км, наклонение 28,4°; б - высота 450 км, наклонение 51,6°
ЛПЭ, МэВ см2 г 1
б
Здесь же, на рис. 1.3.14, наряду со спектрами АКЛ приводятся ЛПЭ-спектры
АКЛ, характерные для межпланетной среды для периода солнечного минимума (в
этот период потоки АКЛ достигают своего максимума), а также ЛПЭ-спектры ГКЛ,
рассчитанные по модели CREME для минимума солнечной активности.
Сопоставление ЛПЭ-спектров для трех различных видов космических лучей
показывает, что АКЛ вряд ли могут быть существенным источником радиацион-
ных эффектов типа одиночных сбоев в бортовой электронике, за исключением,
возможно, очень тонких защит. Максимальный вклад в SEE от АКЛ ожидается
для низковысотных орбит с малым наклонением при тонких защитах. Именно в
этой ограниченной области пространства интегральный ЛПЭ-спектр АКЛ до-
минирует над всеми остальными компонентами. Напротив, для низковысотных
орбит с высоким наклонением и при тонких защитах ГКЛ становятся домини-
рующей компонентой, вызывающей радиационные эффекты типа эффектов оди-
ночных сбоев.
ГЛАВА 1.3
АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
109
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
АКЛ - весьма существенная компонента космического излучения. Плотность
АКЛ во внешней гелиосфере в 3 раза больше, чем ГКЛ, а плотность энергии АКЛ
составляет 1/3 от ГКЛ.
Значимость АКЛ для более глубокого понимания процессов в астрофизике вы-
соких энергий обусловлена тем, что они:
• подвергаются более значительной солнечной модуляции, чем ГКЛ, поэтому
они становятся более чувствительным инструментом для изучения электро-
динамики гелиосферы;
• обеспечивают прямые измерения межзвездного вещества (локального нейт-
рального межзвездного газа);
• являются источником захваченной радиации внутри магнитосферы Земли.
К настоящему времени имеются детальные экспериментальные данные об
энергетических распределениях и динамике АКЛ в течение 3 циклов солнечной
активности.
Они обеспечили наше понимание:
• существования источника АКЛ (нейтралов из LISM);
• механизмов гелиосферного транспорта и ускорения (на пограничной ударной
волне);
• происхождения и механизма формирования захваченных частиц АКЛ в маг-
нитном поле Земли - принципиально отличного от механизма радиальной
диффузии, ответственного за формирование «классических» радиационных
поясов.
Следует подчеркнуть, что наиболее важной нерешенной проблемой физики АКЛ
является изучение инжекционного процесса, который смог бы обеспечить вместе с
ускорением на ударной волне достижение наблюдаемых в эксперименте энергий
частиц АКЛ.
АКЛ, обладая сравнительно небольшой энергией и малыми потоками, не могут
вызывать заметных дозовых радиационных эффектов. Их роль в генерации эффек-
тов одиночных сбоев в электронных схемах ограничивается низковысотными ор-
битами с небольшим наклонением. Однако эти эффекты могут проявиться лишь в
незащищенных или слабо защищенных микросхемах бортовой электроники, не
превышающих ~1 мм А1.
ЛИТЕРАТУРА
Журавлев Д.А, Кондратьева М.А., Третьякова Ч.А. Оценка расстояния до границы модуляции аномальных
космических лучей. Космические исследования, 51, с. 567-569, 2005.
Крымский Г.Ф. Регулярный механизм ускорения заряженных частиц на фронте ударной волны. ДАН
СССР, т. 234, с. 1306-1308, 1977.
Adams J., Leising L. Maximum distance to the acceleration site of the anomalous component of cosmic rays. Proc.
22nd Intern. Cosmic Ray Conf. (Dublin), 3, p. 304, 1996.
Adams J.H., Garcia-Munoz M., Grigorov N.L., KleckerB., Kondratyeva M.A., Mason G.M., McGuire E., Me-
waldt R., Panasyuk M.I., Tretyakova Ch.A., Tylka A.J., Zhuravlev D.A. The charge state of anomalous cos-
mic rays. Astrophys J. (Lett), 375, L45-L48, 1991.
1 10 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Biswas S., Durgaprasad N., Mitra В. Anuradha and low-energy cosmic rays. Space Science Reviews, 62, pp. 3-65,
1993.
Blake J.B., Friesen L.M. A technique to determine the charge state of anomalous low energy cosmic rays. The
charge state of anomalous cosmic rays. Proc, of the 15th ICRC 2, pp. 341-346, 1977.
Cummings A.C., Mewaldt R.A., Blake J.B., Cammings J.R., Franz M. Anomalous cosmic ray gradients through-
out the heliosphere. Geophys. Res. Letters, 22, pp. 341-344, 1995.
Fisk L.A., Kozlovskiy B., Ramaty R. An interpretation of the observed oxygen and nitrogen enhancement in low
energy cosmic rays. Astrophys. J. (Lett.) 190, L35-L38, 1974.
Garcia-Munoz M., Mason G.M., Simpson J.H. A new test for solar modulation theory: the 1972 May-July galactic
cosmic ray proton and helium spectra. Astrophys. J. (Lett.), 182, L81-L84, 1973.
Gloeckler G., Geiss J., Balsiger IL, Fisk L.A., Galvin A.B., Ipavich F.M., Ogilvie K.W., von Stieger R., Wilken B.
Acceleration of interstellar pick-up ions in the disturbed solar wind observed on Ulysses. Science, 261, 70,
1993.
Grigorov N.L., Kondratyeva M.A., Panasyuk M.I., Tretyakova Ch.A., Adams J.H., Blake J.B., Shultz M., Me-
waldt R.A., Tylka A.J. Evidence for trapped anomalous cosmic rays oxygen ions in the inner magnetosphere.
Geophys. Res. Letters, 18, pp. 1959-1962, 1991.
Hovestadt D.O., Valmer O., Gloeckler G., Fan C. Differential energy spectra of low-energy (< 8.5 MeV per nu-
cleon) heavy cosmic ray during solar quiet time. Phys. Rev. Lett., 31, pp. 650-667, 1973.
Jokipii J.R., Kapriva D.A. Effects of particle drift on transport of cosmic rays. Astrophys. J., 234, pp. 384-392,
1979.
Jokipii J.R. Particle acceleration at a termination shock. J. Geophys. Res., 91, pp. 2929-2932, 1986.
Klccker B. The anomalous cosmic rays in the 3-D heliosphere. Space Science Reviews, 72, pp. 419^130, 1995.
McDonald F.B., Teegarden B.J., Trainor J.H. and Webber W.R. The anomalous abundance of cosmic ray nitrogen
and oxygen at low energies. Astrophys. J., 187, L105-L108, 1973.
Mewald R.A., Selesnik R.S., Cummings C.A., Stone E.C., von Rosenvinge L. Evidence for multiply charged ano-
malous cosmic rays. Astrophys. J., 466, L43-L46, 1996.
Mewaldt R.A., Selesnick R.S., Cummings J.R., Stone E.C., von Rosenvinge T.T. The return of anomalous cosmic
rays to 1 AU in 1992. Geophys. Res. Letters, 20, pp. 2263-2269, 1993.
Mobius E., Hovestadt D., Klecker B., Scholer M., Gloeckler G., Ipavich F.M. Direct observations of He+ pick-up
ions of interstellar origin in the solar wind. Nature 318, pp. 426^129, 1985.
Ness N., Burlaga L.F., Acuna M.H., Lepping R.P., Connemey J.E.P. Termination shock and heliosheath studies
at > 92 AE: Voyager 1 magnetic field measurements. Nature 430, pp. 48-56, 2005.
Nymmik R.A. HZE ions at low altitudes in near Earth space. Preprint # 87-06. Institute of Nuclear Physics, Mos-
cow State University, 1987.
Panasyuk M. The trapped anomalous component of the cosmic rays: the short overview of experiments. In: Proc,
of the 23 Int. Cosmic Ray Conference. (Invited, rapporteur and highlight papers), pp. 455^163, 1993.
Potgieter M.S., Moraal H. Acceleration of cosnmic rays in the solar wind termination shock. Astrophys. J., 330,
pp. 445-455, 1988.
Seleznik R.S., Cummings A.C., Cummings J.R., Mewaldt R.A., Stone E.C., von Rosenvinge T.T. Geomagnetically
trapped anomalous cosmic rays. J. Geophys. Res., 100, pp. 9503-9509, 1995.
Tylka A. LET spectra of trapped anomalous cosmic rays in low-earth orbit. Preprint Cosmic Ray Section E.O.
Hulbert Center for Space Research., Naval Research Laboratory, 10 p.p. In: Proc, of the 23th Intern. Cosmic
Ray Conf., 5, 1993.
Zank G.O., Rice W.K.M., le Roux J.A., Lu J.Y., Muller H.R. In: Acceleration and transport of energetic particles
observed in the outer heliosphere. ACE2000 Symposium. Ed. Mewaldt R.A. et al. pp. 317-324, 2000.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ
И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
Свертилов С.И.
НИИ ядериой физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Как известно, рентгеновское и гамма-излучение относится к коротковолновой или
жесткой области электромагнитного спектра (см. рис. 1.4.1). В энергетическом пред-
ставлении к рентгеновским фотонам принято относить кванты электромагнитного
поля с энергией более 100 эВ, к гамма-квантам - с энергией > 100 кэВ. Генерация
подобных фотонов происходит в процессах, характеризуемых достаточно высокой
энергетикой. Поэтому регистрация космического рентгеновского и гамма-излучения,
наблюдения астрофизических объектов в жестком диапазоне электромагнитного
спектра вот уже в течение нескольких десятилетий вызывают большой интерес
именно ввиду возможности прямого исследования самых высокоэнергичных процес-
сов во Вселенной.
За время, прошедшее с момента открытия в 1962 г. в эксперименте на ракете
AEROBI первого источника жесткого излучения, находящегося за пределами Сол-
нечной системы - Sco Х-1 (Giacconi et al., 1962), рентгеновская и гамма-астрономия
добилась впечатляющих результатов. Эта, пожалуй, самая динамично развиваю-
щаяся область современной астрофизики охватывает явления, происходящие как
на Солнце и в Солнечной системе, так и в нашей Галактике и галактических объек-
тах, а также далеко за ее пределами - вплоть до космологических расстояний.
В настоящем разделе будут рассмотрены проблемы, связанные с изучением мето-
112
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1 | | | 1 |__I___I__I__I___I__I___I__I___I__I___1__I___I_
102 1 10’2 КГ4 10’6 10” КГ10 КГ'2 X, см
_!__I___I___I__I__I__I___I__I___I__I___I__I___I--1---1--1---1---1--
1О10 1012 1014 1016 1018 1О20 1022 1024 V, Гц
I I I I I I I___________I__I___I__I___I__I___I___I__I__I___I___I__
10” ПТ6 10” КГ2 1 102 104 106 Е, кэВ
Рис. 1.4.1. Спектральные диапазоны электромагнитного излучения.
Заштрихованные области соответствуют интервалам длин волн, в которых
атмосфера Земли прозрачна для космического излучения
дами рентгеновской и гамма-астрономии процессов и объектов вне гелиосферы и
Солнечной системы.
В мягком рентгеновском диапазоне (энергия фотонов менее нескольких кэВ) на
уровне светимости < 1035 эрг/с излучают горячие короны звезд главной последова-
тельности, относящихся к спектральным классам О, В, A, F, G, К, М. Из них в сред-
нем наибольшей рентгеновской светимостью обладают горячие сверхгиганты клас-
сов О и В —1033 эрг/с. У звезд поздних спектральных классов К и М рентгеновская
светимость может доходить до 1029 эрг/с. Кроме того, зарегистрировано мягкое рент-
геновское излучение от белых карликов, а также вспыхивающих звезд типа Т Таи,
катаклизмических переменных RS CVn и некоторых других. В мягком рентгеновском
излучении получены изображения нескольких десятков остатков сверхновых (пле-
рионов), в том числе и в соседних галактиках. Мягкое рентгеновское излучение явля-
ется довольно типичным и для внегалактических объектов (галактик и квазаров).
Считается, что рентгеновская светимость нормальных галактик типа нашей Галак-
тики обусловлена в основном совокупным излучением отдельных источников, она
составляет ~1039 эрг/с. В мягком рентгеновском диапазоне от многих скоплений
галактик зарегистрировано тепловое излучение горячего межгалактического газа.
Что же касается объектов, излучающих преимущественно в жестком рентгенов-
ском и мягком гамма-диапазонах (энергии фотонов от нескольких кэВ до нескольких
сотен кэВ), то они составляют популяции, существенно отличающиеся от большин-
ства звездного населения Галактики. Согласно современным представлениям, боль-
шинство галактических источников жесткого рентгеновского излучения - это двой-
ные звездные системы, состоящие из «нормальной» звезды известного спектрального
класса и так называемого релятивистского компактного объекта - коллапсара (нейт-
ронной звезды или черной дыры). При этом в качестве основного механизма, обеспе-
чивающего высокую светимость в жестком диапазоне, рассматривается выделение
энергии при аккреции вещества звезды на релятивистский компактный объект, обес-
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
ИЗ
печивающее нагрев этого вещества до температур в десятки миллионов градусов, что
и дает очень высокую рентгеновскую светимость (1035-1038 эрг/с). В ходе много-
численных наблюдений, проведенных на различных космических аппаратах, на се-
годняшний день в нашей Галактике и ее ближайших спутниках - Большом и Малом
Магеллановых облаках - открыто несколько сотен подобных объектов. Следует от-
метить, что тесные двойные системы, содержащие коллапсар, характеризуются па-
дающими спектрами, поэтому число известных источников такого типа убывает по
мере увеличения энергии регистрируемых фотонов. В диапазоне 100-300 кэВ значи-
мые потоки зарегистрированы всего от нескольких объектов, а при энергиях свыше
1 МэВ наблюдалась только двойная система CygX-1, которая традиционно рассмат-
ривается в качестве одного из наиболее вероятных кандидатов в черные дыры
(Bassani et al., 1989).
В жестком диапазоне электромагнитного спектра излучают и некоторые одиноч-
ные пульсары. Среди них наиболее известны пульсар в Крабовидной туманности
(спектр его излучения лежит практически во всех диапазонах электромагнитного
спектра), а также пульсар Vela. Всего на сегодняшний день в нашей Галактике от-
крыто около десяти одиночных пульсаров, от которых зарегистрировано рентгенов-
ское и гамма-излучение (Mereghetti, 2001; Thompson, 2001). Некоторые из них, в част-
ности пульсар в Крабовидной туманности, находятся в остатках сверхновых, которые
тоже могут излучать в жестком рентгеновском и мягком гамма-диапазонах. Спектры
излучения некоторых так называемых гамма-пульсаров простираются до очень высо-
ких энергий (вплоть до ~1012-1013 эВ в случае пульсара в Крабовидной туманности),
они существенно более жесткие, чем спектры тесных двойных систем. Поэтому
именно гамма-пульсары составляют основную популяцию галактических объектов,
наблюдающихся в диапазоне гамма-излучения высоких энергий (> 30 МэВ).
Если мягкое рентгеновское излучение является вполне типичным для большин-
ства внегалактических источников, то в жестком рентгеновском и мягком гамма-
диапазонах излучают в основном активные галактики и квазары. Эти объекты об-
ладают существенно более высокой рентгеновской светимостью по сравнению с
обычными галактиками. Так, рентгеновская светимость радиогалактик составляет
~1042 эрг/с, так называемых сейфертовых галактик —1045 эрг/с, а у некоторых ква-
заров она может достигать 1047-1048 эрг/с. В диапазоне энергий от нескольких десят-
ков до сотен кэВ на сегодняшний день открыто несколько десятков внегалактических
источников (главным образом радиоквазаров и сейфертовых галактик). В то же вре-
мя в диапазоне от нескольких сотен кэВ до 1 МэВ значимые потоки зарегистрирова-
ны лишь от нескольких объектов. В частности, это радиогалактика Сеп-А (самый
яркий в рентгеновском диапазоне внегалактический объект), сейфертова галактика
NGC4151 и квазар 3C273. При более высоких энергиях обнаружено несколько де-
сятков внегалактических источников. Это так называемые блазары (от Bl Lac objects).
Эти объекты обладают не только колоссальной светимостью при высоких энергиях,
но и характеризуются очень жесткими спектрами. Большинство из них наблюдается
вплоть до энергий в сотни МэВ. А от двух блазаров (Мкп421, Мкп501) значимый
поток был зарегистрирован при энергии 1012-1013эВ наземными черенковскими ус-
тановками.
114
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Наряду с более или менее стационарно излучающими объектами, в рентгеновском
и гамма-диапазонах также наблюдаются временно вспыхивающие источники - тран-
зиенты. Одним из наиболее интригующих явлений такого плана являются космиче-
ские гамма-всплески. По современным представлениям источники гамма-всплесков
находятся на очень далеких, космологических расстояниях, что обуславливает не-
ослабевающий интерес к их исследованию.
Наконец, помимо отдельных источников, наблюдается космическое диффузное
рентгеновское и гамма-излучение. В этом излучении выделяют изотропную состав-
ляющую - так называемый метагалактический диффузный фон, а также галакти-
ческое диффузное излучение, существенный вклад в которое вносят гамма-кванты,
образующиеся в результате процессов взаимодействия частиц космических лучей с
межзвездным веществом Галактики.
Как видно из вышеизложенного, исследование космического рентгеновского и
гамма-излучения тесно переплетается с основными фундаментальными проблемами
современного естествознания. В первую очередь, это проблемы космологии - объяс-
нение происхождения, эволюции и наблюдаемой структуры Вселенной. Современ-
ные космологические модели предсказывают, что большинство барионов во Вселен-
ной должно содержаться в горячем межгалактическом газе, который доступен для
наблюдений именно в рентгеновском диапазоне. Поэтому рентгеновские наблюдения
скоплений галактик, наряду с исследованием микроволнового реликтового излучения
и сверхновых типа 1а в других галактиках, дают основные тесты космологических
моделей. Кроме того, рентгеновские наблюдения могут быть критичными и для ре-
шения проблемы темной материи и темной энергии. Рентгеновская и гамма-
спектроскопия позволяет осуществлять диагностику распространенности элементов.
К решению космологических проблем имеет прямое отношение исследование кос-
мических гамма-всплесков, метагалактического диффузного фона, а также далеких
активных галактик и квазаров.
Исследование космического рентгеновского и гамма-излучения может дать ин-
формацию о структуре пространства-времени и поведении материи в экстремальных
условиях. Так, наблюдения астрофизических объектов, содержащих черные дыры,
могут использоваться для изучения релятивистских эффектов в сильных гравитаци-
онных полях, проверки теорий гравитации и познания ее природы. Изучение рентге-
новских и гамма-пульсаров позволяет судить о физических процессах в сверхсиль-
ных электромагнитных полях, поскольку некоторые из этих объектов обладают очень
большими магнитными полями - вплоть до 1015 Гс.
Наконец, процессы генерации высокоэнергичных фотонов тесно связаны с меха-
низмами ускорения частиц, поэтому большинство космических источников рентге-
новского и гамма-излучения могут также рассматриваться и как вероятные источни-
ки космических лучей, а, например, наблюдение линий гамма-излучения в галакти-
ческом диффузном фоне дает прямую информацию о взаимодействиях космических
лучей в Галактике. Таким образом, данные рентгеновской и гамма-астрономии име-
ют существенное значение в плане решения проблемы происхождения космических
лучей.
Наряду с рассмотренными общефизическими проблемами, рентгеновская и гам-
ма-астрономия имеет ключевое значение и для решения многих собственно астрофи-
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
115
зических проблем. В первую очередь, это проблема происхождения космических
гамма-всплесков; проблема природы метагалактического диффузного фона, в част-
ности, выяснение роли квазаров и активных галактик в его образовании; проблема
объяснения высокой светимости в жестком излучении активных ядер галактик; опре-
деление механизмов формирования аккреционных дисков и релятивистских струй -
джетов - в некоторых тесных двойных системах и ядрах активных галактик; выяс-
нение природы светимости рентгеновских и гамма-пульсаров; определение роли тес-
ных двойных систем и формирования релятивистских компактных объектов в про-
цессе звездной эволюции; выяснение роли ядерных реакций в образовании гамма-
излучения некоторых объектов.
В соответствии с указанной проблематикой в настоящем разделе будут рассмот-
рены следующие вопросы: характеристики тесных двойных звезд, особенности рент-
геновской светимости систем со слабо намагниченными нейтронными звездами;
рентгеновская и гамма-светимость быстро вращающихся магнитных нейтронных
звезд - пульсаров; генерация галактического диффузного излучения; галактические
и внегалактические черные дыры; проблема метагалактического диффузного фона
и проблема космических гамма-всплесков. Но прежде чем перейти к изложению ука-
занных вопросов, кратко рассмотрим основные механизмы генерации космического
рентгеновского и гамма-излучения, а также экспериментальные методы его наблю-
дения.
1.4.1. Механизмы генерации рентгеновского и гамма-излучения
в астрофизических объектах и межзвездной среде
Согласно законам классической электродинамики, заряженная частица, движу-
щаяся с ускорением, излучает электромагнитные волны, причем мощность этого из-
лучения W равна:
Зс3 3c3UJ
(1-4.1)
Здесь е - заряд электрона; с - скорость света в вакууме; v - скорость заряженной час-
тицы; т - ее масса; F- сила, действующая на частицу со стороны внешнего поля.
Формула (1.4.1) справедлива во всем диапазоне электромагнитного спектра и, соот-
ветственно, может быть использована при описании механизмов излучения рентге-
новских и гамма-квантов. Согласно (1.4.1), мощность электромагнитного излучения
падает с увеличением массы излучающей заряженной частицы, поэтому электромаг-
нитные радиационные процессы наиболее эффективны для электронов, которые, как
известно, являются наиболее «легкими» среди стабильных микрочастиц.
Обычно электромагнитные радиационные механизмы образования рентгеновских
и гамма-квантов разделяют в зависимости от типа поля, которое обуславливает силу,
действующую на электрон:
• кулоновское поле - тормозное излучение;
• магнитное поле - магнитотормозное излучение;
• поле электромагнитной волны - обратное томсоновское рассеяние.
116
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Тормозное излучение возникает при рассеянии электронов в кулоновском поле
ядер среды. В космических условиях источником кулоновского поля могут служить
ядра атомов межзвездной среды или ядра вещества в излучающем объекте. Посколь-
ку энергия образующегося фотона не может быть больше энергии электрона, генера-
цию гамма-квантов в этом процессе могут обеспечить только достаточно высоко-
энергичные электроны - с энергией более 0,1 МэВ. Спектр тормозного излучения
подобен спектру излучающих электронов. При нетепловом излучении, связанном с
энергичными электронами, обычно наблюдается степенной спектр гамма-квантов с
показателем, равным показателю спектра электронов. В то же время тормозное излу-
чение может иметь и тепловую природу, например, в случае излучения «оптически
тонкой» плазмы. Спектр такого излучения обычно характеризуют эффективной
температурой кТ и представляют в виде:
riJ Г
_ = Л_Аехр(-£/ЛГ). (1.4.2)
При движении электрона по криволинейной траектории в магнитном поле возни-
кает магнитотормозное излучение. Как известно, на заряженную частицу, движу-
щуюся в магнитном поле, действует сила Лоренца. При этом возникает излучение,
называемое циклотронным, если энергия электрона EQ < тсс\ и синхротронным, если
Eq > тес2. Можно показать, что в случае синхротронного излучения энергия возни-
кающего фотона Еу.
Еу-НхЕ?, (1.4.3)
где - компонента напряженности магнитного поля, перпендикулярная скорости
электрона. Как следует из (1.4.3), необходимым условием образования фотона дос-
таточно большой энергии является наличие либо магнитного поля высокой напря-
женности, либо высокоэнергичных электронов. В случае, если исходная скорость
частицы направлена вдоль незамкнутой силовой линии магнитного поля, части-
ца будет двигаться вдоль такой силовой линии. Возникающее при этом излучение
называют «изгибным», или «излучением кривизны». Спектр магнитотормозного из-
лучения определяется спектром излучающих электронов. Если дифференциальный
энергетический спектр электронов имеет степенной наклон с показателем у, то диф-
ференциальный энергетический спектр фотонов также будет степенным с показате-
лем степени (у - 1)/2.
Высокоэнергичные фотоны могут возникать и при рассеянии электронов в поле
электромагнитной волны (обратное томсоновское рассеяние) или рассеянии элект-
ронов на фотонах (обратное комптоновское рассеяние). Очевидно, что о последнем
случае имеет смысл говорить, когда энергия фотона в системе покоя электрона
> тес2. При этом требуется квантовое рассмотрение эффекта. Энергия фотона £у, воз-
никающего при обратном комптоновском рассеянии, определяется энергиями элект-
рона Eq и первичного фотона Е^\
Е1~ЕУ(3Е2. (1.4.4)
Так, для образования квантов с энергиями в десятки-сотни кэВ при рассеянии на
тепловых фотонах с энергиями около 1 эВ, энергия электронов должна составлять
тысячи МэВ и более. Подобный механизм эффективен при большой интенсивности
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
117
тепловых фотонов. Спектр гамма-квантов, образующихся в результате обратного
комптоновского рассеяния, определяется спектром электронов. При степенном пред-
ставлении показатели спектров гамма-квантов а и электронов у связаны так же, как и
в случае синхротронного излучения: ос = (у - 1)/2.
Так называемое «характеристическое» рентгеновское излучение может воз-
никать при радиационных переходах в возбужденных атомах или при захвате ионом
«свободного» электрона («связанно-связанные» и «свободно-связанные» переходы).
Однако вероятность этих процессов при большой энергии взаимодействующих
частиц невелика, поэтому их вклад в жестком рентгеновском и гамма-диапазонах
несущественен.
Если в результате рассмотренных выше процессов излучения: тормозного, магни-
тотормозного и обратного комптоновского рассеяния - образуются гамма-кванты,
характеризуемые в основном непрерывными спектрами, то в случае двухфотон-
ной электрон-позитронной аннигиляции:
е“ + с+ -» у + у
в спектре гамма-излучения должна наблюдаться линия при энергии Еу = 0,511 МэВ,
соответствующей энергии покоя электрона. Наблюдение в спектре гамма-излучения
линии 0,511 МэВ свидетельствует о наличии в источнике этого излучения позитронов.
Следует отметить, что гамма-кванты могут возникать и при аннигиляции других час-
тиц, например, протонов и антипротонов (через рождение нейтрального пиона).
Существенную роль в образовании гамма-квантов высоких энергий играет распад
л°-мезона, или нейтрального пиона:
71° -» у + у.
Характерное «время жизни» нейтрального пиона ~1016с. Нейтральные пионы
возникают, как правило, в результате множественного рождения частиц при столк-
новении энергичных нуклонов космических лучей с ядрами межзвездной среды.
Другой возможный механизм образования л°-мезонов связан с упоминавшейся
выше аннигиляцией протона и антипротона (или нуклона и антинуклона). Однако
ввиду того, что потоки антинуклонов малы, вклад подобных процессов в образо-
вание галактического гамма-излучения невелик. Поскольку образующиеся в
результате протон-нуклонных и нуклон-нуклонных столкновений нейтральные
пионы обладают, как правило, достаточно высокой энергией и вследствие электри-
ческой нейтральности не тратят энергию на ионизацию, они испытывают распад
«на лету». Кинематический анализ такого распада показывает, что дифференциаль-
ный спектр образующихся гамма-квантов имеет максимум при энергии, равной
половине энергии покоя л°-мезона: МЪп^с1 = 70 МэВ, и симметричен относитель-
но этой энергии в логарифмической шкале. Таким образом, в случае, если нейт-
ральные пионы дают вклад в образование галактического гамма-излучения, на
спектральном континууме должна наблюдаться особенность в виде избытка гамма-
квантов с энергиями около 70 МэВ. Так как нейтральные пионы являются продук-
том исключительно нуклонных взаимодействий, интенсивность связанного с ними
гамма-излучения пропорциональна концентрации протонно-ядерной компоненты
космических лучей в Галактике.
118
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
При радиационных переходах в возбужденных ядрах высвечиваются гамма-
кванты определенной энергии, при этом в спектре наблюдаются так называемые ли-
нии гамма-излучения. Диапазон характерных энергий, при которых, как правило,
наблюдаются линии гамма-излучения, —1-10 МэВ. Известно несколько механизмов
возбуждения ядер. В астрофизике наиболее значимыми процессами являются: столк-
новения с энергичными нуклонами, радиоактивный распад и радиационный захват
тепловых нейтронов. При столкновении энергичных нуклонов с ядрами вещества
(например, межзвездной среды) последние могут переходить в возбужденное состо-
яние. Если энергия нуклонов достаточно велика - десятки-сотни МэВ и более, - они
могут расщеплять ядра мишени. В этом случае в спектре гамма-излучения могут на-
блюдаться линии, соответствующие как ядрам мишени, так и осколкам расщеплен-
ных ядер. Возбужденные ядра могут также образовываться при радиоактивном
распаде. В принципе, короткоживущие радиоактивные ядра, обладающие высокой
активностью, могут синтезироваться в недрах некоторых звезд. Однако поскольку
они быстро распадаются и не успевают выйти на поверхность звезды, образующиеся
гамма-кванты поглощаются в ее недрах. Поэтому основными поставщиками радио-
активных ядер являются взрывные процессы на звездах, в первую очередь, взрывы
сверхновых, при которых в межзвездную среду выбрасывается огромное количество
разнообразных изотопов (56Ni, 0,812 МэВ; 56Со, 0,847 МэВ и др.). Наконец, возбуж-
денные ядра возникают при поглощении тепловых нейтронов. Для этого необходимо,
очевидно, чтобы имели место процессы, в которых образуются свободные нейтроны.
В частности, нейтроны могут рождаться наряду с другими частицами (например, с
рассмотренными выше тг°-мезонами) в результате нуклон-нуклонных и протон-
нуклонных соударений при больших энергиях, а затем терять энергию в результате
упругого рассеяния на ядрах межзвездной среды. В веществе с естественным хими-
ческим составом тепловые нейтроны, как правило, захватываются водородом, об-
разуя дейтерий, при этом излучается гамма-квант с энергией, равной энергии связи
ядра дейтерия 2,23 МэВ.
1.4.2. Наблюдательные методы рентгеновской и гамма-астрономии
Впервые идею о том, что космические объекты могут быть источниками гамма-
излучения, выдвинули А.Е. Чудаков и Ф. Моррисон в 1958 г. Однако, как известно,
атмосфера Земли непрозрачна как для рентгеновского, так и для гамма-излучения.
Поэтому прогресс наблюдательной рентгеновской и гамма-астрономии стал возмо-
жен благодаря появлению космических аппаратов и развитию высотных летательных
средств (ракеты, баллоны), которые обеспечили вынос детекторов за пределы земной
атмосферы или же их подъем на высоты (более 25-30 км), на которых остаточная
атмосфера практически прозрачна для высокоэнергичных фотонов. В 1962 г. в экспе-
рименте на ракете AEROBI в созвездии Скорпиона был открыт первый космический
источник жесткого рентгеновского излучения - ScoX-1. В конце 1960-х гг. в экспе-
риментах на баллонах были обнаружены космические источники гамма-излучения. В
1971 г. был запущен первый специализированный спутник - рентгеновская обсерва-
тория UHURU, в результате наблюдений на которой была построена карта неба в
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
119
рентгеновском излучении. В 1970-е гг. в ходе экспериментов на спутниках SAS-2 и
COS-В были впервые проведены регулярные обзорные наблюдения неба в диапазоне
гамма-излучения высоких энергий.
Для наблюдений в диапазонах «жесткого» рентгеновского и «мягкого» гамма-
излучения в основном используются приборы па основе известных детекторов, ши-
роко применяемых в ядерной физике: газонаполненных, полупроводниковых и сцин-
тиляционных. Из газонаполненных детекторов разного типа наибольшее распростра-
нение в рентгеновской астрономии получили пропорциональные счетчики, которые
чувствительны в основном к рентгеновскому излучению в диапазоне энергий от
нескольких кэВ до —100 кэВ (именно такие детекторы использовались в известном
эксперименте на спутнике UHURU (Giacconi et al., 1974)). Диапазон применения
полупроводниковых и сцинтилляционных детекторов - от ~10кэВ до нескольких
десятков МэВ. При этом полупроводниковые детекторы (как правило, на основе
сверхчистого или обогащенного германия) обладают наилучшим энергетическим
разрешением (-0,2% при Еу = 1 МэВ), их используют для спектрометрических из-
мерений. Сцинтилляционные же детекторы относительно дешевы и просты в эксплу-
атации, поэтому на их основе создают высокочувствительные приборы с большой
эффективной площадью.
Приборы, применяемые для наблюдений в диапазонах «жесткого» рентгеновского
и «мягкого» гамма-излучения, можно разделить на два основных типа. Первый тип -
это приборы с ограниченным полем зрения, или узконаправленные, основная задача
которых - исследование известных дискретных источников. Приборы такого типа
решают также и спектрометрические задачи, иногда их используют и для независи-
мого обзора небесной сферы (например, сцинтилляционный спектрометр А4 на кос-
мической станции НЕАО-1). В последние годы наряду со спектрометрией инстру-
менты данного типа наделяют возможностью строить изображение исследуемого
(как правило, узкого) участка неба. Для этого были разработаны специальные прибо-
ры с кодированной апертурой на основе комбинации так называемой кодирующей
маски (коллиматор с определенным расположением входных отверстий) и позицион-
но-чувствительного детектора. С этой точки зрения приборы с кодированной апер-
турой можно называть гамма-телескопами (например, телескоп «СИГМА» на кос-
мической обсерватории «ГРАНАТ» (Paul et al., 1991)).
Второй тип приборов - так называемые патрульные приборы, которые отли-
чаются от предыдущих тем, что обладают широкими полями зрения и нс разделяют
источники излучения внутри них. Такие приборы используются в основном для
спектрометрических и мониторных измерений. В частности, с помощью подобных
спектрометров были открыты и исследованы космические гамма-всплески (на-
пример, аппаратура «КОНУС» на межпланетных станциях «Венера» (Mazets et al.,
1981)), временные (транзиенты), а также периодические источники. Широкое поле
зрения является необходимым элементом при изучении гамма-всплесков и транзи-
ентов, так как события эти довольно редкие и невозможно заранее предсказать место
их появления на небе.
В диапазоне гамма-излучения «средних» энергий в качестве гамма-телескопов
используют так называемые комптоновские телескопы, основанные на эффекте ком-
120
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
птоновского рассеяния (например, инструмент COMPTEL на космической обсерва-
тории им. Комптона CGRO). Такие приборы представляют собой комбинацию двух
позиционно-чувствительных детекторов, позволяющих локализовать места взаимо-
действия первичного гамма-кванта в верхнем детекторе и рассеянного в нем (за счет
Комптон-эффекта) кванта в нижнем детекторе, в котором рассеянный квант должен
полностью потерять свою энергию. Таким образом, определяя величины энерго-
выделений в обоих детекторах и угол рассеяния, можно измерить энергию первич-
ного кванта и угол его прихода относительно плоскости детектора.
Основным инструментом, применяемым для наблюдений в диапазоне гамма-
излучения «высоких» энергий, является искровая камера. Поскольку в этом диапа-
зоне взаимодействие гамма-квантов с веществом происходит в основном через обра-
зование электрон-позитронных пар, регистрация гамма-квантов в искровых камерах
и определение их характеристик (в частности, углов прихода) производится по на-
блюдениям траекторий образовавшихся пар. Для того чтобы измерить полное энер-
говыделение при регистрации высокоэнергичного гамма-кванта и тем самым опреде-
лить его энергию, применяют комбинацию искровой камеры и ионизационного
калориметра. Для регистрации гамма-квантов с энергиями десятки МэВ и более
используют также черенковские счетчики, т. е. детекторы, основанные на эффекте
Вавилова-Черенкова. В некоторых инструментах применяют комбинацию черепков-
ского счетчика, искровой камеры и ионизационного калориметра (например, гамма-
телескоп на космической станции «Гамма»).
В силу того, что в диапазонах «очень высоких» и «сверхвысоких» энергий пото-
ки регистрируемых гамма-квантов очень малы, для их наблюдения требуется соз-
дание установок с очень большой эффективной площадью. Ввиду ограниченности
ресурсов в космических экспериментах имеющиеся на сегодняшний день воз-
можности не позволяют осуществлять эффективные наблюдения в космосе в этих
диапазонах энергий. Поэтому используются косвенные методы регистрации, в ко-
торых своеобразным детектором космических гамма-квантов является атмосфера
Земли. Космические гамма-кванты с энергиями более ТэВ при попадании в атмо-
сферу вызывают ливни частиц, которые регистрируются наземными (распложен-
ными на уровне моря или на горах) установками. Если энергия первичного гамма-
кванта не превосходит 100 ТэВ, то вызываемый им ливень может развиться, как
правило, лишь в верхних слоях атмосферы, поэтому наземные установки регистри-
руют только оптическое черепковское излучение, испускаемое заряженными час-
тицами ливня (так называемые наземные черенковские телескопы). При больших
энергиях первичного кванта возможно развитие ливня по всей глубине атмосферы
и, соответственно, регистрация вторичных частиц ливня непосредственно назем-
ными детекторами аналогично тому, как регистрируют широкие атмосферные
ливни от заряженных частиц космических лучей. Основоположником наблюда-
тельной гамма-астрономии сверхвысоких энергий в нашей стране является ака-
демик Чудаков А.Е. Под его руководством в начале 1960-х гг. на базе обсерватории
в Крыму была создана установка, с помощью которой регистрировалось череп-
ковское излучение ливней частиц, порождаемых высокоэнергичными гамма-
квантами. Благодаря развитию позиционно-чувствительных методов регистрации
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
121
черенковского света (на основе мозаики фотоэлектронных умножителей) были соз-
даны гамма-телескопы, обеспечившие высокое угловое разрешение (< 1°) и высо-
кую чувствительность.
Следует отметить, что диапазон энергий от десятков ГэВ до ~1 ТэВ является
наименее изученным в гамма-астрономии, поскольку при этих энергиях эффектив-
ность космических методов наблюдений существенно падает, а чувствительность
наземных черенковских телескопов недостаточна для надежной идентификации
первичных гамма-квантов. В диапазоне «мягкого» гамма-излучения также имеется
область - от ~0,3 до ~1 МэВ, в которой достигнутая на сегодняшний день чувстви-
тельность в большинстве экспериментов существенно ниже, чем в соседних диа-
пазонах. Это связано с особенностями фона гамма-излучения в космических экспе-
риментах. Поэтому, как представляется, дальнейший прогресс гамма-астрономии
будет связан в первую с очередь с развитием методик, повышающих чувствитель-
ность наблюдений в указанных диапазонах.
На сегодняшний день наиболее крупными космическими рентгеновскими и
гамма-обсерваториями, функционирующими на орбите, являются: в мягком рентге-
новском диапазоне - Chandra (Van Spreybroeck et al., 1997) и XMM-Newton (Lamb,
2000), в диапазоне жесткого рентгеновского излучения - RXTE (обсерватория
им. Б. Росси) (Levine et al., 1996), в мягком гамма-диапазоне - INTEGRAL (Palumbo,
1997). Рентгеновские и гамма-телескопы, установленные на этих аппаратах, обеспе-
чивают наблюдения с угловым разрешением ~0,1" в мягком рентгеновском излуче-
нии и ~10' в гамма-лучах на уровне чувствительности ~10~5 фотон/(см2-с-кэВ) (диапа-
зон 0,1-10 кэВ), ~10~6 фотон/(см2-с-кэВ) (диапазон 0,1-1,0 МэВ) за время реальной
экспозиции ~105 с. Планируемые ныне космические миссии, такие, как Constella-
tion X, XEUS, NeXT, должны улучшить чувствительность в 15-100 раз, а проект
MAXIM Pathfinder должен обеспечить в 1000 более высокое угловое разрешение в
мягком рентгеновском диапазоне по сравнению с достигнутыми на обсерваториях
Chandra и XMM-Newton (Cash et al., 2000; Parmar et al., 1999; Weaver et al., 2000).
Что касается жесткого рентгеновского и гамма-диапазонов, то в таких наиболее
крупных, уже реализованных и намеченных к реализации международных проектах,
как «СПЕКТР-РЕНТГЕН-ГАММА» (2-200 кэВ) (http://hea.iki.rssi.ru/SXG/sxg_OO/rus/),
Swift (15-200 кэВ) (Gehrels, 2004а), ACT (0,5-50 МэВ) (O’Neil et al., 1996), GLAST
(0,015-100 ГэВ) (Gehrels, 20046), наряду с увеличением чувствительности и угло-
вого разрешения телескопов, предусмотрено проведение мониторных наблюдений
всего неба (All Sky Monitor).
1.4.3. Тесные двойные системы
1.4.3.1. Наблюдательные характеристики рентгеновских двойных звезд
Уже в конце 60-х - начале 70-х гг. прошлого века была выдвинута гипотеза
о том, что источники, видимые в жестком рентгеновском диапазоне (> 10 кэВ), мо-
гут быть связаны с нейтронными звездами, входящими в состав двойной системы.
В то же время Зельдович Я.Б. и Солпитер Е.Е. в 1964 г. (Зельдович, 1964) указали
122
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
на возможность экспериментального наблюдения черных дыр вследствие большого
энерговыделения при аккреции на черную дыру в двойной системе. При значитель-
ном темпе аккреции, который поддерживается в случае заполнения оптической
звездой полости Роша (полость Роша - область вокруг звезды в двойной системе,
внешней границей которой служит поверхность равного гравитационного потен-
циала, содержащая первую точку Лагранжа, т. е. точку между двумя звездами, в
которой уравниваются силы притяжения обеих звезд и центробежная сила), вокруг
компактного объекта образуется аккреционный диск. Определение типа ком-
пактного компонента в двойных системах остается одной из наиболее актуаль-
ных проблем, стоящих перед наблюдательной рентгеновской астрономией. На-
дежное отождествление рентгеновского объекта с оптической звездой возможно
только путем привлечения дополнительной информации о совпадении времен-
ных проявлений объекта в жестком и в оптическом излучении. Это может быть
одновременное наблюдение вспышки, корреляция потоков рентгеновского излуче-
ния с оптической яркостью, а также одновременное наблюдение периодического
процесса с одной и той же величиной периода, как в рентгеновских, так и в опти-
ческих исследованиях.
Следует отметить, что большинство рентгеновских двойных звезд отличаются
сильной переменностью излучения в жестком диапазоне, причем временные вариа-
ции потоков очень разнообразны. Наблюдаются источники, которым присущи регу-
лярные периодические изменения потока, в том числе типа затмений, что непо-
средственно указывает на то, что подобный объект является двойной системой
(Robinson et al., 1997). Для большинства рентгеновских источников характерны край-
не нерегулярные изменения потока.
Периодические процессы, наблюдаемые в жестком излучении рентгеновских
двойных систем, могут быть вызваны следующими основными причинами. Орби-
тальное движение компонентов может приводить к периодическим изменениям по-
тока рентгеновского излучения, связанным с затмениями области излучения обычной
звездой. Характерные времена периодов, возникающих при этом, лежат для массив-
ных двойных систем в диапазоне > 1 сут (например, система 4U1700-37, для которой
Т= 3,412 сут (Mason et al., 1976; Rubin et al., 1996), источник Cen X-3 с периодом
T = 2,0 сут (Kruszevski et al., 1979)). Для маломассивных систем характерны меньшие
значения орбитальных периодов часового диапазона (например, согласно измере-
ниям в оптическом диапазоне орбитальный период Seo Х-1 0,787 сут (Gottlieb et al.,
1975)). Фазовые зависимости, характеризующие периодичности затменной природы,
имеют вид более или менее глубоких провалов прямоугольной формы в случае
полных затмений или сглаженной формы - в случае неполных. Ширина провала су-
щественно зависит от наклонения орбиты компактного компонента, а также от рас-
стояния между компонентами и от размеров обычной звезды.
Существует возможность модуляции жесткого излучения с периодом, равным
орбитальному, не связанная с затмениями. Так, меняющееся расстояние между ком-
понентами может приводить к периодическим изменениям темпов аккреции.
Сложную форму кривых блеска создает собственное вращение компактного
объекта, в частности, вращение магнитной нейтронной звезды приводит к воз-
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
123
никновению феномена рентгеновских пульсаров в двойных системах. В отличие
от двойных систем с вращающимися магнитными нейтронными звездами, отсутст-
вие пульсаций в жестком излучении может рассматриваться в качестве отличи-
тельного признака систем, содержащих немагнитные компактные объекты - либо
старые нейтронные звезды со слабым магнитным полем или медленным враще-
нием, либо черные дыры.
Еще одним возможным фактором, приводящим к возникновению периодичнос-
тей в жестком излучении двойных систем, является прецессия акреционного диска.
Считается, что прецессия приводит к более долгопериодическим процессам, перио-
ды которых могут превышать величины собственно орбитальных периодов. Пе-
риодические изменения потоков могут также вызываться прецессией оси вращения
компонентов двойной системы.
Исследование средних фазовых профилей периодичностей в жестком излучении
не только дает возможность определения динамических параметров системы, но и
позволяет изучать обмен энергией и импульсом между компонентами системы.
Наблюдения в рентгеновском диапазоне дают информацию, непосредственно отно-
сящуюся к тем пространственным областям в источнике, в которых протекают про-
цессы с большим выделением энергии.
1.4.З.2. Маломассивные рентгеновские двойные, барстеры
Большинство маломассивных рентгеновских двойных не проявляются как
пульсары, т. е., по-видимому, они содержат медленно вращающиеся нейтрон-
ные звезды с относительно слабым магнитным полем. Здесь под «слабыми» подразу-
меваются магнитные поля, характеризуемые величинами В< 109- Ю10Гс, т. е. сла-
бые по сравнению с магнитными полями рентгеновских и гамма-пульсаров
(В ~ 10и-1014 Гс), по земным же меркам поля «немагнитных» нейтронных звезд
более чем сильные. Можно предположить, что такие объекты должны быть
довольно старыми, так как, согласно общепринятым сценариям, магнитные момен-
ты недавно родившихся нейтронных звезд должны быть велики, поскольку вслед-
ствие закона сохранения момента количества движения в процессе гравитацион-
ного сжатия вращение звезды должно убыстряться, а циркулирующие в веще-
стве звезды токи и порождаемые ими магнитные поля - увеличиваться. В процессе
же эволюции магнитное поле нейтронной звезды постепенно деградирует, а ее
вращение замедляется либо вследствие радиационных механизмов, либо из-за
действия приливных сил, если нейтронная звезда входит в состав двойной сис-
темы (Ruderman, 1972; Flowers and Ruderman, 1977).
Подтверждением подобного сценария является тот факт, что оптические
компаньоны маломассивных двойных, не являющихся пульсарами, - это, как
правило, старые звезды, относящиеся к сферическим популяциям, таким, в част-
ности, как галактический балдж, шаровые скопления. В то же время оптиче-
ские компаньоны большинства рентгеновских пульсаров в двойных системах - го-
рячие молодые гиганты, расположенные в галактических рукавах (дисковая по-
пуляция).
124
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Временные свойства жесткого излучения маломассивных двойных, не являю-
щихся пульсарами, весьма разнообразны. Среди них выделяют несколько основных
групп:
• барстеры, т. е. источники, для которых характерны короткие спорадические
возрастания потока рентгеновского излучения типа вспышек (от англ, burst -
вспышка, всплеск);
• шумовики, или «нойзеры» (от англ, noise - шум), для которых характерны нере-
гулярные шумовые вариации рентгеновского излучения;
• объекты, в рентгеновском излучении которых прослеживаются узкие про-
валы, - дипы (от англ, dip - провал);
• транзиентные, или временные источники (от англ, transient - временный), для
которых наблюдаются отдельные интенсивные возрастания рентгеновского
потока (outburst) длительностью, как правило, от нескольких часов до суток и
даже месяцев.
Помимо отмеченных временных особенностей, маломассивные двойные со ста-
рыми нейтронными звездами обладают также рядом дополнительных общих свойств.
В частности, их оптические компаньоны - тусклые звезды, в спектрах которых от-
сутствуют особенности, связанные с поглощением. Такие объекты характеризуются
относительно высокой, по сравнению с оптической, рентгеновской светимостью:
£x/£opt~ 102—104 (для массивных двойных LyJLQ?{~ IO”4—101). Последнее связано в
основном с более низкой рентгеновской светимостью (£х 1034 эрг/с) маломас-
сивных двойных по сравнению с массивными, рентгеновская светимость которых
может достигать 1037-1038 эрг/с. Рентгеновские спектры маломассивных двойных
«непульсаров» в среднем более мягкие, чем спектры рентгеновских пульсаров.
Кроме того, для большинства подобных систем не наблюдаются периодические
изменения рентгеновского потока типа затмений (Lewin and Joss, 1981).
В нашей Галактике открыто несколько десятков тесных маломассивных двойных
систем, не проявляющих себя как рентгеновские пульсары. Более десяти из них
находятся в шаровых скоплениях, что, учитывая распределение звезд в Галактике,
позволяет сделать вывод о довольно высокой относительной концентрации таких
объектов именно в шаровых скоплениях (Katz, 1975). Большинство остальных систем
такого типа относятся к так называемому галактическому балджу (от англ, bulge -
выпуклость, пучность) - сферической популяции галактических объектов, концент-
рирующейся к центру Галактики (Lewin and Joss, 1981). В этой связи некоторые
исследователи рассматривают галактический балдж как своего рода гигантское
шаровое сверхскопление.
Неоднократно предпринимались попытки обнаружить пульсации в рентгеновском
излучении маломассивных двойных галактического балджа. Однако все они дали
отрицательный результат, характеризуемый следующими верхними пределами: < 3%
(диапазон периодов пульсаций ~2-10”3—2 с (Lewin and Joss, 1981)); 1-10% (~ 1,6-103 с
(Cominsky et al., 1980)); < 30% (~102-2-105 с (Parsignault and Grindlay, 1978)). То, что
источники типа рентгеновских барстеров не проявляются как пульсары и, наоборот,
в излучении рентгеновских пульсаров не наблюдаются кратковременные возраста-
ния потока типа всплесков, как раз объясняют тем, что сильное магнитное поле
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
125
молодых нейтронных звезд «каналирует» аккрецирующее вещество в области маг-
нитных полюсов и препятствует термоядерным взрывам, с которыми связывают
рентгеновские всплески в излучении барстеров (Taam and Picklum, 1978; Joss, 1978;
Joss and Li, 1980).
Рентгеновские источники, которые обнаружены в шаровых скоплениях, имеют,
по-видимому, ту же природу, что и источники галактического балджа, т. е. являются
компактными маломассивными двойными системами, содержащими нейтронную
звезду со слабым магнитным полем. Для шаровых скоплений характерна обратно
пропорциональная зависимость радиуса ядра от яркости центральной области, т. е.
более компактные скопления являются более яркими. Именно такие скопления,
отличающиеся большой плотностью, «обогащены» рентгеновскими источниками
(Lewin and Joss, 1981). Поскольку плотность объектов в шаровом скоплении мак-
симальна в его центре, было выдвинуто предположение, что рентгеновские источ-
ники также расположены в районе центров шаровых скоплений. Это предположение
получило подтверждение в ходе наблюдений на спутнике SAS-3, которые позволили
определять координаты этих источников с высокой точностью (Jernigan and Clark,
1979). Относительно высокая концентрация рентгеновских источников в шаровых
скоплениях объясняется высокой концентрацией компактных объектов (в том числе
нейтронных звезд), особенно в центральных областях скоплений. Такие объекты
могли образоваться в результате коллапса короткоживущих массивных звезд на
ранних стадиях, и, не будучи выброшенными из скопления по каким-то причинам во
время их образования, они постепенно «мигрировали» к его центру. А так как в цент-
ре скопления концентрация «обычных» звезд очень велика, то и велика вероятность
захвата сколлапсировавшим компактным объектом «обычной» звезды и, таким об-
разом, образования тесной двойной системы, которая способна излучать в жестком
диапазоне (Lewin and Joss, 1981).
Как было отмечено выше, многие из маломассивных двойных галактического
балджа и шаровых скоплений проявляют себя как рентгеновские барстеры, т. е.
источники довольно коротких (длительностью от долей секунды до нескольких
сотен секунд) всплесков. Принято различать всплески 1-го и 2-го типа. Большин-
ство известных барстеров являются источниками именно всплесков 1-го типа, для
которых характерны достаточно длительные интервалы времени между всплесками
(от часов до суток и более), а также прослеживается явное «умягчение» спектра по
мере спада интенсивности (Lewin and Joss, 1981). Всплески 2-го типа связывают с
источником МХВ 1730-335, получившим наименование «быстрый барстер» {Rapid
Burster). Этот объект расположен в шаровом скоплении и генерирует всплески,
длительность интервалов между которыми лежит в диапазоне от секунд до минут.
Длительность самих всплесков может варьироваться в пределах двух порядков
(от долей секунды до десятков секунд), при этом энергетика всплеска примерно
пропорциональна времени ожидания следующего. Всплески длительностью более
15 с характеризуются приблизительно одинаковыми пиковыми потоками (Lewin
et al., 1976). При этом не наблюдается какого-либо «умягчения» спектра во время
спада интенсивности. Следует отметить, что всплески 1-го типа также наблю-
даются от этого источника.
126
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Очевидно, что физические механизмы, приводящие к генерации всплесков 1-го
и 2-го типа, существенно различаются. На сегодняшний день общепринято, что
всплески 1-го типа обусловлены термоядерными взрывами аккрецирующего веще-
ства на поверхности нейтронной звезды (Woosley and Taam, 1978). При этом энер-
гия, высвобождающаяся при аккреции в гравитационном поле, конвертируется в
квазистационарное рентгеновское излучение, которое также наблюдается для
большинства источников всплесков 1-го типа. Что касается всплесков 2-го типа, то
они не могут генерироваться за счет термоядерных взрывов, поскольку высокая
частота их следования требует очень высокого темпа аккреции, при котором также
должен наблюдаться значительный поток квазистационарного рентгеновского из-
лучения. Однако такой поток от источника всплесков 2-го типа не наблюдается.
Поэтому для их объяснения была выдвинута гипотеза, согласно которой всплески
2-го типа связаны с различными нестабильностями аккреции, т. е. источником
энергии в этом случае является только гравитационная энергия аккрецирующего
вещества (Hoffman et al., 1977) сколлапсировавшего объекта с излучающей поверх-
ностью типа «черного тела» (Swank et al., 1977). Оценки размеров излучающего объ-
екта в рамках этой модели дали эффективный радиус «черного тела» -7-10 км.
Оценки светимости в предположении типичного расстояния до источника в районе
центра Галактики -Юкпс дали величину, близкую к эддингтоновому пределу (эд-
дингтоновская, или критическая, светимость - предельная светимость, при которой
сила давления излучения, возникающего при аккреции вещества на звезду, сравнива-
ется с силой гравитации), если масса излучающего объекта составляет -1,4МС (Van
Paradijs, 1978). Таким образом, оценки размеров и массы дают серьезные основания
полагать, что излучающим объектом в источниках типа рентгеновских барстеров
является нейтронная звезда.
Помимо источников, проявляющихся как рентгеновские барстеры, среди мало-
массивных двойных галактического балджа есть объекты, для которых характерны
крайне нерегулярные вариации потока шумового типа. Одним из таких объектов яв-
ляется знаменитый источник Sco Х-1. Помимо «мелкомасштабных» вариаций шумо-
вого типа для Sco Х-1 типичны возрастания рентгеновского потока длительностью
-10 ч до нескольких суток, интервал между которыми мог составлять -30 ч
(Holt et al., 1976). При этом спектр излучения во время этих возрастаний может быть
существенно более жестким, чем во время «спокойного» состояния - он может про-
стираться вплоть до энергий -200 кэВ (Soong and Rothshild, 1983). В оптическом
диапазоне был открыт период -0,79 сут, который считается орбитальным (Gott-
lieb et al., 1975). В рентгеновском излучении Sco Х-1 какой-либо периодичности до
сих пор не обнаружено.
Следует отметить, что периодические процессы в жестком излучении удалось
наблюдать для относительно небольшого количества маломассивных двойных сис-
тем с нейтронными звездами. Это объясняется тем, что компактные двойные систе-
мы должны характеризоваться относительно короткими орбитальными периодами
(в основном часового диапазона), причем в таких системах трудно обеспечить благо-
приятные условия для полного затмения излучающей области оптическим компонен-
том ввиду относительно небольших размеров последнего относительно размеров
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
127
аккреционного диска. На сегодняшний день, пожалуй, единственным типом пери-
одичности, которые более или менее надежно выделен в рентгеновском излу-
чении некоторых маломассивных двойных систем, являются периодические изме-
нения потока типа узких (длительностью < 10-15% величины периода) провалов
(дипов), во время которых интенсивность не спадает до нуля. Такие периодические
процессы типа дипов наблюдались, в основном, в эксперименте на космической
обсерватории EXOSAT в мягком рентгеновском излучении (2-10 кэВ) ряда источ-
ников, в том числе: МХВ1759-29 (7,1 ч), 4U1822-37 (5,6 ч), 4U1755-33 (4,4 ч),
Х1323-62 (3,8 ч), ХВ1254-69 (2,4 ч) (Cominsky and Wood, 1984; Courvoisier et al.,
1986; ParmaretaL, 1989). Хотя эти периодичности не имеют характер затмений,
общепринятой точкой зрения является то, что они являются орбитальными и соот-
ветствующие величины периодов равны периодам обращения компонентов двой-
ной системы.
1.4.4. Нейтронные звезды с сильным магнитным полем (пульсары,
магнетары)
1.4.4.1. Вращающиеся нейтронные звезды с сильным (~1012 Гс) магнитным полем
в тесных двойных системах и остатках сверхновых
Согласно современным представлениям, вращающиеся нейтронные звезды с
сильным (В ~ 1012 Гс) магнитным полем, известные как пульсары, могут находиться в
остатках сверхновых (так называемые одиночные пульсары) или входить в состав
тесных двойных систем.
На сегодняшний день известно несколько десятков пульсаров, излучающих в
жестком (рентгеновском и гамма) диапазонах электромагнитного спектра. Это, как
правило, пульсары в составе тесных двойных систем - так называемые рентгеновские
пульсары, жесткое излучение которых обусловлено аккрецией {accretion-powered
pulsars), а также некоторые типы одиночных пульсаров, излучающих за счет вра-
щения (rotation-powered pulsars). Следует отметить, что указанное разделение в дос-
таточной мере условно, поскольку аккреционный механизм жесткого излучения воз-
можен и для одиночных пульсаров, - так же, как и генерация излучения за счет
«чистого» вращения магнитной нейтронной звезды возможна в двойной системе.
Поэтому классификацию пульсаров также проводят, имея в виду именно механизмы
излучения - аккреционный или вращательный.
Рентгеновские пульсары в двойных системах состоят из обычной «нормальной»
звезды (звезды главной последовательности или гиганта) известного спектрального
класса и нейтронной звезды. Феномен рентгеновского пульсара в двойной системе
возникает благодаря собственному вращению магнитной нейтронной звезды. При
этом в жестком излучении возникают периодические изменения потока типа пуль-
саций, причем период пульсаций равен периоду вращения нейтронной звезды. Нали-
чие пульсаций потока рентгеновского излучения двойной системы принято рассмат-
ривать в качестве основного критерия того, что компактный объект является
128
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
нейтронной звездой. При этом феномен пульсара характеризуется обычно коротки-
ми величинами периода от миллисекунд до тысяч секунд (например, для НегХ-1
Т = 1,24 с, для 4U0352+309 - Т= 835 с, наибольший из периодов, равный Т= 1 413 с,
относится к пульсару RX Л 046.9+6121 (Bildsten at al., 1997; Nagasi, 1989; Mereghetti,
2001)). Вопрос о том, обусловлено ли отсутствие пульсаций с периодами более
1413с физическими причинами, а именно отсутствием нейтронных звезд, враща-
ющихся более медленно, или же оно является результатом селекции, т. е. методи-
ческих трудностей при наблюдениях подобных периодических процессов, пока оста-
ется открытым.
На сегодняшний день обнаружено более 90 рентгеновских пульсаров в двойных
системах. Рентгеновские пульсары характеризуются довольно жесткими спектрами.
Спектры рентгеновских пульсаров в двойных системах, как правило, аппроксимиру-
ют степенной зависимостью, испытывающей экспоненциальное обрезание при энер-
гиях в десятки кэВ (что соответствует температуре в сотни миллионов градусов)
(Schreier et al., 1972; White et al., 1983). В некоторых случаях используют также ап-
проксимацию спектром оптически тонкой плазмы - формула (1.4.2).
В жестком диапазоне электромагнитного спектра излучают и некоторые оди-
ночные пульсары - остатки сверхновых. Свойства этих пульсаров были объяснены
вращением намагниченной нейтронной звезды, излучающей направленное нетеп-
ловое излучение. Ожидается, что большинство сверхновых (кроме сверхновых 1-го
типа) приводит к образованию нейтронных звезд, на существование которых ука-
зывает высокая яркость в радиодиапазоне обнаруженных остаточных оболочек
сверхновых - плерионов, светимость которых может быть обусловлена синх-
ротронным излучением энергичных электронов, ускоренных в магнитосфере нейт-
ронной звезды (Weiler and Sramek, 1988). Отсюда следует, что открытые во время
детального поиска в радиодиапазоне несколько сотен известных остатков сверх-
новых могут рассматриваться как кандидаты для поиска молодых нейтронных
звезд. Более того, обширный радиопоиск должен приводить к тому, что сами пуль-
сары вблизи остатков сверхновых также должны быть заметны. Однако важная ас-
трофизическая проблема заключается в том, что на сегодняшний день среди не-
скольких сотен известных остатков сверхновых лишь в нескольких обнаружены
пульсары.
1.4.4.2. Рентгеновские пульсары в двойных системах
Как было отмечено выше, нейтронная звезда с сильным магнитным полем
(~10и-1013 Гс), входящая в качестве релятивистского компактного компонента в
состав тесной двойной системы, обуславливает существование такого астрофи-
зического объекта, как рентгеновский пульсар. Подобная модель вращающейся
нейтронной звезды в двойной системе, находящейся в фазе аккреции, дает объяс-
нение как короткопериодическим, так и долгопериодическим рентгеновским пуль-
сарам (Липунов и Шакура, 1976). Свойства пульсаров определяются величиной
магнитного поля на поверхности нейтронной звезды, типом звезды-компаньона,
степенью заполнения ее полости Роша и расстоянием между компонентами двой-
ной системы.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
129
Нейтронная звезда может аккрецировать вещество либо путем его захвата из
звездного ветра оптического компаньона, либо в результате его истечения от звезды-
донора через полость Роша. Вблизи нейтронной звезды аккреционные потоки опре-
деляются сильным магнитным полем, которое заставляет ионизованную материю
падать вдоль силовых линий поля на магнитные полюса нейтронной звезды. Не-
совпадение оси вращения нейтронной звезды и оси магнитного диполя, а также воз-
можная асимметрия областей излучений вблизи полярных шапок приводит к воз-
никновению пульсирующего излучения с периодом, равным периоду вращения
нейтронной звезды, и с интенсивностью, пропорциональной:
L ~ G^L s (1э2- 1036 эрг/с)
М Мх 10 км
Ю’10 А/с год’1 1,4Afc Rx ’
(1.4.5)
где Rx - радиус нейтронной звезды; Мх - масса нейтронной звезды; М - скорость
изменения во времени массы нейтронной звезды за счет аккреции; G - гравитацион-
ная постоянная. Наличие углового момента у падающего вещества, а также взаимо-
действие между падающим потоком и магнитным полем, вызывает изменение мо-
мента у нейтронной звезды, которое приводит к наблюдаемым изменениям периода
пульсации за несколько дней (Nelson et al., 1996).
Светимость аккрецирующей нейтронной звезды позволяет дать на основе закона
Стефана-Больцмана простую оценку «чернотельной» эффективной температуры ГЭфф
излучающей области: L = 5аГЭфф4. В случае типичного размера излучающих областей
вблизи полярных шапок S~ 1 км2 формула (1.4.5) дает значение эффективной тем-
пературы кТ3<№ ~ 3 кэВ. Именно при таких энергиях в рентгеновских спектрах ак-
крецирующих пульсаров наблюдается пик (в спектральном представлении vJv, где
Jv - спектральная плотность потока, v - частота регистрируемого излучения). Одна-
ко, как было отмечено выше, в целом спектры жесткого излучения рентгеновских
пульсаров имеют нетепловой характер и в диапазоне энергий от нескольких до сотен
кэВ существенно более жесткие, чем предсказывается зависимостью типа спектра
абсолютно черного тела с указанной эффективной температурой. Таким образом,
спектр жесткого излучения типичного рентгеновского пульсара в двойной системе
может быть представлен в виде комбинации спектра абсолютно черного тела с эф-
фективной температурой в несколько кэВ и нетеплового «хвоста», аппроксимиру-
емого степенной зависимостью с показателем у< 1,5. При этом, как правило, имеет
место экспоненциальное обрезание или излом нетеплового спектра при энергиях в
диапазоне от 5 до 25 кэВ (White et al., 1983).
Форма среднего фазового профиля в случае вращения нейтронной звезды, обла-
дающей сильным магнитным полем, определяется тем, что за счет неоднородности
магнитного поля и, следовательно, изменения количества вещества, находящегося на
луче зрения, при изменении фазы, поток рентгеновского излучения, дошедшего до
наблюдателя, зависит от времени. Вращение компактного объекта может обуславли-
вать фазовые профили, содержащие как отдельные узкие пики, так и широкие мак-
симумы, причем количество пиков и максимумов на профиле может быть различным
(Nagasi, 1989). При энергиях выше 20 кэВ пульсации обычно имеют простую форму
(единичный или двойной довольно гладкие пики), причем доля пульсирующей ком-
130
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
поненты в полном потоке при таких энергиях может составлять более 50% и, как
правило, растет с увеличением энергии (Bildsten et al., 1997).
Первый рентгеновский пульсар в двойной системе - Сеп Х-3 - был открыт в ре-
зультате наблюдений на первой космической рентгеновской обсерватории UHURU
(Giacconi et al., 1971). Всестороннее изучение этого объекта дало понимание про-
цессов аккреции вещества в двойной системе, а также механизмов пульсаций в
рамках рассмотренных выше представлений (Pringle and Rees, 1972; Davidson and
Ostriker, 1973; Lamb et al., 1973). В дальнейшем рентгеновские пульсары интенсивно
изучались в ряде космических экспериментов, в том числе на орбитальных обсер-
ваториях Ariel 5 (Ives et al., 1975; Skinner, 1981), SAS 3 (Kelly et al., 1983), OSO 8
(Chakrabarty et al., 1993), «Эйнштейн» (Seward et al., 1986; Iwasawa et al., 1992), Ginga
(Koyama et al., 1990), EXOSAT (Parmar et al., 1989), ROSAT (Hellier, 1994; Schwentker,
1994). Большой вклад в исследование рентгеновских пульсаров внесли исследования
на космической обсерватории им. Комптона CGRO в эксперименте с аппаратурой
BATSE (Bildsten et al., 1997). Благодаря детекторам, обеспечившим наблюдения в
режиме монитора всего неба, в этом эксперименте удалось получить данные о вре-
менной истории многих пульсаров в течение длительного (почти 10 лет) времени.
Были исследованы также так называемые транзиентные пульсары, отличающиеся
крайне нестабильной интенсивностью. Было открыто несколько новых объектов та-
кого типа, в том числе известный вспыхивающий пульсар GRO Л 744-28 (Finger et al.,
1996). Для многих пульсаров был определен оптический компонент - звезда, постав-
ляющая вещество, а также параметры орбит компонентов двойной системы. Малый
момент инерции нейтронной звезды дает возможность непосредственно измерять
вариации частоты вращения пульсара (с характерными временами порядка суток).
Это, в свою очередь, позволяет определять природу аккреционных потоков в двой-
ной системе, в частности, постоянный тренд в изменении частоты вращения указы-
вает на присутствие аккреционного диска (accretion fed), в то время как кратко-
временные изменения без постоянного тренда обычно связаны с аккрецией из
звездного ветра (yvindfed).
После запуска в конце 1990-х гг. новых рентгено-астрономических обсерваторий
RXTE, ASCA, BeppoSAX список обнаруженных рентгеновских пульсаров суще-
ственно расширился. В настоящее время известно, по крайней мере, 95 аккрециру-
ющих пульсаров (Mereghetti, 2001), включая 6 так называемых аномальных, природа
которых пока достоверно не установлена. Большинство новых пульсаров в двой-
ных системах было открыто в галактиках-спутниках нашей Галактики - Большом и
Малом Магеллановых облаках. Таким образом, из всей совокупности известных на
сегодняшней день рентгеновских пульсаров три, возможно, находятся в других
галактиках - М31 и МЗЗ (Israel et al., 1995; Dubus et al., 1999), 28 - в Большом и Ма-
лом Магеллановых облаках, остальные считаются принадлежащими нашей Галакти-
ке. Диапазон периодов вращения магнитных нейтронных звезд в двойных системах
по сравнению с данными BATSE CGRO также расширился - от 2,5 миллисекунд до
почти 3 часов.
Аккрецирующие пульсары в двойных системах можно разделить на группы в
зависимости от массы звезды-донора. Это так называемые маломассивные системы
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
131
(М<омп - 2,5Л/С) и системы с оптическим компаньоном большой массы (А/комп > 6Л/С)
(Shore et al., 1994). Массивные двойные системы могут быть разделены на те, кото-
рые содержат в качестве компаньона Ве-звезду главной последовательности, и на
системы с ОВ-супергигантом на поздней стадии эволюции. Системы, включающие
звезду-супергигант, могут, в свою очередь, разделяться на объекты, в которых звез-
да-компаньон заполняет полость Роша (дисковые аккреторы), и на системы, в кото-
рых аккреция идет из звездного ветра. В некоторых системах могут иметь место оба
типа передачи массы (Blondin et al., 1991). На рис. 1.4.2 показана диаграмма Pspjn - Porb,
на которой помещены те системы, у которых одновременно известны период пульса-
ций и орбитальный период. Каждый из указанных классов занимает определенную
область на диаграмме (Warner and Robinson, 1972; Corbet, 1986).
Период вращения, с
102
Системы с супергигантами,
незаполнившими полость Роша
Ве-транзиенты
10
XX
X
101
X
Системы с
супергигантами,
заполнившими
полость Роша
+ Маломассивные
системы
ю2
Орбитальный период, сутки
Рис. 1.4.2. Диаграмма Корбет (период вращения - орбитальный
период). - системы с супергигантами, незаполнившими полость
Роша;х - системы с супергигантами, заполнившими полость Роша;
• - Ве-транзиенты; + - маломассивные системы; д - системы
с неопределенными оптическими компонентами (Bildsten et al., 1997)
Системы с ОВ-супергигантами
Если звезда - поставщик вещества заполняет всю полость Роша, то в этом случае
поток ее материи будет истекать с высоким угловым моментом через 1-ю точку
Лагранжа и формировать аккреционный диск вокруг нейтронной звезды. Такие сис-
темы характеризуются короткими периодами пульсаций (Pspin < 10 с) и относительно
малыми значениями орбитального периода (РогЬ < 4 сут). Как следует из рис. 1.4.2,
для пульсаров с аккреционными дисками можно проследить некоторую антикор-
реляцию между периодом вращения нейтронной звезды и орбитальным периодом.
Поскольку аккреция через точку Лагранжа отличается высокой эффективностью, они
излучают постоянно и имеют довольно высокую светимость > 1037 эрг/с. Типичными
132
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
примерами подобных систем являются известные источники СепХ-3, SMCX-1,
LMC Х-4. Особенностью этих объектов являются высокие, относительно постоянные
значения скорости аккреции, свидетельствующие в пользу существования аккре-
ционных дисков в этих объектах. На это же указывают и данные оптической фото-
метрии, показывающие наличие как эллипсоидальных вариаций, связанных с иска-
жением формы звезды-донора приливными силами, так и избыточного свечения,
возникающего благодаря именно наличию аккреционного диска (Van Paradijs et al.,
19956).
Системы, в которых аккреция идет из звездного ветра, характеризуются боль-
шими значениями орбитального периода и периода пульсаций. Они также излучают
постоянно, но с меньшей интенсивностью (L ~ 1035-1037 эрг/с), при этом у них на-
блюдаются быстрые (по сравнению с орбитальным периодом) флуктуации скорос-
ти вращения нейтронной звезды, когда ее ускорение сменяется замедлением, и на-
оборот (Koh et al., 1997). Следует отметить, что, вообще говоря, захват нейтронной
звездой вещества из высокоскоростного звездного ветра малоэффективен, поэтому
приемлемая скорость аккреции М (~10~10Л/с год"1) достигается в основном благодаря
большой скорости потери массы звездой - оптическим компаньоном (~10-6Л/гс год-1).
Наиболее известным объектом этого класса является рентгеновский пульсар Vela Х-1
(Bildsten et al., 1997). Большинство пульсаров с ОВ-супергигантами лежат в галак-
тической плоскости, что соответствует тому, что массивные оптические компоненты
этих систем, являясь короткоживущими звездами, относятся к дисковой популяции
галактических объектов.
Ве-пульсары
Пульсары с Ве-компонентами занимают третью область на диаграмме Корбет,
демонстрируя корреляцию между орбитальным периодом и периодом пульсаций.
Они образуют самую многочисленную популяцию (53 источника) среди всех типов
аккрецирующих пульсаров в двойных системах (интересно, что почти половина из
них была открыта в последние годы в Большом и Малом Магеллановых облаках
(Mereghetti, 2000)). Оптическим компаньоном в таких системах являются звезды О
или В классов, пока еще остающиеся на главной последовательности и, следователь-
но, не заполнившие полость Роша. Жесткое излучение двойных систем с Ве-звездами
наблюдается обычно во время транзиентных (временных) интенсивных вспышек ак-
тивности (outbursts). Причем вспышки, как правило, соответствуют прохождению
периастра в процессе движения по эксцентричной орбите (Bildsten et al., 1997). Пред-
полагается, что вспышки рентгеновского излучения вызываются поглощением веще-
ства нейтронной звездой, при этом небольшие вспышки можно объяснить прямой
аккрецией звездного ветра, в то время как наиболее яркие вспышки можно объяс-
нить, предполагая образование аккреционного диска (Bildsten et al., 1997). Как видно
из рис. 1.4.2, для Be-пульсаров имеет место корреляция величин орбитального перио-
да и периода вращения нейтронной звезды. Эта корреляция может быть обусловлена
тем, что в случае, например, систем с компонентами приблизительно одинаковой
массы именно в системе с большим орбитальным периодом нейтронная звезда будет
удаляться на большее расстояние от оптического компонента, и, следовательно, ско-
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
133
рость аккреции в такой системе в среднем будет меньше. Поскольку равновесный
период вращения нейтронной звезды тем больше, чем меньше скорость аккреции, в
системах с большим орбитальным периодом он также должен быть больше. Типич-
ным представителем семейства Be-пульсаров является источник А0535+262, откры-
тый в 1975 г. в эксперименте «Ариэль-5» (Rosenberg et al., 1975).
Пульсары в маломассивных двойных системах
Пульсары в маломассивных двойных системах образуют относительно малочис-
ленную популяцию. На сегодняшний день известно всего пять подобных объектов:
HerX-1, 4U1626-67, GX1+4, GRO J1744-28, SAX J1808.4-3658. Рентгеновские пуль-
сары в маломассивных двойных системах, как правило, по своим свойствам сильно
отличаются друг от друга. Некоторые из них светят постоянно, в то же время недав-
но открытый источник подобного типа GRO Л 744-28 является транзиентным (Strik-
manetal., 1996). Также транзиентным является источник SAX Л 808.4-3658, в рент-
геновском излучении которого недавно были открыты периодические пульсации с
чрезвычайно малым периодом 2,5 мс (Wijnands and van der Klis, 1998). Это открытие
привлекло внимание многих исследователей, поскольку подобные маломассивные
рентгеновские двойные считаются прародителями (progenitors) миллисекундных ра-
диопульсаров. Предполагается, что благодаря взаимодействию нейтронной звезды с
быстро вращающимися внутренними частями аккреционного диска происходит
ускорение ее вращения до сотен оборотов в секунду, что соответствует периоду вра-
щения в несколько миллисекунд. Таким образом, после того как аккреция прекратит-
ся, нейтронная звезда перестанет излучать в жестком диапазоне и начнет светить как
радиопульсар за счет своего вращения. Обнаружение очень быстро вращающейся
нейтронной звезды в маломассивной двойной системе источника SAX Л 808.4-3658
явилось важным свидетельством в пользу подобного эволюционного сценария. Оста-
ется, правда, открытым вопрос, почему из нескольких десятков маломассивных двой-
ных, известных на сегодняшний день, короткопериодические пульсации обнаружены
в жестком излучении лишь одной из них. Возможным объяснением этого является
ориентационный эффект, позволивший наблюдать периодические пульсации именно
в источнике SAX Л 808.4-3658.
1.4.4.З. Одиночные нейтронные звезды, излучающие в гамма-диапазопе
(гамма-пульсары)
Одиночные нейтронные звезды в остатках сверхновых в основном излучают в ра-
диодиапазоне - так называемые радиопульсары. Лишь некоторые из них характери-
зуются жесткими спектрами, простирающимися вплоть до гамма-диапазона (гамма-
пулъсары). Первым объектом такого типа, открытым в нашей Галактике, является
известный пульсар в Крабовидной туманности (Crab). Предполагается, что гамма-
пульсарами являются магнитные нейтронные звезды, поле которых характеризуется
значениями В - 1012—1013 Гс.
На сегодняшний день открыто не менее 7 гамма-пульсаров (Thompson, 2001).
Кривые блеска для одних и тех же объектов существенно отличаются в различных
энергетических диапазонах, что свидетельствует о том, что механизмы жесткого
134
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
излучения при разных энергиях могут быть неодинаковыми. В частности, в мягком
рентгеновском диапазоне излучение, вероятно, имеет тепловую природу и генериру-
ется вблизи поверхности нейтронной звезды, что явно не имеет место в гам-
ма-диапазоне.
На рис. 1.4.3 представлено распределение пульсаров в зависимости от вели-
чины периода вращения нейтронной звезды и производной этого периода по вре-
мени (Thompson, 2001). Из рисунка видно, что гамма-пульсары концентрируются
(за исключением одного миллисекундного кандидата) в области относительно моло-
дых источников с большим магнитным полем.
При сверхвысоких энергиях (> 1012 эВ) пока удалось наблюдать только пульсар в
Крабовидной туманности. Однако при энергиях выше 5 ГэВ видны все шесть гамма-
Рис. 1.4.3. Диаграмма «производная изменения периода
вращения - период вращения». Маленькими точками отмечены
пульсары, от которых гамма-излучение не регистрировалось,
крупные точки - гамма-пульсары. Сплошными линиями отмечены
уровни, соответствующие различному возрасту пульсаров,
прерывистыми линиями - значению поверхностного магнитного
поля, пунктирными линиями - разности потенциалов
на открытых силовых линиях (Thompson, 2001)
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
135
пульсаров, наблюдающиеся при энергиях >100 МэВ. Результаты наблюдений
EGRET CGRO свидетельствуют о том, что кривые блеска по крайней мере четырех,
наиболее статистически обеспеченных объектов (Crab, Vela, Geminga, В1706-44)
претерпевают при энергиях выше 5 ГэВ существенные изменения - двухпиковый
характер кривых трансформируется в практически однопиковый. При этом хотя
первый пик на кривой блеска полностью не пропадает, но его амплитуда становит-
ся существенно меньше амплитуды следующего пика. Кроме того, отсутствие дан-
ных о регистрации гамма-квантов очень высоких энергий наземными установками
от гамма-пульсаров (за исключением Crab) говорит о том, что их спектр при энер-
гиях 10-100 ГэВ должен испытывать укручение.
До сих пор нет полной ясности относительно того, где и каким образом образу-
ется в магнитосфере пульсара высокоэнергичное нетепловое излучение. Поскольку
пульсации в излучении гамма-пульсаров наблюдаются вплоть до энергий ~10ГэВ,
нет никаких сомнений, что это излучение генерируется заряженными частицами,
ускоренными до ультрарелятивистских энергий в их магнитосферах. При этом
Лоренц-факторы таких частиц должны лежать в диапазоне 105-107. Предполагается,
что до таких энергий частицы могут ускоряться в крупномасштабных электрических
полях. Подобные поля естественным образом возникают в окрестности магнитной
нейтронной звезды, которая, по сути, представляет собой природный униполярный
индуктор (Harding, 2000). Следует, однако, отметить, что огромное электрическое
поле способно вытягивать против сил тяготения заряды с поверхности нейтронной
звезды (Goldreich and Julian, 1969). В результате накапливающиеся до высоких плот-
ностей заряды в магнитосфере нейтронной звезды создают компенсирующее поле,
которое эффективно «обрезает» компоненту электрического поля, параллельную
магнитному, повсюду, за исключением нескольких локальных областей. Предполага-
ется, что ускорение заряженных частиц происходит именно в областях, где (Е • В) Ф 0.
Эти области, по-видимому, расположены над поверхностью нейтронной звезды в
районе полярных шапок и вдоль так называемой поверхности нулевого заряда, соот-
ветствующей условию: (Q-B) = 0 (Q- угловая скорость вращения пульсара). Соот-
ветственно обсуждаются в основном два класса моделей генерации высокоэнергич-
ного излучения в магнитосфере пульсара - модель «полярной шапки» (polar cap)
(Daugherty and Harding, 1982; Usov and Melrose, 1995) и модель «внешней бреши»
(outer gap) (Cheng et al., 1986; Romani, 1996; Hirotani and Shibata, 1999), которые дают
разные предсказания относительно спектральных характеристик жесткого излучения,
а также относительно соотношения между числом гамма-пульсаров, спокойных и
активных в радиодиапазоне.
Существуют различные варианты модели «полярных шапок», различающиеся
оценками возможности свободной эмиссии заряженных частиц с поверхности нейт-
ронной звезды. Этот вопрос является в достаточной мере неопределенным, ввиду
неполноты наших знаний о составе поверхности нейтронной звезды и физических
процессах, там происходящих. В тех моделях, где подразумевается свободная эмис-
сия частиц любого знака с поверхности нейтронной звезды, предполагается, что
поверхностная температура (~105-106 К) превышает значение, при котором тепловая
эмиссия становится возможной. Хотя продольная (т. е. параллельная направле-
136
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
нию магнитного поля) компонента электрического поля равна нулю на поверхности
нейтронной звезды, пространственный заряд вдоль открытых силовых линий вслед-
ствие их искривления или релятивистского увлечения в инерциальной системе от-
чета падает над поверхностью нейтронной звезды до меньших значений по сравне-
нию с коротационным зарядом (Harding, 2000). Возникающая из-за подобного
зарядового дефицита некомпенсированная продольная компонента электрического
поля ускоряет частицы до энергий, соответствующих Лоренц-факторам Г ~ 102-106.
В результате обратного комптоновского рассеяния тепловых рентгеновских фотонов,
излучаемых с поверхности нейтронной звезды, а также изгибного механизма, уско-
ренные частицы способны генерировать высокоэнергичные фотоны, которые, в свою
очередь, образуют в сильном магнитном поле электрон-позитронные пары, дающие
начало развитию электромагнитных каскадов. При формировании спектра возни-
кающих каскадов преобладающую роль играет синхротронное излучение пар, кото-
рое характеризуется очень резким обрезанием спектра при энергиях выше несколь-
ких ГэВ благодаря ослаблению процесса образования пар при таких энергиях
(Daugherty and Harding, 1982).
Модель «внешней бреши» для гамма-пульсаров базируется на существовании
в его внешней магнитосфере области вакуума, которая может образоваться
между последней открытой силовой линией поля и поверхностью с нулевым заря-
дом (Q • В) = 0 в зарядово разделенных магнитосферах. Такая брешь образуется,
поскольку вынос зарядов через световой цилиндр вдоль открытых силовых ли-
ний над поверхностью нулевого заряда не может восполняться снизу. Предпо-
лагается, что излучение из этих брешей связано с обоими магнитными полюсами
нейтронной звезды (Cheng et al., 1986). Подобная картина позволяет успешно
объяснить наблюдающиеся спектры такого пульсара, как Vela, однако не воспро-
изводит кривых блеска, которые более надежно получаются, если излучение свя-
зано только с одним магнитным полюсом (Romani and Yadigaroglu, 1995).
В качестве источника ускоряющихся частиц рассматривают электрон-по-
зитронные пары, возникающие в результате процессов фотон-фотонного обра-
зования. В молодых пульсарах типа Crab пары образуются изгибными фотона-
ми от первичных частиц, взаимодействующих с нетепловым синхротронным
рентгеновским излучением, генерируемым теми же парами. Предполагается, что
в более старых пульсарах типа Vela, в которых нетепловое рентгеновское из-
лучние значительно слабее, пары возникают в результате взаимодействия фото-
нов, испытавших обратное комптоновское рассеяние на первичных частицах
с инфракрасными фотонами. Однако эта модель предсказывает такие большие
потоки в ТэВ-ном диапазоне, которые на несколько порядков величины пре-
вышают существующие наблюдательные пределы (Nel et al., 1993). Поэтому
были предложены усовершенствованные модели, в которых вместо инфракрас-
ного излучения рассматривается тепловое рентгеновское излучение, генери-
руемое на поверхности нейтронной звезды. При этом требуемый уровень теп-
лового излучения обеспечивается за счет того, что часть ускоренных пар
течет вниз и нагревает поверхность нейтронной звезды (Romani, 1996; Zhang and
Cheng, 1997).
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
137
Модели «внешней бреши» предсказывают обрезание спектра высокоэнергичного
излучения при энергиях порядка 10 ГэВ из-за обрыва вследствие радиационных по-
терь спектра первичных частиц. Однако это обрезание существенно менее резкое,
чем в моделях «полярной шапки», поскольку, если высокоэнергичный фотон излуча-
ется во внешней магнитосфере, где локальное магнитное поле на порядки величин
слабее, чем на поверхности нейтронной звезды, однофотонное образование пар не
будет играть никакой роли ни в формировании каскадов пар, ни в спектральном ос-
лаблении. Расчеты показывают, что в этом случае спектр характеризуется относи-
тельно постепенным - экспоненциальным (а не двойным экспоненциальным, как
дают модели «полярной шапки») - завалом при больших энергиях. Более того, мо-
дели «внешней бреши» предсказывают существование компоненты излучения при
энергиях порядка 1 ТэВ, что делает возможным наблюдение гамма-пульсаров назем-
ными установками (Harding, 2000).
Модели «полярной шапки» и «внешней бреши» дают существенно различные
предсказания относительно того, какие пульсары могут излучать в гамма-диапазоне
и каково соотношение между гамма-пульсарами, «активными» и «спокойными» в
радиодиапазоне. Так, модель «полярной шапки» предсказывает, что все пульсары в
той или иной мере способны излучать высокоэнергичные фотоны, и задача обна-
ружения гамма-пульсаров, таким образом, является лишь предметом чувствитель-
ности соответствующих установок. В то же время модели «внешней бреши» пред-
сказывают, что относительно старые пульсары не способны поддерживать
образование пар во внешних брешах на уровне, достаточном для поддержания
активности в гамма-диапазоне. Поскольку самым старым, на сегодняшний день,
гамма-пульсаром является Geminga, который, согласно (Cheng and Ruderman, 1993;
Ruderman and Halpern, 1993), как раз и находится вблизи «границы», отделяющей
пульсары, видимые в гамма-диапазоне от невидимых, наблюдения или, наоборот,
отсутствие свидетельств в пользу существования более старых, чем Geminga, гам-
ма-пульсаров, может служить основанием для подтверждения или опровержения
рассмотренных выше моделей.
Численные расчеты морфологии радиоизлучения многих пульсаров свидетель-
ствуют в пользу того, что оно образуется в полярных регионах в пределах десятков
звездных радиусов от поверхности нейтронной звезды (Rankin, 1993; Gil and Han,
1996). Следовательно, в модели «полярной шапки» ожидается сильная корреляция
гамма- и радиоизлучения. С другой стороны, в моделях «внешней бреши» высоко-
энергичное излучение направлено в противоположную сторону относительно радио-
излучения, поэтому, вообще говоря, согласно этим моделям импульсы в гамма- и
радиодиапазонах должны наблюдаться в противофазе. Различные численные оценки
соотношения между ожидаемым числом гамма-пульсаров, активных и спокойных в
радиодиапазонах, выполненные в рамках рассматриваемых моделей, показывают, что
в случае модели «полярной шапки» доля гамма-пульсаров, спокойных в радиодиа-
пазоне, должна составлять 10-25% от полного регистрируемого количества источ-
ников. В то же время модели «внешней бреши» дают другое соотношение - число
гамма-пульсаров, спокойных в радиодиапазоне, должно примерно в 15 раз превы-
шать число гамма-пульсаров, активных в радиодиапазоне (Harding, 2000).
138
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Таким образом, пока нет каких-либо оснований отдавать предпочтение той или
иной модели, объясняющей механизмы генерации высокоэнергичного излучения
одиночными магнитными нейтронными звездами. По-видимому, критичными в
плане выбора адекватной модели будут наблюдения в гамма-диапазоне очень вы-
соких энергий, поскольку именно для этого энергетического интервала разные мо-
дели предсказывают существенно различное поведение спектра, и, соответственно,
даются различные оценки светимости. Для понимания механизмов генерации вы-
сокоэнергичных гамма-квантов в этих объектах крайне важное значение будут
иметь будущие наблюдения при энергиях Ю1о-1О11 эВ, которые должны закрыть
существующий пробел в наших знаниях о характере спектра гамма-пульсаров в
этой области электромагнитного спектра. Безусловно важными будут также и
наблюдения в ходе будущих миссий с высокочувствительной аппаратурой, напри-
мер, GLAST, которые, возможно, дадут ответ на вопрос, все ли радиопульсары
могут излучать высокоэнергичные фотоны?
Рассматривая динамические процессы в астрофизических объектах с пульса-
рами, особо следует рассмотреть вспыхивающий пульсар GRO J1744-28. Этот пуль-
сар - маломассивная рентгеновская двойная система, расположенная на небе
недалеко от центра Галактики. Этот источник уникален тем, что он имеет два свой-
ства, одновременное наличие которых отличает его от других маломассивных
двойных систем. Это рентгеновские вспышки II типа, возникающие за счет не-
равномерной аккреции, и когерентные пульсации с периодом 0,467 с. Когда объект
GROJ1744-28 был открыт в декабре 1995 г. в эксперименте BATSE (Kouve-
liotou et al., 1996), это был единственный известный источник рентгеновских
вспышек, который при этом имел когерентные пульсации, отсюда и название
«вспыхивающий пульсар». С тех пор было открыто, что некоторые из источников
вспышек 1-го типа (т. е. вспышек, возникающих из-за термоядерного горения
упавшего на поверхность вещества) имеют квазипериодические осцилляции, веро-
ятно, связанные со скоростью вращения звезды, а уже обсуждавшийся выше источ-
ник SAX Л 808.4-3658 показал когерентные пульсации рентгеновского потока с
периодом 2,5 мс.
В течение двух лет активности у вспыхивающего пульсара произошло две ши-
рокие вспышки (outbursts), во время которых было генерировано ~10 ООО жестких
рентгеновских вспышек. В целом, более 1045 эрг было выделено в форме вспышеч-
ного, постоянного и пульсирующего излучения. Первая вспышка активности
GRO Л 744-28 началась 2 декабря 1995 г. и длилась до мая 1996 г. Вторая вспышка
началась 1 декабря 1996 г. и закончилась ~7 мая 1997 г. Эти две вспышки актив-
ности сходны по многим параметрам. После первого дня каждой из вспышек часто-
та возникновения рентгеновских всплесков (с поправкой на время наблюдения ис-
точника) оставалась постоянной в течение ~40 дней. В течение первых 24 часов
частота всплесков была значительно выше. Для каждой вспышки постоянный,
пульсирующий и всплесковый поток были жестко связаны. Главное отличие между
первой и второй вспышками заключалось в том, что постоянный, пульсирующий и
всплесковый потоки во второй вспышке были меньше примерно в 2 раза
(Woods et al., 1999).
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
139
1.4.4.4. Аномальные рентгеновские пульсары и магпетары
Если пульсар представляет собой быстро вращающуюся нейтронную звезду, об-
разовавшуюся в результате взрыва сверхновой, то большинство из них должно быть
связано с остатками сверхновых, а поскольку сильное магнитное поле и быстрое
вращение нейтронной звезды создают благоприятные условия для ускорения элект-
ронов, молодые (< 104 лет) остатки сверхновых должны хорошо проявляться в ра-
диодиапазоне за счет синхротронного излучения ускоренных электронов, движущих-
ся в магнитных полях остатка (Weiler and Sramek, 1988). Проблема, однако,
заключается в том, что проведенные до сих пор глобальные радионаблюдения неба
показали, что среди нескольких сотен остатков сверхновых есть лишь несколько та-
ких, для которых имеются непосредственные указания на то, что в них содержится
магнитная быстро вращающаяся нейтронная звезда (Gaensler and Johnston, 1995;
Kaspi et al., 1996; Lorimer et al., 1998).
Некоторый прогресс в решении отмеченной выше проблемы был достигнут в те-
чение последних нескольких лет благодаря наблюдениям в рентгеновском диапазоне
на таких космических аппаратах, как ASCA, RXTE, BeppoSAX. В результате этих
наблюдений в центре некоторых молодых остатков сверхновых были открыты ком-
пактные объекты, достаточно яркие в рентгеновском излучении, но спокойные в ра-
диодиапазоне. В настоящее время сложилось представление, что эти объекты обра-
зуют особый класс так называемых аномальных или шестнсекундных пульсаров,
свойства которых существенно отличаются от свойств как обычных аккрецирующих
пульсаров, входящих в состав двойных систем с массивным оптическим компаньо-
ном, так и большинства одиночных пульсаров, излучающих за счет вращения (Van
Paradijs et al., 1995a; Mereghetti and Stella, 1995; Mereghetti, 2001).
На сегодняшний день известно шесть подобных объектов. Известно, что три из
них идентифицированы с довольно молодыми (<105лет) остатками сверхновых
(Caraveo et al., 1996; Vasisht et al., 1997; Gotthelf et al., 1997). Рентгеновское излучение
этих источников довольно сильно модулировано (—30%), причем средние фазовые
профили пульсаций, характеризующие периодическую компоненту, имеют, как пра-
вило, синусоидальную форму. Периоды пульсаций этих объектов лежат в очень уз-
ком интервале 6-12 с, при этом имеет место монотонный дрейф периода в сторону
его увеличения на характерных временных масштабах —104—4-105 лет, в то время
как для большинства аккрецирующих пульсаров в двойных системах наблюдается
обратная тенденция - ускорение вращения нейтронной звезды или же нерегулярные
изменения периода вращения. Хотя значения периодов пульсаций и их производ-
ных по времени типичны для нейтронных звезд, очевидно, что только потерь энергии
за счет вращения (~1045QQ эрг/с) недостаточно для объяснения светимости этих
объектов в жестком излучении 1033-1036 эрг/с.
Рентгеновские спектры аномальных пульсаров довольно мягкие и сильно от-
личаются от спектров аккрецирующих пульсаров с массивным оптическим компо-
нентом. В отличие от последних, спектры аномальных пульсаров в рентгеновском
диапазоне, как показывают данные наблюдений на спутниках ASCA и BeppoSAX,
не могут быть аппроксимированы одной зависимостью степенного вида, а наи-
лучшим образом представляются комбинацией теплового спектра абсолютно чер-
140
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
ного тела с эффективной температурой кТ ~ 0,5 кэВ, который дает примерно
40-50% наблюдаемой светимости, и относительно крутого степенного спектра с
показателем степени у~3-4 (Parmar et al., 1998; White et al., 1996; Oosterbroeck
et al., 1998; Israel et al., 1999). Оценки, сделанные на основании анализа тепловой
спектральной компоненты, дают размер излучающей области ~1-4 км, что соответ-
ствует большой части поверхности нейтронной звезды. Таким образом, сово-
купность наблюдательных данных свидетельствует о том, что, по-видимому, ано-
мальные рентгеновские пульсары связаны с нейтронными звездами, но ничто
не указывают на наличие массивной звезды-компаньона. Интересно, что к насто-
ящему времени в остатках сверхновых фактически открыто больше аномаль-
ных рентгеновских пульсаров, чем «классических» гамма-пульсаров типа Crab или
Vela.
Механизмы, обеспечивающие высокую рентгеновскую светимость аномальных
пульсаров, остаются неясными, во всяком случае, эта светимость не обеспечивает-
ся энергетикой вращения одиночной нейтронной звезды с магнитным полем,
типичным для обычных пульсаров. Для объяснения явления аномальных пульсаров
было выдвинуто два класса моделей. Один тип моделей связывает энерговыде-
ление в аномальных пульсарах с аккрецией либо на нейтронную звезду в двойной
системе с очень маломассивным оптическим компонентом, либо на одиночную
нейтронную звезду из диска, сформировавшегося из вещества, оставшегося от пре-
дыдущих стадий эволюции (van Paradijs et al., 19956).
В рамках модели двойной системы энерговыделение за счет аккреции объясня-
ется естественным образом. Так, например, была выдвинута гипотеза, согласно ко-
торой аномальный рентгеновский пульсар представляет собой слабо намагни-
ченную нейтронную звезду, вращающуюся с периодом, близким к равновесному
(Mereghctti and Stella, 1995). При этом требуемое значение скорости аккреции
~1018 кг/с согласуется с наблюдаемыми светимостями.
Для того чтобы объяснить, почему аномальные рентгеновские пульсары, яв-
ляясь относительно молодыми объектами, тем не менее характеризуются довольно
большими периодами вращения нейтронной звезды, было выдвинуто предполо-
жение о том, что некоторые нейтронные звезды рождаются как медленные (период
вращения ~2 с) ротаторы в результате сильного физического «сцепления» мед-
ленно вращающейся оболочки звезды-прародителя с ее предколлапсирующим
ядром (Spruit and Phinney, 1998). Необычно большое магнитное поле таких мед-
ленных пульсаров приводит к естественному объяснению их невидимости в радио-
излучении, поскольку сверхкритические магнитные поля подавляют процесс обра-
зования гамма-квантами электрон-позитронных пар, являющихся источниками
электронов, генерирующих синхротронное радиоизлучение (Baring and Harding,
1997).
Альтернативная точка зрения состоит в том, что объекты типа аномальных
рентгеновских пульсаров рождаются именно как быстрые (миллисекундные) рота-
торы. Тогда должен существовать механизм, замедляющий их вращение до наблю-
дающихся скоростей. Наличие такого механизма подтверждается постоянным за-
медлением скорости вращения, наблюдающимся в случае пульсара 1Е1841-045.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
141
Эквивалентное магнитное поле вращающегося диполя 2?дип, которое определяется
скоростью и изменением скорости вращения, равно:
/?Д1[Л аЗ,2-10|97^. (1.4.6)
В случае, например, источника 1Е1841-045, согласно (1.4.6), 2?дип = 8-1014 Гс. Это
значение более чем на порядок превосходит самые сильные поля гамма-пульсаров.
Было выдвинуто предположение, что в природе существуют нейтронные звезды
с подобными сверхсильными магнитными полями - так называемые магпета-
ры. Теория, разработанная для магнетаров (Dunkan and Thompson, 1992; Vasisht and
Gotthelf, 19976), объясняет относительно быстрое постоянное замедление враще-
ния пульсара за счет дипольного излучения вращающегося сильного магнитного
поля.
В случае, если аномальные рентгеновские пульсары связаны с магнетарами,
тогда и их рентгеновская светимость может быть объяснена распадом сверхсильного
магнитного поля (~1015Гс) одиночной нейтронной звезды. Свойства магнетаров до
сих пор совершенно не изучены, известно лишь, что они активны в рентгеновском и
гамма-диапазонах и могут проявляться нс только как аномальные рентгеновские
пульсары (медленные ротаторы), но также и как источники реккурентных (т. е. пов-
торяющихся) всплесков мягкого гамма-излучения - так называемые soft gamma-ray
repetears (SGR), мягкие гамма-повторители. Объекты типа SGR - это существенно
транзиентные источники, которые генерируют короткие (< 1 с) и относительно мяг-
кие (эффективная температура кТ~ 20-30 кэВ) гамма-всплески сверхэддингтоновой
светимости.
На сегодняшний день в нашей Галактике обнаружено четыре или, может быть,
пять объектов типа SGR. Первым из них был обнаружен известный источник - пуль-
сар в созвездии Золотых рыб, получивший известность после того, как 5 марта
1979 г. в эксперименте КОНУС па межпланетных станциях «Вснера-11» и «Ве-
нера-12» от него был зарегистрирован очень интенсивный, но относительно мягкий
гамма-всплеск, сопровождавшийся периодическими изменениями рентгеновского
потока типа пульсаций с периодом ~8 с (Mazets et al., 1981). Впоследствии от этого
объекта, получившего наименование SGR 0526-66, неоднократно регистрировались
рекуррентные гамма-всплески, и он был идентифицирован с молодым остатком
сверхновой, находящимся в Большом Магеллановом облаке (N49) (Cline, 1981).
Свойства различных астрофизических объектов показывают, что наличие сверх-
сильного магнитного поля - не очень редкое явление во Вселенной. Предполагается,
что около 10% нейтронных звезд могут быть магнетарами. В объектах типа магне-
таров сильное магнитное поле является основным источником энергии, обеспечи-
вающим как постоянное рентгеновское излучение, так и всплесковую активность в
гамма-диапазоне. Это подразумевает внутренний нагрев благодаря диссипации маг-
нитного поля и генерацию сейсмической активности нейтронной звезды. Есте-
ственно, распад магнитного поля магнетара должен происходить за характерное вре-
мя не более ~104лет, поскольку в противном случае должны существовать объекты
типа SGR и аномальных рентгеновских пульсаров, возраст которых больше указан-
ной величины, чего, однако, не наблюдается. Происхождение магнетаров отличается
от происхождения других нейтронных звезд тем, что образованное в момент грави-
142
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
тационного коллапса сверхсильное магнитное поле создает неустойчивость, в ре-
зультате которой внешняя кора испытывает звездотрясения, во время которых выде-
ляется значительная энергия, в том числе в виде всплесков гамма-излучения. При
этом предполагается, что напряжения в коре нейтронной звезды влияют и на ее маг-
нитное поле, приводя как бы к «встряске» магнитосферы, в результате чего проис-
ходит ускорение частиц и генерация всплесков гамма-излучения. Можно заключить,
что объекты типа SGR относятся к эволюционной стадии нейтронных звезд, во время
которой нейтронная звезда активно генерирует всплески жесткого излучения.
Если магнитное поле магнетаров больше 1015 Гс, их остаточной тепловой энергии
достаточно для того, чтобы в течение нескольких тысяч лет обеспечить наблюда-
емую рентгеновскую светимость (Heyl and Hemquist, 1997). Для этого необходима
водородно-гелиевая оболочка, хотя оболочка с преобладанием ядер железа более
эффективна в плане изоляции коры нейтронной звезды, что привело бы к более низ-
кой светимости и эффективной температуре на ее поверхности. Оболочка из легких
элементов необходимой массы - ~(10“11-10“8)ЛТс - может образоваться либо в ре-
зультате обратного падения вещества, выброшенного в результате взрыва сверх-
новой, либо вследствие аккреции межзвездного вещества, если нейтронная звезда
погружена в достаточно плотную среду (> 104 см-3).
Из-за сильного магнитного поля магнетары слабо видны в радиодиапазоне. В слу-
чае объектов типа SGR попытки обнаружить каких-либо компаньонов в радиодиапа-
зоне пока не увенчались успехом.
1.4.5. Галактическое диффузное гамма-излучение. Гамма-излучение
«в линиях»
Галактический диффузный фон гамма-квантов состоит из компоненты с непре-
рывным спектром - так называемого континуума - и излучения в линиях. Спектр
континуума галактического диффузного гамма-излучения в широком диапазоне
энергий изображен на рис. 1.4.4. Предполагают, что континуум частично может быть
обусловлен излучением неразрешенных дискретных источников типа одиночных
пульсаров (выше было отмечено, что на сегодняшний день обнаружено по крайней
мере 6 пульсаров, излучающих в гамма-диапазоне), вклад которых в разных энерге-
тических диапазонах составляет, по оценкам, от нескольких процентов до ~20% сум-
марной фоновой интенсивности. Основная же доля галактического гамма-фона свя-
зана с истинно диффузным излучением, возникающим в результате взаимодействий
космических лучей и энергичных электронов с межзвездной средой. Форма спектра
галактического диффузного гамма-излучения свидетельствует о том, что в диапазоне
энергий от нескольких МэВ до ~1 ГэВ оно связано в основном распадом тг°-мезонов.
Также как и излучение в «ядерных линиях», оно обусловлено исключительно ядер-
ными взаимодействиями галактических космических лучей, поэтому оценки соответ-
ствующих потоков дают непосредственную информацию о плотности космических
лучей в Галактике.
Как видно из рис. 1.4.4, спектр континуума жесткого галактического излуче-
ния прослеживается в мягкой области вплоть до энергий в несколько кэВ. Его
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
143
Рис. 1.4.4. Оценки диффузного
высокоэнергичного континуума из
внутренних направлений галактической
плоскости по данным различных
экспериментов. Измеренные значения
спектральной плотности потока умножены
на величину Е2 (Pohl, 2001)
спектр в диапазоне энергий от ~10 кэВ до
нескольких сотен кэВ может быть ап-
проксимирован степенной зависимостью
с показателем у--2,7. Предполагается,
что диффузное гамма-излучение в этом
интервале энергий обусловлено тормоз-
ным излучением энергичных галактиче-
ских электронов. Сравнение наблюдаемой
интенсивности фонового жесткого рентге-
новского излучения с оценками потоков
гамма-квантов от распада тг°-мезонов и в
«ядерных линиях» показывает, что косми-
ческие лучи не обеспечивают требуемой
интенсивности электронов. Поэтому для
объяснения наблюдаемого спектра диф-
фузного излучения привлекают дополни-
тельные источники энергичных электро-
нов, в частности, рассматривают механизм
ускорения электронов на турбулентности
межзвездной плазмы. Как показывают
расчеты, при энергиях свыше 1 ГэВ взаимодействия космических лучей обеспечи-
вают лишь около 60% наблюдаемой интенсивности фонового гамма-излучения.
Остальные ~40% интенсивности объясняют тормозным излучением релятивистских
электронов, ускоренных в оболочках сверхновых.
Что касается диффузного гамма-излучения «в линиях», из района центра Галак-
тики, помимо упоминавшейся выше аннигиляционной линии 0,511 МэВ, наблюда-
лись также линии 1,826 и 0,847 МэВ, связанные с излучением возбужденных изото-
пов 26А1 и 56Со. Изотопы 56Со в большом количестве образуются в результате
ядерных реакций при взрыве сверхновых. Вероятными же источниками изотопа 26А1
являются звезды Волъфа-Райе, которые могут быть также источниками низкоэнер-
гичных космических лучей. Ядерные линии излучения изотопов 12С (4,4 МэВ) и 16О
(6,1 МэВ), связанные с взаимодействиями малоэнергичных (~2-100 МэВ/нуклон)
нуклонов космических лучей, были обнаружены с помощью прибора COMPTEL на
обсерватории им. Комптона в направлении созвездия Ориона, где расположен круп-
ный газо-пылевой комплекс, являющийся очагом активного звездообразования. На
этой обсерватории были получены и новые данные о галактическом излучении в ан-
нигиляционной линии. Оказалось, что помимо диффузного излучения в этой линии,
распределенного вдоль галактической плоскости и концентрирующегося к центру
Галактики, наблюдается некоторый избыток излучения из области положительных
галактических широт над галактическим центром. Основным источником позитро-
нов, обеспечивающих аннигиляционное гамма-излучение, считаются реакции Р-рас-
пада радиоактивных ядер, образующихся при взрывах сверхновых. При этом предпо-
лагают, что наблюдающийся избыток излучения из области над галактическим
центром связан с «фонтаном» радиоактивных осколков, истекающих из центра Га-
лактики, для которого характерна повышенная «активность сверхновых».
144 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.4.6. Черные дыры звездной массы
1.4.6.1. Рентгеновские двойные, содержащие черные дыры
Среди множества рентгеновских источников большой интерес для исследователей
представляют объекты, содержащие так называемые «черные дыры». Кандидатов в
такие объекты отбирают по величине массы компактного компонента, которая в слу-
чае черной дыры должна, как известно, превышать предел Волкова-Оппенгеймера,
равный ~2,2Л/С. К настоящему времени в качестве таких кандидатов отобрано более
17 двойных систем, две из которых находятся в Большом Магеллановом облаке
(LMC Х-1, LMC Х-3), остальные - в нашей Галактике. Среди них есть квазистацио-
нарно излучающие источники, оптические компоненты которых являются сверх-
гигантами классов О-В (CygX-1, LMC Х-3, LMC Х-1) или звездой Вольфа-Райе
(Cyg Х-3), а также транзиенты типа рентгеновских новых, их оптические компоненты
относятся к маломассивным звездам классов M-F (системы А0620-00, V404 Cyg,
XNMus 1991, QZ Vul, XN Sco 1994, XN Oph 1977, XN Per 1992) (Черепащук, 1997;
Narayan et al., 2002).
Спектры рентгеновских двойных - кандидатов в черные дыры имеют нетеп-
ловой вид и являются довольно жесткими. В частности, спектр источника Cyg Х-1
простирается вплоть до энергий ~10 МэВ. Отличительным признаком таких объек-
тов может быть наличие в спектре излучения «аннигиляционной» линии 0,511 МэВ
(Callanan et al., 1996). Для стационарно излучающих двойных типа CygX-1 также
типичны нерегулярные стохастические вариации потока с очень короткими харак-
терными временами - вплоть до нескольких миллисекунд (Cui etal., 1997). Даль-
нейшее исследование возможных наблюдательных проявлений двойных - кандида-
тов в черные дыры остается одной из основных задач рентгеновской и гамма-
астрономии.
Как известно, для черной дыры характерна большая масса - более 2,2Л/С (Зельдо-
вич и Новиков, 1967). Также источники с черными дырами в двойных системах ха-
рактеризуются значительной рентгеновской светимостью (порядка 1036-1039 эрг/с) за
счет большого энерговыделения при аккреции на черную дыру. В настоящее время
можно выделить два наиболее актуальных направления в исследовании объектов -
кандидатов в черные дыры в двойных системах:
• возможно более точное определение массы компактного объекта на основе
совместных оптических и рентгеновских наблюдений;
• выяснение наблюдательных проявлений аккрецирующих черных дыр и вы-
работка на их основе косвенных эмпирических критериев, позволяющих разли-
чать системы, содержащие черную дыру и нейтронную звезду даже в тех слу-
чаях, когда масса компактного объекта неизвестна.
Рассматривая в качестве черных дыр объекты, масса которых превышает пре-
дельную массу нейтронной звезды (~2,2Л/С), исследователи стремятся эксперимен-
тальным путем решить вопрос о наличии горизонта событий.
Для определения массы компактного объекта используют анализ кривой лучевых
скоростей, которую возможно получить в период между вспышками, когда яркость
оптического излучения аккреционного потока намного меньше яркости звезды-
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
145
компаньона. Определяемые по смещению спектральных линий данные о скорости
движения компаньона позволяют вычислить функцию масс:
= - (1.4.7)
где М\ и М2 - массы компактной и оптической звезды; i - угол наклона орбиты. Ве-
личина функции масс является верхним пределом на массу компактного объекта в
двойной системе. Более точную оценку массы можно сделать в случае известного
угла наклона орбиты. Одновременный анализ кривой лучевых скоростей оптической
звезды и оптической кривой блеска позволяет обосновать модель двойной системы и
корректность определения функции масс оптической звезды. Для ряда рентгеновских
двойных систем измеренные значения функции масс оптической звезды уже пре-
вышают ЗМС, что без всякого дополнительного моделирования двойной системы
позволяет сделать вывод о том, что масса релятивистского объекта превышает верх-
ний предел массы нейтронной звезды, предсказываемый ОТО.
В излучении рентгеновских двойных, содержащих в качестве компактного ком-
понента черную дыру звездной массы, не должны проявляться явления, характер-
ные для рентгеновских пульсаров или барстеров 1-го типа. Однако поскольку среди
аккрецирующих нейтронных звезд также есть объекты, не показывающие феноменов
рентгеновского пульсара или рентгеновского барстера, то эти критерии являются
лишь необходимыми, но недостаточными условиями для идентификации компактно-
го объекта с черной дырой.
На рис. 1.4.5 приведены массы релятивистских объектов в зависимости от масс
спутников в двойных системах (Черепащук, 1997). Показаны все объекты из числа
кандидатов в черные дыры и систем с нейтронной звездой, для которых массы из-
вестны с достаточной надежностью (на момент 1997 г.) (Массы радиопульсаров оп-
ределяются с высокой точностью по релятивистским эффектам в их орбитальном
движении). Как видно из рис. 1.4.5, зависимость масс релятивистских объектов от
массы спутников отсутствует. И нейтронные звезды, и черные дыры встречаются в
двойных системах со спутниками как большой, так и малой массы (как и в классиче-
ских тесных двойных системах, где встречаются любые комбинации масс компонен-
тов). Среди самих черных дыр в двойных системах также встречаются объекты как
большой массы (система V404 Cyg, М= (1О-15)Л/С), так и малой массы (система
V518 Per, М= (2,5-5,0)Мс) (Casares et al., 1995).
Следует подчеркнуть важный наблюдательный факт. Во всех случаях, когда уда-
ется надежно измерить массу рентгеновского или радиопульсара (имеется одиннад-
цать таких измерений), она не превосходит (2-3) Мс и в среднем составляет ~1,4Л/С.
В то же время ни у одного из массивных (Л/> ЗЛ/С) рентгеновских источников - кан-
дидатов в черные дыры не обнаружено феномена рентгеновского пульсара или рент-
геновского барстера I-го типа, характерных для аккрецирующих нейтронных звезд.
Это может считаться аргументом в пользу того, что указанные источники действи-
тельно являются черными дырами.
Согласно (Narayan et al., 2002), предполагаемое наличие горизонта событий
должно сделать светимость кандидатов в черные дыры значительно меньше, чем
нейтронных звезд, поскольку значительная часть энергии будет уходить за горизонт
146
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
mJ Мс
\g(mJMc)
Рис. 1.4.5. Диаграмма, показывающая соотношение массы компактного
объекта и массы обычной звезды в рентгеновских двойных системах.
Изображены объекты, для которых существует надежное определение
масс. Пунктирной линией отмечен верхний предел для массы
нейтронных звезд. Объекты, расположенные ниже этой линии,
являются пульсарами и барстерами, выше нее находятся
источники - кандидаты в черные дыры. Цифрами обозначены:
1 - система Cen Х-3, 2 - LMC Х-4, 3 - SMC Х-1, 4 - 4U1538-52,
5 - 4U0900-40. Точками отмечены радиопульсары,
ошибки определения масс которых пренебрежимо малы
путем адвекции (ADAF - advection dominated accretion flow). При этом имеет смысл
сравнивать абсолютные светимости (точнее, выделение энергии за единицу време-
ни). Для их определения нужно знать не только поток излучения, но и расстояние до
источника.
Во время вспышки рентгеновские новые обычно достигают эддингтоновского
предела светимости, связанного с отбрасыванием падающего вещества излучением.
Поскольку масса компактного объекта в случае кандидатов в черные дыры оказы-
вается больше, то такие рентгеновские новые оказываются во время вспышки при-
мерно в -5 раз ярче тех, которые содержат нейтронные звезды. Наоборот, в спокой-
ном состоянии, согласно предсказанию модели ADAF, источники - кандидаты в
черные дыры будут светить значительно слабее.
В случае черной дыры можно ожидать переменность потока, связанную с неста-
бильностями в аккреционном диске. Эта переменность может проявляться на часто-
тах порядка со - cs/ Н - сок, где Н - высота аккреционного диска, cs- скорость звука,
сок - кеплеровская частота. Для медленно вращающихся черных дыр характерны
размеры области энерговыделения от ~5Rg до ~27Rg9 где Rg - гравитационный радиус.
Если масса черной дыры ~10Мс, то максимальная частота будет -100 Гц.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
147
Как известно, рентгеновские двойные, в которых предполагаемым компактным
объектом является черная дыра, обычно находятся в одном из двух спектральных
состояний - в мягком/высоком или в жестком/низком. В частности, у «классиче-
ского» кандидата в черные дыры CygX-1 наблюдаются нерегулярные переходы
между «низким» состоянием и «высоким» состоянием, когда поток 1-10 кэВ значи-
тельно возрастает, при этом уменьшается интенсивность излучения с энергией
>20кэВ. В «низком» состоянии спектр CygX-1 аппроксимируется степенным зако-
ном, а в высоком - тепловым спектром с эффективной температурой кТ - 1-2 кэВ
(или содержащим обе - тепловую и нетепловую - компоненты).
Природа спектра источника, находящегося в низком состоянии, определяется
процессом «комптонизации» мягких фотонов, попадающих в горячее, оптически
тонкое электронное облако около компактного объекта. Наклон спектра определяется
отношением энергии, заключенной в электронах, и потока мягкого излучения, при-
ходящего в область комптонизации: чем ниже отношение, тем более пологим ока-
зывается спектр.
Отражение излучения, возникшего в результате комптонизации, от нейтрального
или частично ионизованного вещества, например, от оптически толстого аккреци-
онного диска, приводит к появлению характерных особенностей в спектрах рентге-
новских двойных. Основными признаками излучения, отраженного от холодного
нейтрального вещества, являются хорошо известная Ка-линия железа с энергией
6,4 кэВ, К-граница на 7,1 кэВ и широкий горб при более высоких энергиях
-20-30 кэВ. На точную форму этих спектральных особенностей влияют ионизация
вещества, гравитационные эффекты и внутреннее движение в отражающей среде.
Амплитуда особенностей определяется, прежде всего, ионизацией и углом, под кото-
рым «отражатель» виден из источника падающих фотонов.
Следует отметить, что пока не удалось наблюдать орбитальную периодичность
типа затмений непосредственно в жестком излучении ни одного из источников -
кандидатов в черные дыры. Однако для некоторых из них получены указания на
наличие периодических процессов в жестком рентгеновском излучении, которые,
хотя и не являются затмениями, по-видимому связаны с орбитальным движением
компонентов двойной системы. Так, по крайней мере, три периодических процесса
суточного диапазона периодов, обнаруженные в жестком излучении источников
галактического центра в ходе эксперимента на космической станции «Прогноз-9»,
идентифицированы с двойными системами - кандидатами в черные дыры: 152 ч
(Н1705-25, или Новая Змееносца 1977 г.), 62 ч (GRO J 1655-40, или Новая Скорпиона
1994 г.), 13,3 ч (4U1543-47) (Кудрявцев и др., 1998).
1.4.6.2. Микроквазары
Среди рентгеновских двойных - кандидатов в черные дыры в последнее время
большой интерес исследователей привлекают так называемые «микроквазары».
«Микроквазар» - это объект, для которого характерны наблюдающиеся в радиодиа-
пазоне джеты, т. е. выбросы плазмы, движущейся в противоположные стороны с ре-
лятивистскими скоростями (у/с- 0,9). На сегодняшний день в нашей Галактике
известно 8 подобных объектов. Принято считать, что два из них (SS433, LS5039) со-
148
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
держат нейтронную звезду, а по крайней мере 6 являются кандидатами в черные ды-
ры (GRO J 1655-40, GRS1915+105, GRS1758-258, 1Е1740.7-2942, ХТЕ J 1550-564)
типа рентгеновских новых (Zhang et al., 1994; Belloni et al., 2000; Miller et al., 2001;
Mirabel et al., 1992; in't Zand et al., 1999). Помимо релятивистских струй - джетов,
в некоторых источниках (1Е1740.7-2942) наблюдаются протяженные области излу-
чения, размер которых существенно больше «стандартного» аккреционного диска
(Cui et al., 2001). Для ряда систем (ХТЕ J 1550-564, SAX J 1819.3-2525, GRO J 1655-40)
получены оценки функции масс, позволяющие сделать более определенный вывод в
пользу коллапсара с массой, превышающей предел Оппенгеймера-Волкова (Orosz
and Bailyn, 1997; Orosz et al., 2001a; Orosz et al., 20016).
Большой интерес представляет изучение активности в жестком излучении рентге-
новской двойной GROJ 1655-40, которая известна также как новая Скорпиона
1994 г. (Hjellming and Rupen, 1995; Tavanietal., 1996). Это, пожалуй, единственный
объект среди кандидатов в черные дыры, для которого удалось наблюдать орбиталь-
ную периодичность в диапазоне как мягкого, так и жесткого рентгеновского излуче-
ния. По-видимому, впервые активность этого объекта в жестком излучении, впослед-
ствии ставшего известным как рентгеновская новая XN Sco 1994 (Harmon et al., 1995;
Zhang et al., 1996), наблюдалась в эксперименте на станции «Прогноз-9» в 1983 г., в
ходе которого было обнаружено, что среди новых периодических процессов суточно-
го диапазона, открытых в этом эксперименте, 62-часовой период связан с рентгенов-
ской новой Скорпиона 1994 г. (GRO J 1655-40) (Кудрявцев и др., 1998). Этот перио-
дический процесс также удалось наблюдать в ходе эксперимента ГРИФ,
проводившегося в 1995-1997 гг. на орбитальной космической станции (ОКС) «Мир»
(Кудрявцев и др., 2001). Наибольшая активность этого источника в жестком диапазо-
не энергий, согласно данным космической обсерватории CGRO, имела место в июле
1994 - августе 1995 гг. (Kroeger et al., 1996; Zhang et al., 1997).
Следует отметить, что микроквазары могут проявлять свойства, не всегда укла-
дывающиеся в типичную картину поведения рентгеновских двойных - кандидатов
в черные дыры. Это относится, в частности, к источнику GRS1915+105 - первому
галактическому объекту, для которого были обнаружены релятивистские выбросы
вещества (джеты) (Mirabel and Rodrigues, 1994). Источник GRS 1915+105 был открыт
в эксперименте с прибором WATCH на космической обсерватории «Гранат» в 1992 г.
(Castro-Tirado et al., 1992). Предполагается, что он находится на расстоянии —12,5 кпк,
и, хотя из-за большого поглощения в межзвездной среде пока не удалось обнаружить
оптический компаньон (удалось идентифицировать GRS1915+105 только с объектом,
излучающим в инфракрасном диапазоне), что необходимо для более или менее на-
дежного определения параметров компонентов двойной системы, ввиду высокой
рентгеновской светимости и ряду других сходных признаков с источником
GRO J 1655-40 объект GRS1915+105 также рассматривается как кандидат в черные
дыры. Согласно данным наблюдений на обсерватории им. Росси, он может находить-
ся в трех состояниях, при этом все разнообразие временной переменности в рентге-
новском диапазоне может быть сведено к переходам (относительно быстрым) между
этими состояниями (Belloni et al., 2000). В то же время известно (см. выше), что стан-
дартная картина поведения двойных систем - кандидатов в черные дыры в жестком
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
149
излучении обычно укладывается в рамки переходов между двумя состояниями -
«жесткого» с относительно небольшой рентгеновской светимостью и «мягкого» - с
высокой рентгеновской светимостью.
К микроквазарам также относят источник GRS1758-258, который был открыт в
результате наблюдений с гамма-телескопом СИГМА на космической обсерватории
«Гранат» (Sunyaev et al., 1991). Он расположен в районе центра Галактики и по неко-
торым характеристикам похож на объект 1Е1740.7-2942, который также рассматри-
вается в качестве кандидата в черные дыры и микроквазары. Одной из отличитель-
ных черт этих объектов является исключительно жесткий спектр излучения,
простирающийся до энергий 300-500 кэВ. Именно благодаря такому спектру, напо-
минающему спектр двойной системы CygX-1 - одного из основных кандидатов в
черные дыры, источники 1Е1740.7-2942, GRS1758-258 также относят к этому классу
объектов, хотя прямых оценок функции масс для них не получено из-за трудностей
оптических наблюдений источников в центре Галактики.
1.4.7. Сверхмассивные черные дыры в ядрах активных галактик
1.4.7.1. Наблюдательные проявления активных галактических ядер
в жестком излучении
В жестком диапазоне электромагнитного спектра излучает большинство вне-
галактических объектов. Тепловое излучение горячего газа вблизи галактического
ядра и межгалактического газа является причиной светимости многих галактик и
скоплений галактик в диапазоне «мягкого рентгеновского излучения». Совместный
анализ наблюдений в оптическом, инфракрасном и радиодиапазонах внегалакти-
ческих рентгеновских (2-7 кэВ) источников, зарегистрированных с помощью косми-
ческого телескопа «Чандра», показал, что примерно 4% галактик, зарегистриро-
ванных на определенном уровне чувствительности, излучают в рентгеновском
диапазоне постоянно. Принимая во внимание возраст Вселенной (~Ю10лет), это оз-
начает, что средняя продолжительность процессов, обеспечивающих рентгеновскую
светимость, составляет порядка 500 миллионов лет. Очевидно, что при этом неко-
торые галактики могут быть активны в рентгеновском диапазоне в течение более
продолжительного времени, но тогда другие галактики должны быть неактивны в
жестком излучении вовсе (Barger et al., 2001).
Согласно наиболее распространенным представлениям, внегалактические объек-
ты, излучающие в жестком рентгеновском и гамма-диапазонах, т. е. блазары, ква-
зары, сейфертовы и радиогалактики, имеют одинаковую природу и представляют
собой объекты одного вида - так называемые активные галактические ядра (Active
Galactic Nuclei - AGN). Принято считать, что источником колоссальной светимос-
ти (~ 1047—1048 эрг/с) этих объектов, в том числе и в жестком диапазоне электро-
магнитного спектра, является аккреция вещества на сверхмассивную - с массой
~(106-109) Мс - черную дыру, расположенную в центре галактического ядра. При
этом вокруг «черной дыры» образуется вращающийся сверхмассивный аккрецион-
ный диск, вдоль оси вращения которого происходит высокоскоростное истечение
150
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
плазмы - образуются так называемые плазменные струи (plasma jet), приводящие к
образованию в окружающей материи ударных волн, с которыми связаны ускорение
частиц и генерация жесткого излучения. Такие джеты также ответственны за интен-
сивное радиоизлучение активных галактических ядер. Излучение джетов направлено,
поэтому активные в радиодиапазоне AGN с джетами, ориентированными под значи-
тельным углом относительно луча зрения, проявляются как радиогалактики с широ-
кой линией (Broad Line Radio Galaxies - BLRG). Наличие уширенных линий в спектре
свидетельствует о высокоэнергичных процессах, приводящих к истечению вещества
с большими скоростями. Помимо радиогалактик, уширенные линии характерны для
некоторых сейфертовых галактик и квазаров. Среди последних особый класс объ-
ектов составляют блазары, спектр излучения которых состоит из более мягкой синх-
ротронной части, находящейся в ультрафиолетовой или рентгеновской области, и
энергичного гамма-излучения. Рентгеновское и гамма-излучение блазаров также
сильно направлено и, по-видимому, происходит от релятивистских джетов. При этом
рентгеновское и гамма-излучение джетов столь сильно, что превосходит интенсив-
ность компоненты излучения, связанного с ядром галактики.
Принято считать, что наличие в спектре излучения активных галактических
ядер и квазаров тепловой компоненты, которая является доминирующей в диапа-
зоне от нескольких эВ до ~1 кэВ (так называемый большой голубой бамп, Big Blue
Bump - ВВВ), свидетельствует о том, что подпитка материей центральных сверх-
массивных черных дыр в подобных объектах идет через образование аккрецион-
ных дисков (Collin et al., 2001). Эта тепловая компонента более выражена в оптиче-
ском и ультрафиолетовом излучении квазаров, отличающихся большой светимостью,
чем сейфертовых галактик и квазаров малой светимости. В диапазоне мягкого рент-
геновского излучения спектр излучения AGN является продолжением теплового
спектра из ультрафиолетового диапазона и в степенном представлении характеризу-
ется показателем у~ 1,5. При энергиях свыше 1 кэВ он становится более жестким
(у ~ 0,7). Для большинства объектов спектр излучения при энергиях выше 1 кэВ
может быть представлен в виде суперпозиции степенного континуума с показате-
лем (у ~ 0,9) (обрезается при энергиях 100-200 кэВ), широкой эмиссионной осо-
бенности, связанной с Ка-линией слабоионизованного железа, и особенности типа
горба с максимумом при энергии ~30 кэВ (Nandra et al., 1997). При этом свети-
мость в оптическом и ультрафиолетовом диапазонах (ВВВ-светимость) либо выше,
либо, по крайней мере, одного порядка, чем светимость в жестком рентгенов-
ском излучении. При увеличении светимости спектр излучения обычно становится
более жестким.
Как известно, характерный временной масштаб переменности bt излучения связан
с размером г излучающей области:
г~1035/ЛГ', (1.4.8)
где г выражено в радиусах Шварцшильда 7?s; bt - в сутках; М - масса центральной
черной дыры в 107Л/с.
Накопленная к настоящему времени информация относительно переменности
излучения AGN довольно противоречива. Однако можно отметить несколько более
или менее хорошо установленных фактов относительно масштабов переменности в
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
151
разных энергетических диапазонах для некоторых классов объектов. В частности,
типичное время переменности в ультрафиолетовом диапазоне, которое может
достигать порядка величины, составляет несколько суток для сейфертовых галак-
тик и несколько месяцев для квазаров с высокой светимостью. В рентгеновском
диапазоне наблюдается более быстрая, по сравнению с ультрафиолетовым диапа-
зоном, переменность. Так, для некоторых AGN характерные времена переменности
рентгеновского излучения составляют часы и даже десятки минут. В результате
длительных наблюдений отдельных AGN, проведенных на космической обсерва-
тории EXOSAT, была обнаружена довольно сильная антикорреляция амплитуды
вариаций и полной рентгеновской светимости (Lawrence and Papadakis, 1993).
В дальнейшем этот результат был подтвержден и наблюдениями на спутнике ASCA
(Nandra et al., 1997).
Отсутствие в спектре жесткого излучения линии электрон-позитронной анни-
гиляции и обрезание спектра при энергиях порядка 100 кэВ являются сильным аргу-
ментом в пользу того, что основной механизм светимости AGN имеет тепловой
характер, причем излучение связано с электронами, имеющими среднюю темпера-
туру ~50 кэВ. Именно обратным комптоновским рассеянием ультрафиолетовых фо-
тонов из ВВВ-области спектра на горячих электронах объясняют степенной характер
спектра жесткого излучения. Спектральные особенности - типа горба при энергиях
~30 кэВ и линию железа - связывают с комптоновским отражением от оптически
толстого слоя холодной (т. е. не сильно ионизованной) материи, температура кото-
рой в случае преобладания радиационных механизмов ионизации менее одного
миллиона градусов. Считается, что именно эта материя обуславливает излучение в
ВВВ-области спектра (Collin et al., 2001).
Таким образом, рассмотренные выше наблюдательные факты говорят о том, что в
AGN существует очень горячая относительно компактная область, излучающая в
рентгеновском диапазоне, и более протяженная холодная область, которая обеспечи-
вает светимость в оптическом и ультрафиолетовом диапазонах. Принято считать, что
в AGN формируются аккреционные диски. В качестве свидетельств в пользу этого
рассматривают необходимость подпитки центральной черной дыры необходимым
количеством материи (чтобы обеспечить наблюдаемую светимость), а также указа-
ния на анизотропию: коллимированные струи, разлет газа в ограниченных конусах
и т. п. Последнее свидетельствует о том, что аккрецирующая материя обладает угло-
вым моментом и, значит, должна формировать аккреционный диск. Основной про-
блемой моделирования аккреционного диска является необходимость объяснения
переноса углового момента «наружу», для чего требуется перенос массы «внутрь».
Более или менее полная модель основана на принципе «турбулентной вязкости» в
соответствии с так называемым «^предписанием» Шакуры и Сюняева (Shakura and
Sunyaev, 1973), согласно которому обусловленное вязкостью напряжение равно пол-
ному давлению газа и излучения, умноженному на фактор а, величиной порядка 1.
Это эквивалентно следующему соотношению:
Vrad = acji IR, (1-4.9)
где Vrad - радиальная скорость, cs - скорость звука; Н - толщина диска; R - радиус
диска.
152
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
На основе совместных инфракрасных, оптических и рентгеновских наблюдений
внегалактических объектов, излучающих в жестком диапазоне, были сделаны оценки
скорости аккреции вещества в AGN на сверхмассивную черную дыру. Значения М
изменяются от ~0,01А/с/год для AGN, находящихся на расстояниях, характеризуемых
красным смещением z < 0,05, до ~10Л/с/год для z > 1 (Barger et al., 2001).
1.4.7.2. Активные галактические ядра, излучающие гамма-кванты
высоких энергий
Отдельной проблемой можно считать экспериментальное и теоретическое иссле-
дование энергичного излучения блазаров - источников, в которых рождается наибо-
лее жесткое гамма-излучение, спектр которого доходит до ТэВ-ой области энергий.
Следует отметить, что AGN, регистрируемые в диапазоне энергий ГэВ - ТэВ, излу-
чают основную, если не большую, долю энергии именно в виде гамма-квантов. По-
этому наблюдение AGN в гамма-диапазоне высоких и очень высоких энергий дает
информацию об основных процессах генерации и преобразования энергии в подоб-
ных объектах. К блазарам относят собственно лацертиды (Bl Laceratae) - внегалак-
тические объекты с относительно слабыми оптическими эмиссионными линиями, и
радиоквазары с жесткими (плоскими) спектрами, так называемые flat-spectrum radio
quasar (FSRQ) - объекты более яркие по сравнению с лацертидами в оптическом
диапазоне, они характеризуются сильными линиями эмиссии. Спектр излучения бла-
заров состоит из более мягкой синхротронной части, находящейся в ультрафиолето-
вой или рентгеновской области, и из энергичного гамма-излучения. В широком диа-
пазоне длин волн - от радио- до ультрафиолетового и рентгеновского - основной
вклад в светимость блазаров дает узконаправленное синхротронное излучение, воз-
никающее, как было отмечено выше, в релятивистских джетах, ориентированных
вдоль или близко к направлению на наблюдателя. Релятивистское сужение луча при-
водит к сильному увеличению наблюдаемой светимости и редукции временной шка-
лы наблюдаемой переменности. Оно также может объяснять часто наблюдающееся
«сверхсветовое» движение этих источников.
В объектах типа FSRQ максимум спектра синхротронного излучения джетов при-
ходится на ультрафиолетовый диапазон, а высокоэнергичная часть спектра - в об-
ласть ГэВ-ных энергий. Лацертиды характеризуются более жесткими спектрами, с
синхротронным максимумом в рентгеновской области и с энергичным излучением
вплоть до десятков ТэВ (Pohl, 2001). В зависимости от положения максимума интен-
сивности синхротронного излучения лацертиды разделяют на источники с максиму-
мом в области относительно низких частот (LBL) и, соответственно, с максимумом в
области высоких частот (HBL). В последнее время подобное разделение распростра-
нили на все типы блазаров, т. е. и на FSRQ. При этом имеются указания на то, что
разделение блазаров на LBL и HBL является в значительной мере условным, по-
скольку были обнаружены «промежуточные» блазары, у которых максимум синхро-
тронного излучения приходится на частоты, лежащие между типичными для LBL и
HBL значениями. Таким образом, возможно, имеет место широкое распределение
пиковой энергии синхротронных фотонов - от далекого инфракрасного до рент-
геновского диапазонов.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
153
Для наблюдаемого распределения интенсивности излучения блазаров по энергиям
имеет место любопытная тенденция, заключающаяся в том, что для блазаров с боль-
шей светимостью характерны спектры, синхротронный и «обратный комптоновский»
максимумы которых сдвинуты в область меньших энергий по сравнению со спектра-
ми менее ярких блазаров (Padovani and Urry, 2001). Механизм высокоэнергичного
излучения блазаров, как и природа излучающих частиц, остаются до настоящего вре-
мени предметом дискуссий, однако вплоть до последнего времени в качестве основ-
ной модели генерации высокоэнергичного излучения в релятивистских джетах рас-
сматривалась так называемая модель синхротронной салюкомптонизсщии, согласно
которой энергичные фотоны образуются в результате обратного комптоновского рас-
сеяния энергичных электронов на собственном синхротронном излучении (Konigl,
1981; Marsher and Gear, 1985; Ghisellini and Marashi, 1989). Однако в ходе наблю-
дений в эксперименте EGRET CGRO было обнаружено довольно много квазаров,
потоки гамма-излучения которых в период высокой активности более чем в десятки
раз превышали интенсивность синхротронного излучения (Fossati et al., 1998). Это
заставило искать другие механизмы генерации высокоэнергичного излучения блаза-
ров. Так, рассматривают обратное комптоновское рассеяние на мягких фотонах, ис-
точниками которых могут быть: непосредственно излучение аккреционного диска
(Dermer and Chiang, 1998), область образования широких линий эмиссии (Sikora et al.,
1996), излучение в газе, окружающем джет (Blandford and Levinson, 1995), синхро-
тронное излучение джета, переизлученное в окружающем газе (Ghisellini and Madau,
1996). Также обсуждается так называемая адронная модель, согласно которой гамма-
кванты генерируются посредством синхротронного механизма электронами, энергии
которых много выше тех, которые ускоряются непосредственно в джете. Эти элек-
троны могут инжектироваться вследствие адронных процессов и сопровождаются
электронно-фотонными каскадами. В адронных моделях рассматриваются в качестве
первичных реакций столкновения ультрарелятивистских протонов либо с мягкими
фотонами (Mannheim and Bierman, 1992), либо с окружающими холодными протона-
ми (Bednarek, 1993).
Если яркий объект типа AGN обладает мощным релятивистским джетом, то он
будет проявляться как интенсивный радиоисточник - так называемый радио-громкий
квазар типа FSRQ. В случае, если джет направлен на наблюдателя, такой объект по
своим наблюдательным свойствам классифицируется как оптически сильно пере-
менный и высокополяризованный квазар. Если он наблюдается под промежуточными
углами к направлению распространения джета, то такой объект проявляется как
квазар с радиолобами. Если же объект виден под большими углами по отношению к
направлению джета, то он будет рассматриваться как радиогалактика Фанарова-
Райли (ФР) 2-го типа с крупномасштабной радиоморфологией (подсвеченные на кра-
ях лобы с горячими точками) (Ghisellini et al., 1993; Urry and Padovani, 1995). Мало-
интенсивные, но радио-громкие активные галактические ядра часто сопровождаются
мощными джетами. Объекты, в которых джеты ориентированы в сторону от линии
наблюдателя, выглядят в большинстве случаев как радиогалактики ФР 1-го типа с
радиоморфологией, характеризуемой протяженными радиоструктурами с затенен-
ными краями. Радиоагалактики ФР 1-го типа, вероятно, образуют «родительскую»
154
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
популяцию для объектов типа Bl Lac (лацертидов) (Ghisellini et al., 1993; Urry and
Padovani, 1995), в которых аналогично FSRQ квазарам джеты направлены под ма-
лыми углами относительно линии наблюдателя. Как было отмечено выше, лацертиды
вместе с FSRQ квазарами образуют популяцию активных галактических ядер типа
блазаров.
По некоторым характеристикам прослеживается явная связь блазаров с радиога-
лактиками и квазарами с относительно крутыми («мягкими») спектрами. Мощность
радиоизлучения и силы эмиссионных линий монотонно возрастают при переходе от
лацертидов к квазарам. В то же время мощность радиоизлучения и оптическая све-
тимость «родительской популяции» блазаров - радиогалактик Фанарова-Райли 1 -го
и 2-го типа - перекрываются так же, как и характеристики разных типов блазаров.
Хозяйские галактики блазаров относятся к классу гигантских эллиптических галак-
тик, характеризуемых однородной светимостью независимо от мощности излучения
внутренней области (ядра). По своим морфологическим свойствам, светимости, раз-
мерам они близки к хозяйским галактикам объектов ФР 1-го и 2-го типа или же яр-
ким эллиптическим галактикам без центрального радиоисточника (Padovani and Urry,
2001). Идея унификации блазаров и радиогалактик, согласно которой они относятся к
одной популяции источников, подтверждается данными последних обзорных наблю-
дений в радиодиапазоне, которые на определенном уровне чувствительности дают
именно то количество радиоисточников типа лацертидов, которое в рамках модели
«биминга» (т. е. узкой диаграммы направленности жесткого излучения активного
галактического ядра) соответствует наблюдаемому числу радиогалактик ФР 1 -го ти-
па, а количество радиоквазаров типа FSRQ - числу радиогалактик ФР 2-го типа.
«Унификационные» идеи в принципе могут быть отнесены и к случаям низкой
мощности радиоизлучения или режимам «радио-молчания». Новые, более глубокие
обзорные наблюдения в радиодиапазоне показали, что распределение внегалакти-
ческих радиоисточников по отношению потоков в радио- и оптическом диапазонах
является унимодальным. Таким образом, все типы активных галактических ядер мо-
гут характеризоваться близким механизмом энерговыделения в центральной области,
обеспечивающим релятивистские джеты, излучающие в радиодиапазоне, которые в
большинстве случаев приводят к формированию ярких радиоисточников.
Физика джетов остается пока неясной. Очевидно, что джеты несут значительную
кинетическую энергию, достаточную для формирования протяженных радиолобов.
Каким образом эта энергия конвертируется в излучение, пока полностью не ясно,
однако это может быть относительно малоэффективный процесс, в который могут
быть вовлечены внутренние ударные волны (типа тех, что рассматриваются в моде-
лях гамма-всплесков (Narayan et al., 1992)). Существенно менее ясно, как энергия
экстрактируется из черной дыры и переносится в зону излучения. В этом плане внут-
ренние области джетов радиоисточников могут различаться. Большинство кинетиче-
ской энергии, вероятно, уносится протонами. Если они являются носителями энергии
вместо электронов, тогда должно существовать большое количество электронов, ми-
нимальная энергия которых соответствует Лоренц-фактору ~1. Объемное релятиви-
стское истечение в джете позволяет этим электронам обеспечить комптонизацию
оптических и ультрафиолетовых фотонов в рентгеновские. В этом случае в спектре
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
155
должен наблюдаться так называемый комптоновский горб. Недавние интерпретации
мягких рентгеновских спектров подтвердили возможность существования такой осо-
бенности. С другой стороны, электрон-позитронные джеты, которые легче замедлить
до почти полной остановки, возможно, в большей степени соответствуют относи-
тельно медленным джетам, наблюдавшимся в ТэВ-ных блазарах (Padovani and Urry,
2001). Так или иначе, протоны вносят определяющий вклад в кинетическую энергию,
хотя электрон-позитронные пары также могут присутствовать, поскольку они легко
образуются в результате протон-протонных соударений, каскадов, индуцированных
протонами, и у-у-столкновений в отличающейся высокой плотностью энергии среде
джета.
Радиоквазары с жесткими спектрами (FSRQ) подразделяют на объекты с относи-
тельно круто падающими «мягкими» спектрами (так называемые МэВ-ные блазары,
см. рис. 1.4.6а) и объекты с плоскими «жесткими» спектрами (ГэВ-ные блазары,
см. рис. 1.4.66). Для этих внегалактических источников характерны вариации пото-
ков жесткого (рентгеновского и гамма-) излучения, проявляющиеся, в том числе в
виде интенсивных возрастаний (вспышек) с характерными временами менее суток.
При этом рассматривается двухступенчатый механизм ускорения образующихся в
релятивистских джетах электронов, на которых происходит обратное комптоновское
рассеяние: при малых энергиях - через нестабильности, связанные с ионами, отра-
женными ударными волнами, которые формируются при столкновении плазменных
неоднородностей, а при высоких энергиях - посредством резонансного рассеяния на
альвеновских волнах (Blazejowski et al., 2001). Большинство блазаров, наблюдавших-
ся в эксперименте EGRET на обсерватории CGRO в энергетическом диапазоне от
Рис. 1.4.6. Спектры в широком диапазоне типичного «ГэВ-ного» (а) и «МэВ-ного» (б)
блазаров. Выделены вклады различных компонентов: 1 - синхротронное излучение;
2 - ультрафиолетовый «горб»; 3 - «синхротронная самокомптонизация»; 4 - обратное
комптоновское рассеяние инфракрасных фотонов; 5 - обратное комптоновское рассеяние
излучения широких эмиссионных линий. Прерывистыми вертикальными линиями
отмечены границы рентгеновского диапазона (2-10 кэВ) и диапазона гамма-квантов
высоких энергий (30 МэВ - 3 ГэВ) (Blazejowski et al., 2001)
156
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
100 МэВ до 10 ГэВ (всего около 70), относятся к классу FSRQ. В то же время, как
было отмечено выше, изображающие атмосферные черенковские телескопы зареги-
стрировали несколько блазаров в диапазоне энергий около нескольких ТэВ, боль-
шинство из которых являются лацертидами. Последние, как известно, характеризу-
ются относительно малой долей теплового излучения в оптическом диапазоне, что
может быть связано с менее плотным полем окружающих источник излучения мало-
энергичных (мягких) фотонов по сравнению с FSRQ. Это подразумевает, что в ла-
цертидах менее эффективно внутреннее поглощение за счет образования электрон-
позитронных пар, также как и обратное комптоновское рассеяние мягких фотонов по
сравнению с обратным комптоновским рассеянием синхротронных фотонов, об-
разующихся в джетах (синхротронная самокомптонизация). В то же время в излу-
чении FSRQ, как было отмечено выше, существенную роль могут играть именно мяг-
кие фотоны, образующиеся, в частности, в пылевом торе, который, возможно, суще-
ствует вокруг галактического ядра (Donea and Protheroe, 2001). Очень мало известно
о природе частиц, ответственных за излучение джетов AGN. В частности, дискусси-
руется вопрос о том, являются электроны, дающие синхротронное излучение, «пер-
вичными» частицами, или же они вторичные частицы, возникающие в неупругих
столкновениях высокоэнергичных нуклонов? В последнем случае одновременно с
гамма-квантами должны генерироваться и нейтрино (Schuster et al., 2001).
До недавнего времени исследования гамма-излучения лацертидов в области
высоких и очень высоких энергий были затруднены, в то время как представители
класса FSRQ, в частности, ЗС279 - классические радиоисточники, в жесткой области
энергий были детально изучены приборами типа EGRET. Однако с реализацией че-
ренковского эксперимента HEGRA, работающего в диапазоне 500 ГэВ - 10 ТэВ, на-
блюдения высокоэнергичного гамма-излучения лацертидов, проводимые параллель-
но с рентгеновскими наблюдениями на спутниках RXTE, ASCA, BeppoSAX и др.,
начали давать свои результаты. До сих пор не удалось зарегистрировать гамма-
кванты в ТэВ-ном диапазоне энергий от радиогалактик и квазаров, относящихся к
классу FSRQ (Pohl, 2001). Наиболее известные объекты типа лацертидов, которые
наблюдаются в гамма-диапазоне высоких и очень высоких энергий, - Mkn421 и
Мкп 501. Оба источника настолько яркие, что имеется возможность детального изу-
чения их гамма-спектров. Время от времени появляются сообщения о регистрации
черенковскоми установками и других источников типа лацертидов, однако, как пра-
вило, все эти сообщения впоследствии не подтверждаются.
Недавно объект BL Lac 1426+428 был зарегистрирован установкой WHIPPLE, а
затем его регистрация была подтверждена в экспериментах HEGRA и CAT. Этот ис-
точник особенно интересен, благодаря величине красного смещения z = 0,129, кото-
рая почти в 4 раза больше, чем для Мкп 421 и Мкп 501, что позволяет исследовать
эффект поглощения гамма-квантов за счет рождения пар при у-у взаимодействии с
инфракрасным фоновым излучением:
у + у -> е+ + е”.
Электроны, образующиеся в результате такого процесса, будут ультрарелятиви-
стскими и будут сами испускать гамма-кванты несколько меньших энергий по срав-
нению с первичными гамма-квантами, породившими электрон-позитронную пару.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
157
Вторичные гамма-кванты будут испускаться под небольшим углом относительно
первичных, даже если электрон существенно не отклонялся магнитными полями.
В плане наблюдения потока гамма-излучения от точечного источника это выглядит
как поглощение, при котором энергия гамма-квантов преобразуется в энергию диф-
фузного излучения. При изотропном распределении мягких фотонов мишени ско-
рость образования пар максимальна при энергии, в несколько раз превосходящей
пороговое значение - Q,25mQ2c\ и быстро падает при больших энергиях взаи-
модействия. Фотоны мишени, ответственные за поглощение гамма-квантов с энер-
гиями около ТэВ, относятся как раз к инфракрасному диапазону.
1.4.8. Метагалактический диффузный фон
Метагалактическое диффузное излучение характеризуется полной изотропией.
Поскольку Вселенная прозрачна для гамма-квантов с энергиями вплоть до 1014эВ
(гамма-кванты больших энергий могут поглощаться за счет у-у-рассеяния на релик-
товых фотонах с образованием электрон-позитронных пар), можно предположить,
что метагалактическое излучение связано с объектами и процессами, находящими-
ся на очень далеких, космологических расстояниях. Спектр метагалактического диф-
фузного излучения в широком интервале энергий изображен на рис. 1.4.7. В диапа-
зоне от долей кэВ до нескольких сотен кэВ он имеет тепловой характер - может быть
Рис. 1.4.7. Широкий спектр диффузного внегалактического
излучения от рентгеновского до гамма-диапазона по данным
различных экспериментов. Кривые линии представляют
теоретические оценки вкладов: 1 - сейфертовых галактик 1-го типа;
2 - П-го типа; 3 - квазаров; 4 - сверхновых 1-го типа; 5 - блазаров
для степенного спектра с показателем -1,7 при энергиях ниже 4 МэВ
и -2,15 при более высоких энергиях. Утолщенная сплошная линия
соответствует сумме всех вкладов (Pohl, 2001)
158
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
аппроксимирован зависимостью (1.4.2) с параметром £Т=40кэВ. Как видно из
рис. 1.4.7, в диапазоне от сотен кэВ до ~10 МэВ имеется довольно значительный раз-
брос данных различных экспериментов, пока нельзя сделать окончательного вывода
о форме спектра в этом интервале энергий. При энергиях свыше 30 МэВ, согласно
измерениям, поведенным с помощью прибора EGRET на обсерватории CGRO,
спектр имеет нетепловой вид и может быть представлен степенной зависимостью
с показателем степени у = -2,1. При этом интегральная интенсивность метага-
лактического диффузного излучения при энергиях выше 100 МэВ составляет
-1,24-10"5 фотон-см~2-с_1-ср_1.
Существует две группы моделей, пытающихся объяснить происхождение мета-
галактического фонового излучения. В некоторых моделях оно рассматривается как
истинно диффузное, и его происхождение связывают с процессами на ранних стади-
ях эволюции Вселенной. В частности, во многих космологических сценариях предпо-
лагается барионная симметрия, т. е. примерное равенство числа частиц и античастиц,
образовавшихся после Большого взрыва. В этом случае диффузное гамма-излучение
может возникнуть в результате аннигиляции первичных частиц и античастиц. Рас-
сматриваются и более экзотические модели, в которых образование диффузного гам-
ма-излучения связывают, например, с испарением реликтовых черных дыр, кол-
лапсом сверхмассивных черных дыр, находящихся на космологических расстоя-
ниях, характеризуемых z - 100, распадом гипотетических частиц и т. п.
Однако ни одна из этих моделей не позволяет получить спектр гамма-квантов,
адекватно отражающий наблюдательные данные. Поэтому большинство исследо-
вателей склоняются в пользу альтернативной модели, в рамках которой метагалак-
тический диффузный гамма-фон рассматривается как совокупное излучение боль-
шого числа неразрешенных дискретных источников, находящихся на больших
расстояниях. Основной вклад в фоновое излучение могут давать активные галак-
тические ядра типа блазаров, которые, как было отмечено выше, характеризуются
жесткими спектрами излучения, причем измерения с помощью прибора EGRET
показали, что типичный спектр такого объекта в области энергий выше 30 МэВ
имеет наклон, близкий к 2,1, т. е. наклону спектра метагалактического диффузного
фона. В то же время, чтобы корректно получить средний спектр по всем источ-
никам, которые могут находиться на расстояниях, характеризуемых разными зна-
чениями космологического параметра z, необходимо учесть возможную эволюцию
светимости. Наблюдения в гамма-диапазоне пока не дают достаточной инфор-
мации для того, чтобы сделать определенные выводы о виде функции, характе-
ризующей эволюцию светимости. Суммарный спектр излучения активных галак-
тических ядер, построенный с учетом эволюции светимости, определенной на ос-
нове данных наблюдений квазаров в радиодиапазоне, а также с учетом того, что
для объектов, находящихся на расстояниях z > 5, Вселенная становится непроз-
рачной для гамма-излучения из-за эффекта фоторождения электрон-позитронных
пар на реликтовых фотонах, дает интенсивность метагалактического гамма-излу-
чения во всем диапазоне энергий меньше наблюдаемой. Таким образом, можно сде-
лать вывод, что до сих пор природа метагалактического диффузного излучения ос-
тается неизвестной.
ГЛАВА 1.4 КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ 159
1.4.9. Космические гамма-всплески
1.4.9.1. Морфологические и статистические характеристики
Гамма-всплески были открыты в конце шестидесятых годов в экспериментах на
спутниках VELA (Klebesadel et al., 1973), предназначенных для контроля за ядерны-
ми взрывами в верхней атмосфере. Гамма-всплески проявляются как спорадические
(при наблюдении всего неба с частотой в среднем 2 события в сутки) возрастания
потока жесткого рентгеновского и гамма-излучения. Поскольку в ходе наблюдений
на спутниках VELA измерения велись именно в гамма-диапазоне (0,1-1,0 МэВ), за
этим явлением закрепился термин «гамма-всплески». В последующие годы гамма-
всплески интенсивно изучались на различных космических аппаратах, в том числе
ISEE-3, IMP, HELIOS-2, PVO, WIND, CGRO, Beppo SAX, а также на отечественных
спутниках серий «Космос», «Прогноз», межпланетных станциях «Венера», «Фобос»,
космической обсерватории «Гранат». В ходе этих экспериментов о гамма-всплесках
был накоплен обширный наблюдательный материал. Тем не менее вплоть до по-
следнего времени гамма-всплески оставались одним из самых загадочных явлений
современной астрофизики.
Гамма-всплески отличаются большим разнообразием временных структур. Их
длительность лежит в интервале от сотых долей секунды до десятков секунд
(Fishman et al., 1994). Более продолжительные всплески могут иметь довольно слож-
ную структуру - состоять из последовательности отдельных импульсов, которые, в
свою очередь, также имеют структуру (Mazets et al., 1981). Для некоторых гамма-
всплесков была обнаружена очень быстрая переменность: характерное время из-
менения потока достигало сотен (Митрофанов и др., 1984) и даже десятков милли-
секунд (Atteia et al., 1991).
Спектры гамма-всплесков имеют падающий характер (Cline and Desai, 1975;
Kane and Share, 1977; Teegarden and Cline, 1980). В диапазоне энергий от десятков
до сотен кэВ дифференциальные энергетические спектры большинства гамма-
всплесков могут быть аппроксимированы двухпараметрической аналитической за-
висимостью типа спектра теплового излучения оптически тонкой горячей плазмы
(1.4.2) (Мазец и др., 1983). Для аппроксимации спектров космических гамма-
всплесков в широком диапазоне энергий (от десятков кэВ до нескольких МэВ)
часто используют универсальную комбинацию экспоненциальной и степенной
функций (модель Band et al., 1993):
^__^^{Е/Ео) exp(-£/£j), £ < (y-cc)^, (14 10)
dE [Jq(E/EqY\ E>^-ti)Ex.
Типичные значения спектрального параметра Е\ лежат в диапазоне 100-300 кэВ.
Для многих гамма-всплесков отмечалась быстрая спектральная переменность - зна-
чения параметра Е\ изменялись по мере развития всплеска в несколько раз. Было за-
регистрировано несколько всплесков, во время которых наблюдалось достаточно
интенсивное рентгеновское излучение в диапазоне энергий 3-10 кэВ (Larosetal.,
1984). Были также обнаружены всплески, в спектре излучения которых прослежи-
валась нетепловая компонента, которая простирается вплоть до энергий ~9 МэВ
160
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
(Matz et al., 1985). В ходе наблюдений на космической обсерватории CGRO были
зарегистрированы очень жесткие гамма-всплески, спектры которых прослеживались
до энергий -200 МэВ и более (Schneid et al., 1992).
Наряду с морфологическими характеристиками отдельных событий рассматри-
ваются статистические распределения гамма-всплесков: по длительности, по пара-
меру, характеризующему спектральную жесткость, распределения источников по
небу, распределения по наблюдаемым потокам или флюенсам (logA-logS). К концу
1980-х гг. наилучшие результаты по статистике гамма-всплесков были получены в
экспериментах с аппаратурой типа КОНУС на АМС «Венера 11-14» (Mazets and
Golenetskii, 1981) (впоследствии аппаратура этого типа работала также на космиче-
ской обсерватории «Гранат» и в настоящее время работает на станции WIND.
На сегодняшний день наиболее богатая статистика по космическим гамма-
всплескам накоплена в эксперименте на космической обсерватории CGRO, которая
была запущена на орбиту в 1991 г. и функционировала до 2000 г. В составе научной
аппаратуры на этой обсерватории работал прибор BATSE (Burst and Transient
Experiment), специально предназначенный для изучения гамма-всплесков. В этом
эксперименте все небо обозревалось системой ненаправленных сцинтилляционных
детекторов с разнесенными в пространстве осями. Поскольку темп счета в каждом
детекторе зависит от угла прихода регистрируемых фотонов относительно оси детек-
тора, локализация источников всплесков осуществлялась путем сравнения показаний
разных детекторов (для наиболее сильных всплесков при этом достигалась погреш-
ность локализации источника -1,5°). Главной особенностью данного эксперимента
было использование детекторов большой площади (всего 8 детекторов, каждый пло-
щадью -103 см2). Эффективная площадь всего прибора составила ~104 см2, что обес-
печило очень высокую чувствительность к регистрации всплесков (порог по флюен-
сам составил -1(Г7 эрг/см2). Также как и в случае эксперимента КОНУС, в аппара-
туре BATSE был заложен триггерный принцип регистрации всплеска. Но для того
чтобы максимально избежать временной селекции, осуществлялся одновременный
отбор событий в энергетическом диапазоне 50-300 кэВ на разных временных мас-
штабах усреднения: 0,064, 1,024 и 32,768 с. За время работы прибора был собран
уникальный материал по статистике гамма-всплесков (Fishman et al., 1994): всего
было зарегистрировано более 2265 событий (наиболее полно представлены в 5-м
каталоге BATSE), включая нетриггерные события, которые составляют 33% от коли-
чества «триггерных» гамма-всплесков (Kommers et al., 2000).
Согласно (Kommers et al., 2000), распределения по наблюдаемым пиковым интен-
сивностям р, построенные по результатам эксперимента BATSE, противоречат одно-
родному пространственному распределению источников с одинаковой светимостью.
Эти распределения указывают на то, что имеет место дефицит слабых событий по
-3/2
сравнению с зависимостью р , которая должна выполняться для пространственно-
однородных популяций (см. рис. 1.4.8).
Основной итог эксперимента с аппаратурой BATSE заключается в том, что и на
новом, более высоком уровне чувствительности не было найдено никаких указа-
ний на концентрацию источников гамма-всплесков к галактической плоскости и
центру Галактики, вообще не было обнаружено никаких свидетельств тому, что
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
161
источники гамма-всплесков образуют ка-
кие-либо крупномасштабные структуры
на небе. Не выявляется также каких-либо
структур, связанных с известными ассо-
циациями астрофизических объектов типа
соседних звездных скоплений, шаровых
скоплений, Магеллановых облаков, га-
лактики М31 (туманность Андромеды),
местного сверхскопления (Дева А) и т. п.
(Meegan et al., 1992). Таким образом, фак-
тически был подтвержден результат экс-
перимента КОНУС, заключающийся в
том, что источники гамма-всплесков рас-
пределены по небу изотропно. Получен-
ное в эксперименте BATSE распределе-
ние источников гамма-всплесков по небу
изображено на рис. 1.4.9.
Совокупность статистических характе-
ристик космических гамма-всплесков, оп-
ределяющих пространственное и угловое
Рис. 1.4.8. Интегральное распределение
нетриггерных всплесков,
зарегистрированных в эксперименте
BATSE по пиковым интенсивностям
(утолщенная сплошная линия). Другие
линии показывают результаты расчетов
в рамках различных космологических
моделей (Kommers et al., 2000)
распределения их источников, свидетельствует о том, что популяция гамма-
всплесков ограничена в пространстве, если предполагать приблизительно одина-
ковую светимость в источнике («стандартная свеча»), что естественно для большин-
ства астрофизических объектов. Единственные известные объекты, популяции кото-
рых ограничены в пространстве, - это объекты, принадлежащие нашей Галактике,
однако, как было отмечено выше, не имеется каких-либо свидетельств в пользу того,
что источники гамма-всплесков концентрируются к плоскости галактического эква-
тора и центру Галактики. Таким образом, указанные наблюдательные данные можно
согласовать, либо предположив наличие в нашей Галактике особой сферической
популяции объектов (галактическое гало), либо допустив, что ограниченность попу-
ляции источников гамма-всплесков в пространстве связана с ограниченностью самой
Вселенной, т. е. в этом случае источники гамма-всплесков должны находиться на
очень далеких, так называемых космологических расстояниях. Анализ только угло-
Рис. 1.4.9. Распределение источников гамма-
всплесков в галактических координатах
(Meegan et al., 1992)
вого и пространственного распределе-
ний источников, вообще говоря, не по-
зволяет сделать однозначного вывода в
пользу космологической модели или
модели галактического гало. Однако в
ходе эксперимента BATSE CGRO были
получены дополнительные свидетель-
ства в пользу именно космологической
природы гамма-всплесков, основанные
на анализе их временных характеристик.
Если справедливо предположение о том,
162
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
что гамма-всплески имеют космологическую природу, временные характеристики
ярких и тусклых событий не должны быть одинаковыми. Действительно, за счет
эффектов, приводящих к космологическому красному смещению линий z в спектрах
удаленных объектов, характерная длительность процесса в источнике А7о и дли-
тельность наблюдаемая АТнабл будут связаны соотношением:
ATHa6jI = AT0(z+l). (1.4.11)
Тогда из (1.4.11) следует очевидное соотношение для длительностей, относя-
щихся к ярким и тусклым событиям:
^^тускл _ 1 + 2тускл 0 д 12)
ДТярк 1 + 2ярк
где 2ярк, zTyCKJ1 - соответственно красное смещение объектов, связанных с яркими и
тусклыми всплесками. Так как яркие всплески относятся к более близким объектам,
характеризуемым меньшими значениями z, из (1.4.12) следует, что должно иметь
место как бы растяжение (dilatation) среднего временного профиля тусклых событий
относительно среднего временного профиля ярких, что и было подтверждено дан-
ными эксперимента BATSE CGRO.
1.4.9.2. Эксперимент Beppo-SAX. Обнаружение рентгеновского и оптического
послесвечений
Спутник Beppo-SAX был запущен в апреле 1996 г. На нем установлено несколько
приборов, в том числе: детектор гамма-излучения, обеспечивающий монитор гамма-
всплесков от всего неба (это инструмент типа BATSE, но с несколько меньшей чув-
ствительностью), этот прибор обеспечивает триггерную регистрацию всплеска; две
широкоапертурные рентгеновские камеры, позволяющие достаточно точно (в пре-
делах-Г) локализовать в диапазоне жесткого рентгеновского излучения источник
гамма-всплеска, попавшего в их поле зрения; наконец, фокусирующий высокочувст-
вительный телескоп, регистрирующий мягкое рентгеновское излучение, этот теле-
скоп позволяет осуществлять угловую привязку источника с очень высокой точ-
ностью - менее десяти угловых секунд. В этом эксперименте предусмотрена
система оперативной переориентации спутника, которая дает возможность, после
того как с помощью детектора гамма-излучения и широкоапертурной рентгенов-
ской камеры получены грубые координаты источника всплеска, достаточно быстро
(с задержкой в несколько часов) наводить в область локализации гамма-всплеска
чувствительный телескоп, строящий изображение в мягком рентгеновском диапазоне
(Boella et al., 1997).
Таким образом было обнаружено так называемое рентгеновское послесвечение
(afterglow) (van Paradijs et al., 1997). Информация о местоположении на небе источ-
ника гамма-всплеска также передавалась на мощные оптические телескопы и, таким
образом, было обнаружено и оптическое послесвечение. Первым событием, для ко-
торого было обнаружено рентгеновское и оптическое послесвечение, был гамма-
всплеск, зарегистрированный 28 февраля 1997 г. Помимо спутника Beppo-SAX, этот
всплеск был зарегистрирован еще на нескольких космических аппаратах, в том числе
ULYSSIS (Frontera et al., 1997).
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
163
Длительность рентгеновского послесвечения составляет, как правило, несколько
суток, интенсивность же оптического послесвечения спадает гораздо медленнее -
например, в случае события GRB972802 оно наблюдалось в течение нескольких ме-
сяцев. К настоящему времени зарегистрировано уже более двадцати всплесков, для
которых наблюдалось оптическое послесвечение. В областях локализации этих собы-
тий находятся внегалактические объекты - так называемые «хозяйские галактики»
(host galaxy), к которым, как предполагается, относятся источники послесвечения -
так называемые оптические транзиенты. Для этих внегалактических объектов харак-
терно космологическое смещение эмиссионных линий в красную область, свидетель-
ствующее о том, что «хозяйские галактики» могут находиться на очень больших кос-
мологических расстояниях (для одного из событий соответствующее значение
параметра z, характеризующего красное смещение, составило ~3,5 (Kulkami et al.,
1998), что явилось сильнейшим аргументом в пользу космологической модели.
Более того, для всплеска, зарегистрированного 8 мая 1997 г., космологическое крас-
ное смещение эмиссионных линий было обнаружено непосредственно в оптическом
транзиенте (Bloom et al., 1998). Наконец, 23 января 1999 г. с помощью специальной
установки на основе широкоапертурной фотокамеры, которая могла достаточно
быстро (в течение ~40 с) наводиться в область локализации гамма-всплеска, было
зарегистрировано оптическое свечение непосредственно во время гамма-всплеска
(Galama et al., 1999). В максимуме всплеска оно оказалось довольно интенсивным -
на уровне 8-9 наблюдаемой звездной величины. Проведенная идентификация пока-
зала, что «хозяйская галактика» для этого события находится на космологическом
расстоянии, соответствующем z ~ 2. Следовательно, оптическая светимость в источ-
нике должна была составить ~1048 эрг/с, что сопоставимо со светимостью квазаров.
Таким образом, возникла проблема необходимости объяснения такой гигантской
светимости - как в оптическом, так и в гамма-диапазонах.
1.4.9.3. Модели гамма-всплесков, объясняющие сверхбольшую светимость
в источнике
Главной задачей теоретических моделей, объясняющих космологическую при-
роду гамма-всплесков, является необходимость объяснения огромной светимости.
Для источников, находящихся на расстояниях, соответствующих z ~ 2-3, светимость
в гамма-диапазоне должна составлять ~1051-1053 эрг/с, а с учетом того, что в гамма-
излучение, согласно большинству сценариев, может конвертироваться ~1% полного
энерговыделения, его величина оказывается ~1053-1055 эрг/с, что превышает полную
энергию взрыва сверхновой.
Такая энергетика обеспечивается в получивших широкое распространение моде-
лях «огненного шара» (fireball) - релятивистски расширяющегося по действием ог-
ромного лучистого давления электронно-фотонного «газа», который образовался в
результате гигантского взрыва в относительно малом объеме (Meszaros and Rees,
1993). В процессе расширения плотность электронов падает, и файерболл становится
оптически прозрачным. В результате взаимодействия с межзвездной средой он тор-
мозится, при этом образуются ударные волны: внешняя (расходящаяся) и внутренняя
(сходящаяся). Энергия этих волн конвертируется в электромагнитное излучение в
164
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
основном за счет тормозного излучения электронов, ускоряемых на фронте удар-
ной волны. При этом считается, что за собственно гамма-всплеск «ответственна»
внутренняя волна, а внешняя обеспечивает послесвечение в мягком рентгеновском
и оптическом диапазонах. Подобная модель описывает сферически-симметричный
файерболл и, вообще говоря, не объясняет наблюдающейся у большинства гамма-
всплесков сложной временной структуры. В последнее время была разработана
модель неоднородного расширения, позволяющая объяснить сложную времен-
ную структуру некоторых всплесков (Narayan et al., 1992; Rees and Meszaros, 1994).
Согласно этой модели, образуются релятивистски расширяющиеся оболочки, кото-
рые характеризуются различными Лоренц-факторами. За счет этого в процессе
расширения одна оболочка может нагонять другую и сталкиваться с ней. Именно
столкновение таких оболочек проявляется в виде отдельных возрастаний на про-
филе всплеска.
Для объяснения природы взрыва, который может привести к возникновению
«огненного шара» или релятивистски разлетающихся оболочек, рассматривалась мо-
дель слияния (merging) двух нейтронных звезд (NS) (PiranetaL, 1992). Предполага-
ется, что такой процесс является конечной стадией эволюции тесной двойной систе-
мы, состоящей из двух нейтронных звезд. Подобные объекты известны по
наблюдениям в радиодиапазоне (двойной радиопульсар). Известное количество
двойных радиопульсаров в нашей Галактике позволяет дать оценку частоты слияния
на галактику в единицу времени, которая согласуется с наблюдаемой частотой реги-
страции гамма-всплесков (Narayan et al., 1991). Поскольку при слиянии нейтронных
звезд на гамма-излучение приходится лишь около 1% всей выделившейся энергии,
эта модель не может объяснить энергетику самых мощных всплесков, источники ко-
торых находятся, например, на космологических расстояниях z~3, для которых
только в гамма-диапазоне энерговыделение должно составлять ~1054 эрг/с. Такую
энергетику может обеспечить так называемая гиперновая. В модели гиперновой
(Paczynski, 1998) рассматривается коллапс проэволюционировавшей звезды с мас-
сивным (с массой ~10А7с) быстровращающимся железным ядром в черную дыру
Керра, при этом за счет большого углового момента большая часть вещества удер-
живается от разлета и обеспечиваются условия для выделения в излучении большей
части энергии.
В космологических моделях происхождение гамма-всплесков связывают с про-
цессами на конечных стадиях эволюции массивных звезд, таких как коллапс мас-
сивной звезды (MacFadyen et al., 2001) или слияние нейтронных звезд (Eichler et al.,
1989; Janka et al., 1999). Поэтому космологические сценарии предполагают, что час-
тота возникновения гамма-всплесков в той или иной степени отражает историю звез-
дообразования вплоть до очень больших значений z~20 (Totani, 1997; Wijersetal.,
1998; Blain and Natarajan, 2000; Barkana and Loeb, 2001). Вследствие космологическо-
го красного смещения можно ожидать, что всплески, возникающие на больших z,
должны наблюдаться как более мягкие - так называемый эффект Малоцци (антикор-
реляция между спектральной жесткостью и интенсивностью (Mallozzi et al., 1995)).
Поскольку в большинстве космологических моделей предполагается, что максимум
частоты возникновения гамма-всплесков приходится на эпоху первичного звездо-
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
165
образования, можно ожидать увеличения наблюдаемой частоты регистрации как
более тусклых, так и более мягких всплесков. Рассматриваются модели, предсказы-
вающие наибольшую частоту генерации всплесков на z = 1 < 5 (Lipunov et al., 1993),
что соответствует максимуму частоты звездообразования согласно (Madau et al.,
1998; Hughes et al., 1998), а также и такие модели, согласно которым частота образо-
вания всплесков довольно велика и на z > 5 (Bromm and Loeb, 2002, Donaghy et al.,
2003).
1.4.9.4. Проблемы и перспективы дальнейших исследований
Пожалуй, основной проблемой существующих моделей гамма-всплесков является
необходимость объяснения большого разброса светимости - от ~1047 до ~1054 эрг/с в
источнике для тех событий, для которых была проведена идентификация с «материн-
скими галактиками», что может свидетельствовать о том, что популяция гамма-
всплесков не гомогенна, т. е. отдельные события могут иметь различную природу.
Альтернативой является допущение так называемого «биминга» (от англ, beam -
луч), т. е. сильно анизотропного излучения в источнике. В этом случае наблюдаемый
разброс светимостей естественным образом объясняется тем, что направление гамма-
луча в источнике произвольно ориентировано относительно наблюдателя. В послед-
нее время гипотеза «биминга» находит все больше сторонников, поскольку в наи-
более продвинутых моделях гамма-всплесков, типа упоминавшейся выше гипер-
новой, генерацию гамма-квантов связывают именно с релятивистскими струями
вещества (типа джетов в активных галактических ядрах и микроквазарах), истека-
ющих из полюсов коллапсирующего центрального тела.
Большой интерес также представляет возможная связь гамма-всплесков со сверх-
новыми. На сегодняшний день имеется несколько случаев идентификации гамма-
всплесков со сверхновыми в других галактиках. Для этих всплесков энерговыделение
в источнике на 3 порядка меньше величины, характерной для космологической попу-
ляции гамма-всплесков, а оптическое послесвечение похоже на взрыв сверхновой
(Salmonson, 2001; Norris, 2002; Gotz et al., 2003; Hjorth et al., 2003).
Важная, в плане понимания физических процессов, происходящих в источнике
гамма-всплеска, информация может быть получена из данных об их простран-
ственном распределении и распределении по светимостям в источнике. Такую ин-
формацию, в частности, может дать изучение статистических характеристик гам-
ма-всплесков, таких, как распределение источников по небу и распределение по
наблюдаемым интенсивностям или флюенсам (распределение logA-log5). В случае
справедливости космологической модели, статистические характеристики могут
использоваться для получения данных о процессах на ранних стадиях эволюции
Вселенной. В частности, распределение всплесков по наблюдаемым интенсивно-
стям отражает, по сути, распределение их источников по величине красного сме-
щения z, которое в той или иной мере отражает частоту первичного звездообразо-
вания. Таким образом, с помощью распределения гамма-всплесков по z может быть
прослежена история глобального звездообразования во Вселенной. Кроме того,
исходя из распределения по наблюдаемым интенсивностям, в рамках заданного
пространственного распределения источников, может быть получена информация о
166
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
собственной болометрической светимости в источнике £в и оптимизированы пара-
метры модели, характеризующей распределение гамма-всплесков по собственным
светимостям.
В этом плане особый интерес представляет изучение распределений типа
logM-logS в области малых величин полных потоков S < 1 (Г7 эрг/см2. Исследование
слабых гамма-всплесков также актуально ввиду возможности существования от-
дельной популяции связанных со сверхновыми «тусклых» событий, находящихся
на относительно небольших (по сравнению с космологическими) расстояниях. В
свете вышеизложенного представляется необходимым использовать все возмож-
ности для получения независимой оценки частоты регистрации слабых гамма-
всплесков.
Данные BATSE содержат информацию о «гамма-всплесках», для которых ха-
рактерная энергия £i в спектральном представлении Бэнда составляет, как правило,
менее 50 кэВ, а также о гамма-всплесках, обогащенных рентгеновским излучением
(в диапазоне 2-30 кэВ). В последнее время за подобными событиями закрепился тер-
мин «рентгеновские вспышки» (X-ray flash). Как следует из космологических моде-
лей гамма-всплесков, события с относительно «мягкими» энергетическими спект-
рами должны относиться к более удаленным источникам. Поэтому в качестве одной
из причин существования гамма-всплесков, обогащенных рентгеновским излуче-
нием, рассматривается обусловленный космологическим красным смещением спект-
ральный сдвиг в рентгеновский диапазон того гамма-излучения, которое связано с
собственной системой отсчета источника всплеска (Barraud et al., 2003). Однако бо-
лее распространена точка зрения, согласно которой гамма-всплески, обогащенные
рентгеновским излучением, относятся к сильно коллимированным событиям, види-
мым под большим углом к оси распространения излучения (так называемая перифе-
рия коллимированного луча) (Fynbo et al., 2004).
В плане дальнейшего изучения упомянутых выше явлений представляется весьма
актуальным провести поисковые исследования популяции «мягких» космических
всплесков. Статистические характеристики таких всплесков, в частности распределе-
ния по спектральной жесткости и длительности, могут дать ответ на вопрос о том,
действительно ли в популяции гамма-всплесков имеется несколько отдельных групп.
В связи с последним вопросом необходимо отметить, что все результаты, свидетель-
ствующие в пользу космологической природы гамма-всплесков, получены именно
для группы относительно длительных всплесков (ДТ> 1 с). Что касается более ко-
ротких всплесков, то пока не получено данных, в полном объеме свидетельствующих
об их принадлежности к популяции объектов, находящихся на космологических рас-
стояниях. Не исключено, что короткие (АГ< 1 с) гамма-всплески отличаются от бо-
лее длительных и по своим спектральным характеристикам - они в среднем более
жесткие.
Таким образом, несмотря на успехи, связанные с наблюдениями в оптическом
диапазоне, проблема гамма-всплесков еще далека от решения. Необходимы даль-
нейшие исследования, в первую очередь требует решения задача более точной лока-
лизации источников, следует организовать оптический мониторинг всего неба с це-
лью регистрации оптического излучения непосредственно в момент гамма-всплеска.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
167
Отождествление гамма-всплесков с объектами, излучающими в других диапазонах
электромагнитного спектра, возможно, как правило, для наиболее ярких или каким-
то образом выделенных событий. В то же время именно статистические характери-
стики дают информацию о популяции источников гамма-всплесков в целом. Кроме
того, в случае справедливости космологической модели, статистические характери-
стики могут использоваться для получения данных о процессах на ранних стадиях
эволюции Вселенной. Представляется, что дальнейший прогресс в изучении стати-
стических характеристик гамма-всплесков связан с анализом частоты регистрации
слабых событий и расширением диапазона их исследования в область рентгеновского
излучения. Исключительно важное значение также будет иметь более точная локали-
зация событий на небе и построение более детальных угловых распределений источ-
ников на основе одновременной регистрации событий в оптическом и гамма-
диапазонах.
ЛИТЕРАТУРА
Зельдович Я.Б., Новиков И.Д. Релятивистская астрофизика. М.: Наука, 1967.
Зельдович Я.Б. Судьба звезды и выделение гравитационной энергии при аккреции. ДАН СССР, 155, с. 67-
69, 1964.
Кудрявцев М.Н., Свертилов С.Н. и Богомолов В.В. Наблюдения рентгеновских двойных 4U1700-37 и
GRO 1655-40 в эксперименте «ГРИФ» на орбитальной станции «Мир». Письма в Астрой, жури., 27,
с. 762-773,2001.
Кудрявцев М.И., Свертилов С.Н. и Богомолов В.В. Характеристики периодических источников жесткого
рентгеновского излучения, обнаруженных в эксперименте на станции «Прогноз-9». Результаты допол-
нительного анализа. Письма в Астрой, жури., т. 24, с. 663-676, 1998.
Кудрявцев М.И., Свертилов С.И. и Морозов О.В. Наблюдения мягких гамма- или жестких рентгеновских
всплесков в эксперименте ГРИФ на орбитальной станции «Мир». Письма в Астрой, жури., 29, с. 323-
333,2003.
Липунов В.М. и Шакура Н.И. О природе двойных рентгеновских пульсаров. Письма в Астрой, жури., 2,
с. 343-346, 1976.
Мазец Е.П., Голенецкий С.В., Ильинский В.Н. и др. Предварительные результаты изучения гамма-всплес-
ков в эксперименте «Конус» на АМС «Венера-11» и «Венера-12». Веб.: Изучение гамма-всплесков
автоматическими станциями. Отв. ред. Эстулин И.В. М.: Наука, с. 124-136, 1983.
Митрофанов И.Г., Долидзе В.Ш., Бара К., Ведрен Ж., Ниель М. и Одри К. Быстрая спектральная перемен-
ность космических гамма-всплесков. Астрон. жури., 61, с. 939-945, 1984.
Черепащук А.М. Рентгеновские двойные системы с черными дырами. В сб.: Двойные звезды. М.: Космос-
информ, с. 45-104, 1997.
Arons J. Pulsars as gamma ray sources. Astron, and Astrophys. Suppl., 120, pp. 49-60, 1996.
Atteia J.-L., Barat C., Chernenko A. et al. Rapid variability of the strong cosmic gamma-ray burst GB 881024.
Astron, and Astrophys., 244, pp. 363-366, 1991.
Band D., Matteson J., Ford L. et al. BATSE observations of gamma-ray burst spectra. I. Spectral diversity. Astro-
phys. J., 413, pp. 281-292, 1993.
Barger A.J., Cowie L.L., Bautz M.W. et al. Supermassive Black Hole Accretion History Inferred from a Large
Sample of Chandra Hard X-Ray Sources. Astron. J., 122, 5, pp. 2177-2189, 2001.
Baring M. and Harding A. A New Class of Radio Quiet Pulsars. Proc, of the Fourth Compton Symposium. Eds.
DermerC.D., Strickman M.S. and Kurfess J.D. Williamsburg, VA 1997. In: AIP Conference Proceedings
410, New York, p. 638, 1997.
Barkana R. and Loeb A. In the beginning: the first sources of light and the reionization of the universe. Phys. Rep.,
349, 2, pp. 125-238,2001.
Barraud C., Olive J.F., Lestrade J.P. et al. Spectral analysis of 35 GRBs/XRFs observed with HETE-2/FREGATE.
Astron, and Astrophys., 400, pp. 1021-1030, 2003.
168 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Bassani L., Dean A.J., Di Cocco G., Perotti F. and Stephen J.B. Gamma-Ray Observations of Cygnus X-l. Astro-
phys. J., 343, pp. 313-316, 1989.
Bednarek W. On the gamma-ray emission from 3C 279. Astrophys. J. (Lett.), 402, pp. L29-L32, 1993.
Belloni T., Klein-Wolt M., Mendez M. et al. A model-independent analysis of the variability of GRS1915+105.
Astron, and Astrophys., 355, pp. 271-290, 2000.
Bildsten L., Chakrabarty D., Chiu J. et al. Observations of Accreting Pulsars. Astrophys. J. Suppl., 113, pp. 367-408,
1997.
Blandford R.D. and Levinson A. Pair cascades in extragalactic jets. 1. Gamma rays. Astrophys. J., 441, pp. 79-95,
1995.
Blain A.W. and Natarajan P. Gamma-ray bursts and the history of star formation. Month. Not. Roy. Astron. Soc.,
312, pp. L35-L38, 2000.
Blazejowski M., Sikora M., Moderski R. and Madejski G. Unifying MeV-blazars with GeV-blazars. In Proc.
Symp. New Visions of the Universe in the XMM-Newton and Chandra Era, ESTEC, Noordwijk, The Nether-
lands, 2001.
Blondin J.M., Stevens I.R. and Kailman T.R. Enhanced winds and tidal streams in massive X-ray binaries. Astro-
phys. J., 371. pp. 684-695, 1991.
Bloom J.S., Djorgovski S.G., Kulkami S.R. and Frail D.A. The Host Galaxy of GRB 970508. Astrophys. J. (Lett.),
507, 1, pp. L25-L28, 1998.
Boella G., Butler R.C., Perola G.C., Piro L., Scarsi L. and Bleeker J.A.M. BeppoSAX, the wide band mission for
X-ray astronomy. Astron, and Astrophys. Suppl., 122, pp. 299-307, 1997.
Bromm V. and Loeb A. The Expected Redshift Distribution of Gamma-Ray Bursts. Astrophys. J., 575, pp. 111-
116, 2002.
Callanan P.J., Garcia M.R., Filippenko A.V. et al. On the Mass of the Black Hole in GS 2000+25. Astrophys. J.
(Lett.), 470, pp. L57-L60, 1996.
Caraveo P.A., Bignami G.F., Trumper J. Radio-silent isolated neutron stars as a new astronomical reality. Astron.
Astrophys. Rev., v. 7, pp. 209-216, 1996.
Casares J., Martin E.L., Charles P.A. et al. On the mass of the compact object in GRO J0422+32. Month. Not.
Roy. Astron. Soc., 276, pp. L35-L39, 1995.
Cash W.C., White N. and Joy M.K. The Maxim Pathfinder Mission: X-ray imaging at 100 micro-arcseconds. Proc.
SPIE 4012, X-Ray Optics Instruments and Missions. Eds. Trumper J.E. and Aschenbach B. pp. 258-269,2000.
Castro-Tirado A. J., Brandt S. and Lund N. GRS 1915+105.1 AU Circ. № 5590, 1992.
Chakrabarty D., Grunsfeld J.M., Prince T.A. et al. Discovery of the Orbit of the X-ray pulsar ОАО 1657-415.
Astrophys. J. (Lett.), 403, pp. L33-L37, 1993.
Cheng K.S. and Ruderman M.A. Pulsar death lines and death valley. Astrophys. J., 402, pp. 264-270, 1993.
Cheng K.S., Ho C. and Ruderman M.A. Energetic radiation from rapidly spinning pulsars. I. Outer magnetosphere
gaps. II. VELA and Crab. Astrophys. J., 300, pp. 500-539, 1986.
Cheng K.S., Ho C. and Ruderman M.A. Energetic radiation from rapidly spinning pulsars. I. Outer magnetosphere
gaps. II. VELA and Crab. Astrophys. J., 300, pp. 500-539, 1986.
Cheng K.S. and Ruderman M.A. Pulsar death lines and death valley. Astrophys. J., 402, pp. 264-270, 1993.
Cline T.L. and Desai U.D. Observations of cosmic gamma-ray bursts with IMP-7. Evidence for a single spectrum.
Astrophys. J. (Lett.), 196, pp. L43-L46, 1975.
Cline T.L. Gamma ray bursts. A review of recent high-precision measurements. Annot. N.Y. Acad. Sci., 375,
pp.314-329, 1981.
Collin S., Abrassart A., Czerny B., Dumont A.-M. and Mouchet M. Accretion and emission processes in AGN: the
UV-X connection. In Active galactic nuclei in their cosmic environment. EAS Publications Series, 1,
JENAM 99, Toulouse, France, September 7-9, 1999. Eds. Rocca-Volmerange B. and H.S. Les Ulis, EDP Sci-
ences, pp. 35-51, 2001.
Cominski L.R. and Wood K.S. Discovery of a 7.1 hour period and eclipses from MXB 1659-29. Astrophys. J.,
283, pp. 765-773, 1984.
Cominski L.R., Jemigan J.G., Ossman W. et al. A search for pulsations and eclipses from X-ray burst sources.
Astrophys. J., 242, pp. 1102-1106, 1980.
Corbet R.H.D. The three types of high-mass X-ray pulsator. Monthly Not. Roy. Astron. Soc., 220, pp. 1047-1056,
1986.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
169
Courvoisier T.J-L., Parmar A.N., Peacock A. and Pakull M. The discovery of 39 hour periodic dips in the X-ray
intensity of XB 1254-690. Astrophys. J., 309, pp. 265-274, 1986.
Cui W., Schulz N.S., Baganoff F.K. et al. Peculiar Extended X-Ray Emission around the «Radio-loud» Black Hole
Candidate IE 1740.7-2942. Astropys J., 548, pp. 394^100, 2001.
Cui W., Zhang S.N., Focke W. and Swank J.H. Temporal Properties of Cygnus X-l during the Spectral Transi-
tions. Astrophys. J., 484, pp. 383-393, 1997.
Daugherty J.K. and Harding A.K. Electromagnetic cascades in pulsars. Astrophys. J., 252, pp. 337-347, 1982.
Davidson K. and Ostriker J.P. Neutron-Star Accretion in a Stellar Wind: Model for a Pulsed X-Ray Source. Astro-
phys. J., 179, pp. 585-598, 1973.
Dermer C.D. and Chiang J. Electron acceleration and synchrotron radiation in decelerating plasmoids. New Astron.,
3,pp. 157-173, 1998.
Donaghy T., Lamb D.Q., Reichart D.E. and Graziani C. Determining the GRB (Redshift, Luminosity). Distribu-
tion Using Burst Variability. Gamma-Ray Burst and Afterglow Astronomy 2001: A Workshop Celebrating
the First Year of the HETE Mission. AIP Conference Proceedings, 662, pp. 450-453, 2003.
Donea A.C. and Protheroe R.J. Tori and TeV gamma-ray emission in AGN. Proc. 27th ICRC, Copernicus Gesell-
schaft, pp. 2717-2720, 2001.
Dubus G., Charles P.A., Long K.S., Hakala P.J. and Kulkers E. The eclipsing X-ray pulsar X-7 in M33. Month.
Not. Roy. Astron. Soc., 302, pp. 731-734, 1999.
Duncan R.C. and Thomson C. Formation of very strongly magnetized neutron stars. Implications for gamma-ray
bursts. Astrophys. J. (Lett.), 392, pp. L9-L13, 1992.
Галама и др. (Galama T.J., Briggs M.S. and Wijers R.A.M.J.). Astro-ph/9903021, 1999.
Eichler D., Livio M., Piran T. and Schramm D.N. Nucleosynthesis, neutrino bursts and gamma-rays from coalesc-
ing neutron stars. Nature, 340, pp. 126-128, 1989.
Finger M.H., Koh D.T., Nelson R.W. et al. Discovery of hard X-ray pulsations from the transient source
GRO J1744-28. Nature, 381, pp. 291-293, 1996.
Fishman G.J., Meegan C.A., Wilson R.B. et al. The first BATSE gamma-ray burst catalog, Astrophys. J. Suppl.,
92, pp. 229-283, 1994.
Flowers E. and Ruderman M. Evolution of pulsar magnetic fields. Astrophys. J., 215, pp. 302-310, 1977.
FossativG., Marashi L., Gelotti A., Comastri A. and Ghisellini G. A unifying view of the spectral energy distribu-
tions of blazars. Month. Not. Roy. Astron. Soc., 299, pp. 433-448, 1998.
Frontera F. Recent Results on Gamma-Ray Bursts with the BeppoSAX Satellite. Proc 25th ICRC, 30 July -
6 August 1997, Durban, South Africa. Eds. Potgieter M.S., Raubenheimer B.C. and van der Walt D.J. River
Edge, Singapore, World Scientific, NJ, 8, pp. 307-315, 1997.
Fynbo J.P.U., Sollerman J., Hjorth J. et al. On the Afterglow of the X-Ray Flash of July 23, 2003: Photometric
evidence for an off-axis Gamma-Ray Burst with an associated Supernova? Astrophys. J., 609, pp. 962-971,
2004.
Galama T.J., Briggs M.S., Wijers R.A.M. et al. The effect of magnetic fields on gamma-ray bursts inferred from
multi-wavelength observations of the burst of 23 January 1999. Nature, 398, pp. 394-399, 1999.
GaenslerB. and JohnstonS. The pulsar/supernova remnant connection. Month. Not. Roy. Astron. Soc., 277,
pp. 1243-1253, 1995.
Gehrels N. Nasa Science Official. Project homepage http://swift.gsfc.nasa.gov/, 2004a.
Gehrels N. Nasa Science Official. Project homepage http://glast.gsfc.nasa.gov/, 20046.
Ghisellini G. and Marashi L. Bulk acceleration in relativistic jets and the spectral properties of blazers. Astro-
phys. J., 340, pp. 181-189, 1989.
Ghisellini G. and Madau P. On the origin of the gamma-ray emission in blazers. Month. Not. Roy. Astron. Soc.
280, pp. 67-76, 1996.
Ghisellini G., Padovani P., Gelotti A. and Marashi L. Relativistic bulk motion in active galactic nuclei. Astro-
phys. J., 407, pp. 65-82, 1993.
Goldreich P. and Julian W.H. Pulsar Electrodynamics. Astrophys. J., 157. pp. 869-880, 1969.
Giacconi R., Gursky H., Kellog E., Schreier E. and Tananbaum H. Discovery of Periodic X-Ray Pulsations in
Centaurus X-3 from UHURU. Astrophys. J. (Lett.), 167, pp. L67-L73, 1971.
Giacconi R., Gursky H., Paolini F. and Rossi B. Evidence for X-Rays From Sources Outside the Solar System.
Phys. Rev. Lett., 9, pp. 439-443, 1962.
170 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Giacconi R., Murray S., Gursky H. et al. The Third UHURU Catalog of X-Ray Sources. Astrophys. J. Suppl., 27,
pp. 37-64, 1974.
Giacconi R., Gursky H., Kellog E., Schreier E. and Tananbaum H. Discovery of Periodic X-Ray Pulsations in
Centaurus X-3 from UHURU. Astrophys. J. (Lett.), 167, pp. L67-L73, 1971.
Gil J. A. and Han J.L. Geometry of Pulsar Emission and Pulse Width Distribution. Astrophys. J., 458, pp. 265-274,
1996.
Goldreich P. and Julian W.H. Pulsar Electrodynamics. Astrophys. J., 157, pp. 869-880, 1969.
Gotthelf F.V., Petre R. and Hwang U. The Nature of the Radio-quiet Compact X-Ray Source in SNR RCW 103.
Astrophys. J. (Lett.), 487, pp. L175-L179, 1997.
Gottlieb E.W., Wright E.L. and Liller W. Optical studies of UHURU sources. XI. A probable period for Scorpius
X-l = V818 Sco. Astrophys. J. (Lett.), 195, pp. L33-L35, 1975.
Gotz D., Mereghetti S., Beck M., Borkowski J. and Mowlavi N. GRB 031203: a long GRB detected with INTE-
GRAL. GRB Coordinates Network, Circular Service, 2459, p. 1, 2003.
Harding A.K. Gamma-ray Pulsars: Models and Predictions, High Energy Gamma-Ray Astronomy. Int. Symp.,
26-30 June, 2000, Heidelberg, Germany. American Institute of Physics (AIP) Proceedings, 558. Eds. Aharo-
nian F.A. and Volk H.J. American Institute of Physics, Melville, New York, pp. 115-126, 2000.
Harmon B.A., Wilson C.A., Zhang S.N. et al. Correlations Between X-Ray Outbursts and Relativistic Ejections in
the X-Ray Transient GRO:J 1655-40. Nature, 374, p. 703, 1995.
Hellier C. 4U 0142+614 and RX JO 146.9+6121.1 AU Circ., № 5994, 1994.
Heyl J.S. and Hemquist L. Powering Anomalous X-Ray Pulsars by Neutron Star Cooling. Astrophys. J. (Lett.),
489, pp. L67-L70, 1997.
Hirotani K. and Shibata S. One-dimensional electric field structure of an outer gap accelerator. II. gamma-ray
production resulting from inverse Compton scattering. Monthly Not. Roy. Astron. Soc., 308, pp. 67-76, 1999.
Hjellming R.M. and Rupen M.P. Episodic Ejection of Relativistic Jets by the X-Ray Transient GRO:J 1655-40.
Nature, 375, p. 464, 1995.
Hjorth J., Sollerman J., Moller P. et al. A very energetic supernova associated with the gamma-ray burst of 29
March 2003. Nature, 423, pp. 847-850, 2003.
Holt S.S., Boldt E.A., Serlemitsos P.J. and Kaluzienski R.J. Long-term X-ray studies of Scorpius Х-1. II- Evi-
dence for flare-dominated intensity variations. Astrophys. J.(Lett.), 205, pp. L79-L82, 1976.
Hoffman J. A., Marshall H. and Lewin W.H.G. X-Ray Bursts. I AU Circ., No 3117, 1977.
Hughes D.H., Serjeant S., Dunlop J.S. et al. High-redshift star formation in the Hubble Deep Field revealed by a
submillimetre-wavelength survey. Nature, 394, pp. 241-247, 1998.
in’t ZandJ.J.M., Heisse J., Bazzano A., Cocchi M., di Ciolo L. and Muller J.M. SAX JI 819.3-2525. IAU Circ.
No 7119, 1999.
Israel G.L., Oosterbroek T., Angelini L. et al. BeppoSAX monitoring of the «anomalous» X-ray pulsar 4U0142+61.
Astron, and Astrophys., 346, p. 929, 1999.
Israel G.L., Treves A., Stella L., Tagliaferri G. and Belloni T. X-Ray Sources in M31. IAU Circ. No 6156, 1995.
Ives J.C., Sanford P.W. and Bell-Burnell S.J. Observations of a transient X-ray source with regular periodicity of
6.75 min. Nature, 254, pp. 578-580, 1975.
Iwasawa K., Koyama K. and Halpern J.P. Pulse period history and cyclotron resonance feature of the X-ray pulsar
IE 2259+586. Pasific Astron. Soc. J., 44, pp. 9-14, 1992.
Janka H.-Т., Eberl T., Ruffert M. and Fryer C.L. Black Hole-Neutron Star Mergers as Central Engines of Gamma-
Ray Bursts. Astrophys. J. (Lett.), 527, pp. L39-L42, 1999.
Jemigan J.G. and Clark G.W. The locations of X-ray sources in globular clusters. Astrophys. J. (Lett.), 231,
pp. L125-L129, 1979.
Joss P.C. and Li F.K. Helium-burning flashes on accreting neutron stars. Effects of stellar mass, radius, and mag-
netic field. Astrophys. J., 238, pp. 287-295, 1980.
Joss P.C. and Rappaport S.A. Highly compact binary X-ray sources. Astron, and Astrophys., 71, pp. 217-220,
1979.
Joss P.C. Helium-burning flashes on an accreting neutron star. A model for X-ray burst sources. Astrophys. J.
(Lett.), 225, pp. LI23-127, 1978.
Kane S.R. and Share G.H. Hard X-ray spectra of cosmic gamma-ray bursts. Astrophys. J., 217, pp. 549-564, 1977.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
171
Kaspi V., Manchester R.N., Johnston S., Lyne A.G., D’Amico N. A Search for Radio Pulsars in Southern Super-
nova Remnants. Astron. J., 111, p. 2028, 1996.
Katz J.I. Two kinds of stellar collapse. Nature, 253, pp. 698-699, 1975.
Kelly R.L., Rappaport S. and Ayasli S. Orbital period changes in Centaurus X-3. Astrophys. J., 268, pp. 790-799,
1983.
Klebesadel R.W., Strong I.B. and Olson A.R. Observations of Gamma-Ray Bursts of Cosmic Origin. Astrophys. J.
(Lett.), 182, pp. L85-L88, 1973.
Koh D., Bildsten L., Chakrabarty D. et al., Rapid Spin-up Episodes in the Wind-fed Accreting Pulsar GX 301-2.
Astrophys. J., 479, pp. 933-947, 1997.
Kommers M., Jefferson M., Lewin W.H.G. etal. The Intensity Distribution of Faint Gamma-Ray Bursts Detected
with BATSE. Astrophys. J., 533, pp. 696-709, 2000.
Konigl A. Relativistic jets as X-ray and gamma-ray sources. Astrophys. J., 243, pp. 700-709, 1981.
Kouveliotou C., Kommers J., Lewin W.H.G., van Paradijs J., Fishman G.J., Briggs M.S., Hurley K., Harmon A.,
Finger M.H. and Wilson R.B. GRO J1744-28. IAU Circ., 6286, p. 1, 1996.
Koyama K., Kawada M., Takeuchi Y. et al. Discovery of a peculiar X-ray pulsar GS 1843+00. Astrophys. J. (Lett.),
356, pp. L47-L50, 1990.
Kroeger R.A., Strickman M.S., Grove J.E. Gamma-ray observations of GRO J1655-40. Astron. andAstrophys.
Suppl. Ser., 120, pp. 117-120, 1996.
Kruszevski A., Surdej J., Zalewski J. and Semeniuk I. Short-term optical variability of HD 153919=4U 1700-37.
Acta Astron., 1979, 29, pp. 481-503, 1979.
Kulkami S.R., Djorgoski S.G., Ramaprakash A.N. et al. Identification of a host galaxy at redshift Z= 3.42 for the
gamma-ray burst of 14 December 1997. Nature, 393, pp. 35-39, 1998.
Lamb F.K., Pethick C.J. and Pines D. A Model for Compact X-Ray Sources: Accretion by Rotating Magnetic Stars.
Astrophys. J., 184, pp. 271-290, 1973.
Lumb D.H. Simulations and mitigation of pile-up in XMM CCD instruments. Experimental Astron., 10, pp. 439-
455, 2000.
Laros J.G., Evans W.D., Fenimore E.E., Klebesadel R.W., Shulman S. and Fritz G. 3 keV to 2 MeV observations
of four gamma-ray bursts. Astrophys. J., 286, pp. 681-690, 1984.
Lawrence A., Papadakis I. X-ray variability of active galactic nuclei - A universal power spectrum with lumino-
sity-dependent amplitude, Astrophys. J. (Lett.), 414, pp. L85-L88, 1993.
Levine A., Bradt H., Cui W. et al. First Results from the All-Sky Monitor on the Rossi X-Ray Timing Explorer.
Astrophys. J. (Lett.), 469, pp. L33-L36, 1996.
Lewin W.H.G. and Joss P.C. X-ray bursters and the X-ray sources of the galactic bulge. Space Sci. Rev., 28,
pp. 3-87, 1981.
Lewin W.H.G., Doty J., Clark G.W. et al. The discovery of rapidly repetitive X-ray bursts from a new source in
Scorpius. Astrophys. J.(Lett.), 207, pp. L95-L99, 1976.
Lipunov V.M., Postnov K.A., Prokhorov M.E., Panchenko I.E. and Jorgensen H.E. Evolution of the Double Neut-
ron Star Merging Rate and the Cosmological Origin of Gamma-Ray Burst Sources. Astrophys. J., 454,
pp. 593-596, 1995.
Lorimer D.R., Lyne A.C. and Camilo F. A search for pulsars in supernova remnants. Astron, and Astrophys., 331,
pp. 1002-1010, 1998.
MacFadyen A.I., Woosley S.E., Heger A. Supemovae, Jets, and Collapsars. Astrophys. J., 550, pp. 410^425, 2001.
Madau P., Della Valle M. and Panagia N. On the evolution of the cosmic supernova rates. Month. Not. Roy.
Astron. Soc., 297, pp. L17-L22, 1998.
Mallozzi R.S., Paciesas W.S., Pendleton G.N. et al. The nu F nu Peak Energy Distributions of Gamma-Ray Bursts
Observed by BATSE. Astrophys. J., 454, pp. 597-603, 1995.
Mannheim K. and Biermann P.L. Gamma-ray flaring of 3C 279 - A proton-initiated cascade in the jet? Astron,
and Astrophys., 253, pp. L21-L24, 1992.
Marsher A.P. and Gear W.K. Models for high-frequency radio outbursts in extragalactic sources, with application
to the early 1983 millimeter-to-infrared flare of 3C 273. Astrophys. J., 298, pp. 114-127, 1985.
Mason K.O., Branduardi G. and Sanford P. The X-ray behavior of 3U 1700-37. Astrophys. J. (Lett.), 203, pp. L29-
L33, 1976.
172 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Matz S.M., Forrest D.J., Vestrand W.T., Chupp E.L., Share G.H. and Rieger E. High-energy emission in gamma-
ray bursts. Astrophys. J. (Lett.), 288, pp. L37-L40, 1985.
Mazets E.P. and Golenetskii S.V. Recent results from the gamma-ray burst studies in the KONUS experiment.
Astrophys. Space Sci., 75, pp. 47-81, 1981.
Mazets E.P., Golenetskii S.V., Ilinskii V.N. et al. Catalog of cosmic gamma-ray bursts from the KONUS experi-
ment data. I. Astrophys. Space Sci., 80, pp. 3-83, 1981.
Meegan C.A., Fishman G.J., Wilson R.B. et al. Spatial distribution of gamma-ray bursts observed by BATSE.
Nature, 355, pp. 143-145, 1992.
Mereghetti S. and Stella L. The very low mass X-ray binary pulsars: A new class of sources? Astrophys. J. (Lett.),
442, pp. L17-L20, 1995.
Mereghetti S., Cremonesi D.I., Haardt F. et al. ASCA Observations of the Galactic Bulge Hard X-Ray Source
GRS 1758-258. Astrophys. J., 476, pp. 829-832, 1997.
Mereghetti S. The zoo of X-ray pulsars. Frontier Objects in Astrophysics and Particle Physics, Vulcano Work-
shop, Italy, 21-27 May, 2000. Eds. Giovannelli F. and Mannocchi G. Italian Physical Society, p. 239, 2001.
Meszaros P. and Rees M. Relativistic fireballs and their impact on external matter. Models for cosmological
gamma-ray bursts. Astrophys. J., 405, pp. 278-284, 1993.
Mirabel I.F. and Rodriguez L.F. A Superluminal Source in the Galaxy. Nature, 371, pp. 46, 1994.
Mirabel I.F., Rodriguez L.F., Cordier B. et al. A double-sided radio jet from the compact Galactic Centre annihila-
tor 1E140.7-2942. Nature, 358, pp. 215-217, 1992.
Nagase F. Accretion-powered X-ray pulsars. Publ. Astron. Soc. Japan, 41, pp. 1-79, 1989.
Nandra K., George I.M., Mushotzky R.F. et al. ASCA Observations of Seyfert 1 Galaxies. I. Data Analysis, Imag-
ing, and Timing. Astrophys. J., 476, pp. 70-82, 1997.
Narayan R., Garcia M.R. and McClintock J.E. X-ray novae and the evidence for black hole event horizons. In: The
Ninth Marcel Grossmann Meeting. Proc, of the MGIXMM Meeting held at The University of Rome «La Sa-
pienza», Italy, 2-8 July, 2000. Eds. Gurzadyan V.G., Jantzen R.T. and Ruffini R. World Scientific Publishing,
Singapure, pp. 405^25, 2002.
Narayan R., Paczynski B. and Piran T. Gamma-ray bursts as the death throes of massive binary stars. Astrophys. J.
(Lett.), 395, pp. L83-L86, 1992.
Narayan R., Piran T. and Shemi A. Neutron star and black hole binaries in the Galaxy. Astrophys. J. (Lett.), 379,
pp. L17-L20, 1991.
Nel H.I., de Jager O.C., Raubenheimer B.C., Brink C., Meintjes P.J. and North A.R. TeV Gamma-Ray Observa-
tions of Compton Gamma-Ray Observatory Pulsars: Evidence against Inverse-Compton Controlled Outer
Gaps. Astrophys. J., 418, pp. 836-843, 1993.
Nelson R., Koh D.T., Prince T. et al., On the Dramatic Spin-up/Spin-Down Torque Transitions in BATSE Obser-
vations of X-ray Pulsars. American Astronomical Society, 189th AAS Meeting, #113.03, Bull. Am. Astron.
Soc., 28, p. 1425, 1996.
Norris J. P. Implications of the Lag-Luminosity Relationship for Unified Gamma-Ray Burst Paradigms. Astro-
phys. J., 579, pp. 386-403, 2002.
O’Neill T.J., Akyuez A., Bhattacharya D. et al. Tracking, imaging and polarimeter properties of the TIGRE in-
strument. Astron. Astrophys. Suppl. Ser., 120, pp. 661-664, 1996.
Oosterbroek T., Parmar A.N., Mereghetti S. and Israel G.L. The two-component X-ray spectrum of the 6.4 s pulsar
IE 1048.1-5937. Astron, and Astrophys., 334, pp. 925-930, 1998.
Orosz J.A. and Bailyn C.D. Erratum: Optical Observations of GRO J1655-40 in Quiescence. I. A Precise Mass for
the Black Hole Primaryio Astrophys. J., 482, p. 1086, 1997.
Orosz J.A., Groot P.J., Van Der Klis M. et al. Dynamical Evidence for a Black Hole in the Microquasar
XTE J1550-564, Astrophys. J., 568, pp. 845-861, 2001a.
Orosz J.A., Kulkers E., Van Der KlisM. etal. A Black Hole in the Superluminal Source SAX J1819.3-2525
(V4641 Sgr), Astrophys. J., 555, pp. 489-503, 20016.
Paczynski B. Gamma-Ray Bursts as Hypemovae. In: Gamma-Ray Bursts: 4th Huntsville Symposium. Huntsville,
AL, September 1997. Eds. Meegan C.A., Preece R.D. and KoshutT.M. AIP conf. Proc., Woodbury, New
York, p. 428, 1998.
Padovani P. and Urry C.M. In: Blazar Research, Blazar Demographics and Physics. Eds P. Padovani and C.M.
Urry, Astronomical Society of the Pacific, San Francisco 2001, ASP Conf. Ser., 227. p. 3, 2001.
ГЛАВА 1.4
КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ
173
Palumbo G.G.C. The International Gamma Ray Astropjysics Laboratory: INTEGRAL, a Future Mission for
Gamma Ray Astronomy. Proc. 25th ICRC. Eds. Potgieter M.S., Raubenheimer B.C. and van der Walt D.J.
Potchefstroomse Universiteit vir Christeilike Hoer Onderwys, 5, pp. 29-32, 1997.
Parmar A.N., Gottwald M., van der Klis M. and van Paradijs J. The discovery of 2.93 hour periodic intensity dips
from XI323-619. Astrophys. J., 338, pp. 1024-1032, 1989.
Parmar A.N., Oosterbroek T., Favata F., PightlingS., Coe M.J., Mereghetti S. and Israel G.L. A BeppoSAX ob-
servation of the X-ray pulsar 1 E2259+586hfill and the supernova remnant (CTB109). Astron, and Astrophys.,
330, pp. 175-180, 1998.
Parmar A.N., Peacock T., Bavdaz M. et al. XEUS - The X-ray Evolving Universe Spectroscopy Mission, Large
Scale Structure in the X-ray Universe. Proc, of the 20-22 September 1999 Workshop, Santorini, Greece. Eds.
Plionis M. and Georgantopoulos I. Atlantisciences, Paris, France, pp. 295-302, 1999.
Parsignault D. and Grindlay J.E. Intensity and spectral variability of strong galactic X-ray sources observed by
ANS. Astrophys. J., 225, pp. 970-987, 1978.
Paul J., Ballet J., Cantin M., Cordier B., Goldwurm A., Lambert A., Mandrou P., Chabaud J.P., Ehanno M. and
Lande J. Sigma - The hard X-ray and soft gamma-ray telescope on board the GRANAT space observatory.
Adv. Space Res., 11, pp. 289-302, 1991.
Piran T., Narayan R. and Amotz S. Neutron star mergers and gamma-ray bursts. In: Gamma-ray bursts. Proc, of
the Workshop, Univ, of Alabama, Huntsville, Oct. 16-18, 1991, (A93-40051 16-93). pp. 149-153. AIP conf.
Proc., New York 1992, pp. 265-269.
Pohl M. Gamma ray astronomy. Proc. 27th ICRC. Ed. Schlickeiser R. Copernicus Gesellschaft, 1, pp. 147-161,
2001.
Pringle J.E., Rees M.J. Accretion Disc Models for Compact X-Ray Sources. Astron, and Astrophys, 21, pp. 1-9,1972.
Rankin J.M. Toward an empirical theory of pulsar emission. VI. The geometry of the conal emission region. As-
trophys. J., 405, pp. 285-297, 1993.
Rees M. and Meszaros P. Unsteady outflow models for cosmological gamma-ray bursts. Astrophys. J. (Lett.), 430,
pp. L93-L96, 1994.
Robinson C.R., Harmon B.A., McCollough M.L. et al. Long-Term Variability in Bright Hard X-Ray Sources: 5 +
Years of BATSE Data. In: The Transparent Universe, Proc, of the 2nd INTEGRAL Workshop, 16-20 September
1996, St. Malo, France. Eds. Winkler C., Courvoisier T.J.-L. and Durouchoux P. ESA SP-382, p. 249, 1997.
Romani R.W. and Yadigaroglu I.-A. Gamma-ray pulsars: Emission zones and viewing geometries. Astrophys. J.,
438, pp. 314-321, 1995.
Romani R.W. Gamma-Ray Pulsars: Radiation Processes in the Outer Magnetosphere. Astrophys. J., 470, pp. 469-
478, 1996.
Rosenberg F.D., Eyles C.J., Skinner G.K. and Willmore A.P. Observations of a transient X-ray source with a pe-
riod of 104 s. Nature, 256, pp. 628-630, 1975.
Rubin B.S., Finger M.H., Harmon B.A. et al. Observations of 4U 1700-37 with BATSE. Astrophys. J., 1996, 459,
pp. 259-270, 1996.
Ruderman M. and Halpern A. Soft X-ray properties of the Geminga pulsar. Astrophys. J., 415, pp. 286-297, 1993.
Ruderman M. Pulsars: Structure and Dynamics. Ann. Rev. Astron. Astrophys, 10, pp. 427-476, 1972.
Salmonson J.D. On the Kinematics of GRB 980425 and Its association with SN1998BW. Astrophys. J. (Lett.), 546,
pp. L29-L31,2001.
Schneid E.J., Bertsch D.L., Fichtel C.E. et al. EGRET detection of high energy gamma rays from the gamma-ray
burst of 3 May 1991. Astron, and Astrophys., 255, pp. L13-L16, 1992.
Schreier E., Levinson R., Gursky H. et al. Evidence for the Binary Nature of Centaurus X-3 from UHURU X-Ray
Observations. Astrophys. J. (Lett.), 172, pp. L79-L89, 1972.
Schuster C., Pohl and Schlickeiser R. Neutrinos from a channelled blast wave in jets of AGN, Proc. 27th ICRC.
Copernicus Gesellschaft, pp. 2709-2712, 2001.
SchwentkerO. Evidence for a low-luminosity X-ray pulsar associated with a supernova remnant. Astron, and
Astrophys., 286, pp. L47-L50, 1994.
Seward F.D., Charles P.A. and Smale A.P. A 6 second periodic X-ray source in Carina. Astrophys. J., 305, pp. 814—
816, 1986.
Shakura N.I. and Sunyaev R.A. Black holes in binary systems. Observational appearance. Astron, and Astrophys.,
24,pp. 337-355, 1973.
174 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Shore S.N., Livio М. and van den Heuvel E. Interacting binaries. Lecture notes of the 22nd Advanced Course of
the Swiss Soc. for Astron, and Astrophys., Saas-Fee, Switzerland, 1992. In: Interacting Binaries. Eds. Nuss-
baumer H.and Orr A. Springer - Verlag, Berlin, 1994.
Sikora M., Begelman M.C. and Rees M.J. Comptonization of diffuse ambient radiation by a relativistic jet: The
source of gamma rays from blazars? Astrophys. J., 421, pp. 153-162, 1994.
Skinner G.K. The periodic X-ray transient A0538-66 and its optical counterpart. Space Sci. Rev., 30, pp. 441^146,
1981.
Soong Y. and Rothshild R.E. Long-term, hard X-ray observations of Scorpius X-l from HEAO 1. Astrophys. J.,
274, pp. 327-332, 1983.
Spruit H. and Phinney K.S. Birth kicks as the origin of pulsar rotation. Nature, 393, pp. 139, 1998.
Strickman M.S., Dermer C.D., Grove J.E. et al. Hard X-Ray Spectroscopy and Pulsar Phase Analysis of the Burst-
ing X-Ray Pulsar GRO J1744-28 with OSSE. Astrophys. J. (Lett.), 464, pp. L131-L134, 1996.
Sunyaev R., Churazov E., Gilfanov M. et al. Two hard X-ray sources in 100 square degrees around the Galactic
Center. Astron, and Astrophys, 247, pp. L29-L32, 1991.
Swank J.H., Becker R.H., Boldt E.A. et al. Spectral evolution of a long X-ray burst. Astrophys. J. (Lett.), 212,
pp. L73-L76, 1977.
Taam R.E. and Picklum R.E. Nuclear fusion and carbon flashes on neutron stars, Astrophys. J., 224, pp. 210-216,
1978.
Tavani M., Fruchter A., Zhang S.N. et al. The Dual Nature of Hard X-Ray Outbursts from the Superluminal X-Ray
Transient Source GRO J1655-40. Astrophys. J. (Lett.), 473, pp. L103-L106, 1996.
Teegarden B.J. and Cline Y.L. High-resolution spectroscopy of two gamma-ray bursts in 1978 November. Astro-
phys. J. (Lett.), 236, pp. L67-L70, 1980.
Thompson D.J. Gamma-ray Pulsars: Observations. High Energy Gamma-Ray Astronomy, Int. Symp., 26-30 June,
2000, Heidelberg, Germany, AIP Proc., 558. Eds. Felix A., Aharonian A. and Volk H.J. AIP publ., Melville,
New York, pp. 103-114, 2001.
Totani T. Cosmological Gamma-Ray Bursts and Evolution of Galaxies. Astrophys. J. (Lett.), 486, pp. L71-L74,
1997.
Usov V.V. and Melrose D.B. Pulsars with Strong Magnetic Fields. Polar Gaps Bound Pair Creation and Nonther-
mal Luminosities. Aust. J. Phys., 48, pp. 571-612, 1995.
Urry C.M. and Padovani P. Unified Schemes for Radio-Loud Active Galactic Nuclei. Publ. Astron. Soc. Pacif.,
107, pp. 803-845, 1995.
van Paradijs L. and McClintock J.E. Optical and Ultraviolet Observations of X-ray Binaries. In: X-Ray Binaries.
Ed. Lewin W.H.G., van Paradijs J. and van den Heuvel E.P.J. Cambridge Univ. Press., Cambridge, p. 58,
1995a.
van Paradijs J., Groot P.J., Galama T. et al. Transient optical emission from the error box of the gamma-ray burst
of 28 February 1997. Nature, 386, pp. 686-689, 1997.
van Paradijs J., Taam R.E. and van den Heuvel E.P.J. On the nature of the «anomalous» 6-s X-ray pulsars. Astron,
and Astrophys., 299, pp. L41-L44, 19956.
van Paradijs J. Average properties of X-ray burst sources. Nature, 274, pp. 650-653, 1978.
van Spreybroeck L., Jerius D., Edgar R.J., Gaetz T.J., Zhao P., and Reid P.B. Performance expectation versus
reality. Proc. SPIE 3113, 89-104, 1997.
Vasisht G. and Gotthelf F.V. The Discovery of an Anomalous X-Ray Pulsar in the Supernova Remnant Kes 73.
Astrophys. J. (Lett.), 486, pp. L129-L132, 1997.
Vasisht G., Kulkami S.L., Anderson S.B., Hamilton T.T. and Kawai N. A Cooling Neutron Star in Supernova
Remnant G296.5+10.0. Astrophys. J. (Lett.), 476, pp. L43-L46, 1997.
Warner B. and Robinson E.L. Observations of rapid blue variables.IX.AM CVn (HZ 29). Monthly Not. Roy.
Astron. Soc., 159, pp. 101-111, 1972.
Weaver K.A., White N.E., Tananbaum H. Science with the Constellation X-ray Mission. Am. Astron. Soc. HEAD
Meeting 5, 20.03, Bull. Am. Astron. Soc., 32, p. 1210, 2000.
Weiler K.W. and Sramek R.A. Supemovae and supernova remnants. Ann. Rev. Astron, and Astrophys., 26,
pp. 295-341, 1988.
White N.E., Angelini L., Ebisawa K., Tanaka Y., Ghosh P. The Spectrum of the 8.7s X-Ray Pulsar 4U0142+61.
Astrophys. J. (Lett.), 463, pp. L83-L86, 1996.
ГЛАВА 1.4 КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ 175
White N.E., Swank J.H. and Holt S.S. Accretion powered X-ray pulsars. Astrophys. J., 270, pp. 71 1-734, 1983.
Wijers R.A.M.J., Bloom J.S., Bagla J.S. and Natarajan P. Gamma-ray bursts from stellar remnants - probing the
universe at high redshift. Month. Not. Roy. Astron. Soc., 294, pp. L13-L17, 1998.
Woods P.M., Kouveliotou C., Van Paradijs J. et al. Properties of the second outburst of the bursting pulsar
(GRO J1744-28) as observed with BATSE. Astrophys. J., 517,431, 1999.
Wijnands R. and van der Klis M. A millisecond pulsar in an X-ray binary system. Nature, 394, pp. 344-346, 1998.
Woosley S.E. and Taam R.E. Gamma-ray bursts from thermonuclear explosions on neutron stars. Nature, 263,
pp.101-103, 1978.
Zhang L. and Cheng K.S. High-Energy Radiation from Rapidly Spinning Pulsars with Thick Outer Gaps. Astro-
phys. J., 487, pp. 370-379, 1997.
Zhang S.N., Ebisawa K., Sunyaev R.A. et al. Broadband High-Energy Observations of the Superluminal Jet Sour-
ce GRO J1655-40 during an Outburst. Astrophys. J., 479, pp. 381-387, 1997.
Zhang S.N., Harmon B.A., Paciesas W.S. et al. Periodic transient hard X-ray emission from GRO 1849-03. Ast-
ron. Astrophys. Suppl. Ser., 120, pp. 227-230, 1996.
Zhang S.N., Wilson C.A., Harmon B.A. et al. X-Ray Nova in Scorpius. IAU Circ., No 6046, 1994.
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
Кузьмичев Л.А.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Обзор посвящен бурно развивающемуся в настоящее время разделу астро-
физики - нейтринной астрофизике. Нейтрино, благодаря слабому взаимодействию
с веществом, может выходить из объектов, не прозрачных для других видов излу-
чения, и, следовательно, способно дать важную информацию о процессах внутри
них. Кратко сформулируем основные направления исследований в области ней-
тринной астрофизики, проводимые в настоящее время.
1. Исследование внутреннего строения Солнца.
2. Исследование гравитационного коллапса массивных звезд.
3. Поиск нейтрино от объектов, в которых, по-видимому, происходит ускорение
космических лучей, - таких, как бинарные звездные системы, туманности, образовав-
шиеся после взрыва сверхновых звезд, ядра активных галактик, источники у-всплесков.
4. Поиск темной материи с помощью нейтрино.
5. Исследование нейтринных осцилляций, использующее в качестве источника
атмосферные нейтрино или солнечные нейтрино.
6. Поиск нейтрино из недр Земли (геонейтрино).
7. Исследование темпа формирования массивных звезд в ранние эпохи по диф-
фузному потоку нейтрино от всех гравитационных коллапсов.
О содержании обзора. В разд. 1.5.1 приводится необходимое для дальнейшего из-
ложения краткое введение в теорию слабого взаимодействия. В разд. 1.5.2 дается
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
177
общий обзор основных источников нейтрино в природе: от реликтовых нейтрино
с энергией ~10^эВ до космологических нейтрино с энергией ~Ю20эВ. Солнечные
нейтрино, атмосферные нейтрино и космические нейтрино высоких и сверхвысо-
ких энергий дополнительно рассматриваются в разд. 1.5.3, 1.5.5 и 1.5.6. Для пред-
ставления о масштабах экспериментальных работ в нейтринной астрофизике в
разд. 1.5.4 приводится обзор существующих и проектируемых нейтринных телес-
копов. В разд. 1.5.7, завершающем обзор, описывается подход к поиску темной
материи, основанный на поиске нейтрино из центра Земли и Солнца. Список лите-
ратуры далеко не полон. Приведены только наиболее известные оригинальные
работы и обзоры.
1.5.1. Слабое взаимодействие и свойства нейтрино: краткое введение
Существование нейтрино как элементарной частицы с очень малой массой,
спином 1/2 и электрическим зарядом, равным нулю, было предложено В. Паули
в 1930 г. для объяснения энергетического спектра электронов при радиоактив-
ных Р-распадах ядер. Согласно Паули энергия, выделяющаяся при радиоактив-
ном распаде, уносится электроном или позитроном е+ и нейтрино или анти-
нейтрино v:
Al -> А2+ е + v. (1.5.1)
Первая теория, использующая гипотезу Паули о нейтрино, была создана Э. Ферми
в 1934 г., практически сразу после открытия нейтрона Д. Чадвиком. Ферми принад-
лежит сам термин «нейтрино»: в переводе с итальянского - маленький нейтрон,
«нейтрончик». В теории Ферми вводится новое короткодействующее (радиус взаи-
модействия много меньше размеров ядра) взаимодействие, названное впоследствии
слабым взаимодействием. Слабое взаимодействие вызывает превращение нейтрона в
протон (или протона в нейтрон, что возможно для протонов внутри ядра) с одновре-
менным рождением электрона (позитрона) и антинейтрино (нейтрино). Интенсив-
ность слабого взаимодействия определяется размерной константой G? (константа
Ферми). Размерность G? - эрг-1. Значение G? равно: CF = 10"5/шрс2, где mp - масса
протона, а с - скорость света. Зная значение GF, можно вычислить величину сечения
взаимодействия нейтрино с веществом. Например, для реакции v + р —> п + е+ сече-
ние приблизительно равно:
ct«G2£v2, (1.5.2)
Ev - энергия нейтрино. Для Ev« 1 МэВ (характерное значение энергии нейтрино от
Солнца или от атомного реактора) а « 1 О'43 см2. Пробег до взаимодействия нейтрино
такой энергии в материалах с типичными для земных условий плотностями состав-
ляет Ю20 см, что в 1011 раз больше диаметра Земли.
Впервые взаимодействие нейтрино с веществом удалось зарегистрировать
Ф. Райнесу и К. Коэну в 1956 г. (Cowan and Reines, 1956). Источником нейтрино
(точнее, антинейтрино) в этом эксперименте был ядерный реактор.
178
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Согласно современной классификации (Окунь, 1990), нейтрино является леп-
тоном (лептоны - частицы, не участвующие в сильном взаимодействии). Суще-
ствуют три заряженных лептона (электрон е, мюон ц, тау т) и три нейтральных
(электронное нейтрино ve, мюонное нейтрино и тау-нейтрино vT). Перенос-
чиками слабого взаимодействия между лептонами и кварками являются тяжелые
заряженные W и нейтральные Z-бозоны. Массы W и Z-бозонов ~80 ГэВ, и, соот-
ветственно, радиус слабого взаимодействия ~1/MW~ 10“16см. Реакции, в которых
налетающий лептон меняет знак (происходит обмен W-бозоном), называются ре-
акциями под действием заряженного тока (СС), а реакции, в которых лептон не
меняет знак (происходит обмен Z-бозоном), называются реакциями под действи-
ем нейтрального тока (NC). Упругое рассеяние (ES) электронного нейтрино на
электроне может протекать как под действием заряженного тока, так и под дейст-
вием нейтрального тока, а мюонного нейтрино - только под действием нейтраль-
ного тока.
Нейтрино различного типа - ve, и vT - являются разными частицами. Так, при
взаимодействии с веществом будут рождаться мюоны, а не электроны и тау-леп-
тоны. Такой характер слабого взаимодействия (сохранение электронного, мюонно-
го и таонного лептонных чисел) был подтвержден в многочисленных эксперимен-
тах и заложен в структуру современной Стандартной модели (СМ) элементарных
частиц.
При высоких энергиях (> 1 ГэВ) основной вклад в полное сечение взаимодейст-
вия нейтрино с веществом вносят глубоконеупругие столкновения, сопровождаю-
щиеся рождением адронов:
уи + ДГ-»ц+Х, (1.5.3)
где X - совокупность адронов в конечном состоянии. При взаимодействии ад-
ронов с веществом происходит развитие адронного каскада. Сечение реакции
(1.5.3) растет линейно с ростом энергии нейтрино вплоть до примерно 1013эВ,
достигая величины ~10“34см2. При дальнейшем увеличении энергии линейный
рост сечения сменяется на логарифмический.
Сравнительно недавно было открыто явление осцилляций нейтрино, т. е. пре-
вращение нейтрино одного типа в другое (ve в vM). Это открытие, во-первых, явилось
первым выходом за границу СМ, а, во-вторых, с неизбежностью доказывает, что у
нейтрино есть масса. Причина осцилляций в том, что нейтрино определенного типа
(ve, vM) рождаются как смесь состояний (vi и v2) с определенными и неравными
массами (т\ и т2):
ve = cos0 Vi + sin 0 v2; = - sinO vi + cosO v2, (1.5.4)
где параметр 0 называется углом смешивания.
Вероятность, что нейтрино с энергией Е, образовавшееся как ve, будет после про-
хождения расстояния х находиться в состоянии vH, равна:
/ 2 _ 2 >
/Чуе уц) = sin2 20 sin2 ——— x, (1.5.5)
I 4E
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
179
Вероятность Р(уе -» vM) изменяется по периодическому закону с расстоянием, пе-
риодичность характеризуется «длиной осцилляций» £осц:
_ г л о 2Е 2,5/ГГэВ . 2 2 2 /л г
Д,с.1[км] = 2т1—^- = —Aw ='«2-'«I (1.5.6)
Д/77 Кт эВ
Если угол 0 = л/4 (полное смешивание), то на определенных расстояниях веро-
ятность перехода становится равной единице. При наличии трех типов нейтрино и
трех массовых состояний матрица смешивания содержит три угла смешивания 0i2,
0и, 023 и еще три параметра, значения и смысл которых нам в дальнейшим не пона-
добятся. В силу того, что 012 и 023^*013 и Ami22«m232, можно независимо рассмат-
ривать осцилляции между двумя состояниями и использовать выражение (1.5.5)
для вероятности перехода.
Впервые гипотеза о существовании осцилляций нейтрино была высказана
Б. Понтекорво в конце 1950-х гг. Он же в начале 1970-х гг. предложил осцилляции
нейтрино как возможное объяснение дефицита солнечных нейтрино в эксперимен-
те Р. Дэвиса (Б. Понтекорво, 1967). Действительно, если часть электронных нейт-
рино на пути от Солнца к Земле перейдет в мюонные нейтрино, то число событий в
эксперименте будет меньше, так как в эксперименте Дэвиса возможна регистрация
только электронных нейтрино.
Существенное дополнение в теорию осцилляций, связанное с влиянием вещест-
ва, было внесено в работах С. Михеева, А. Смирнова и Л. Волфенштейна
(МСВ-эффект) (Wolfenstein, 1978; Михеев и Смирнов, 1985, 1986, 1987). В основе
МСВ-эффекта лежит различие во взаимодействии с веществом нейтрино разных
типов. В то время как взаимодействие электронов вещества за счет слабых нейт-
ральных токов одинаково для всех типов нейтрино, только электронные нейтрино
могут взаимодействовать с электронами также за счет заряженных токов.
Собственные функции в веществе Vim и v2m и угол смешивания 0т зависят от
плотности электронов и отличаются от собственных функций и угла смешивания в
вакууме - vb V2 и 0:
ve = cos 0m vlm + sin 0m v2m; = - sin 0m vlm + cos 0m v2m. (1.5.7)
При осцилляции в веществе в теории появляется еще один параметр размерности
длины - длина рефракции:
£0 =л/2л/6р/7е
1,7 -109 см
(Z / Л) р г/см3 ’
(1.5.8)
nQ- плотность электронов, ар- плотность вещества.
Введем параметр х, равный отношению £осц к £0. Легко видеть, что х ~ EvnQ. При
х» 1 (высокая плотность или высокая энергия) 0т-> л/2. При х = cos 20 (резонансная
плотность или энергия) смешивание максимально - 0т=л/4. Наконец, при х -» 0
0т-> 0. При медленном (на длине £о) изменении плотности (адиабатическое прибли-
жение) не происходит переходов между состояниями vlm и v2m. Так, электронное
нейтрино, родившись в центре Солнца в состоянии v2m (0m = к /2), остается в состоя-
нии v2 на выходе из Солнца. Вероятность, что нейтрино при этом будет в состоянии
ve, равна sin2 0 (Р = |{ve | |2).
180 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.5.2. Основные источники нейтрино: тур по шкале энергий
В этом разделе приведен общий обзор основных источников нейтрино. Наглядное
представление об ожидаемых интенсивностях потока нейтрино в широком энергети-
ческом диапазоне можно получить из рис. 1.5.1 (Giagomelli, 2002).
Рис. 1.5.1. Энергетические спектры нейтрино от основных
астрофизических источников
1.5.2.1. Диапазон 10 5-10 3 эВ: реликтовые нейтрино
Согласно современной космологии (Kolb and Turner, 1990), Вселенная заполне-
на реликтовыми нейтрино. Современная концентрация всех сортов нейтрино
(электронных, мюонных и тау) равна 330 см-3. Энергия реликтовых нейтрино
~10~4эВ, возможно, именно такая же, как и у реликтовых фотонов (температура
нейтринного газа ~2 К). Нейтринный газ образует так называемую горячую темную
материю (Hot Dark Matter), затрудняющую формирование структур во Вселенной.
Новые эксперименты, изучающие флуктуации температуры реликтового черно-
тельного излучения, а также данные по распределению масс на космологиче-
ских масштабах позволяют получить ограничение на плотность горячей темной
материи и, соответственно, на массу нейтрино. Так, анализ данных эксперимен-
та WMAP (Spergel et al., 2003) показывает, что сумма масс всех сортов нейтрино
должна быть меньше 0,7 эВ. Лучшее ограничение на массу электронного нейт-
рино, полученное в лабораторных экспериментах (Lobashev et al., 1999; Kraus et al.,
2003), в настоящее время составляет ~2 эВ. Планируемый эксперимент KATRIN
(Osipowicz et al., 2001) позволит снизить это ограничение до 0,3 эВ. Таким образом,
в настоящее время космологический предел на массу нейтрино существенно лучше
лабораторного. Тем не менее, нельзя считать космологическое ограничение пол-
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
181
ностью модельно независимым, так как оно во многом основывается на домини-
ровании во Вселенной неидентифицированной пока холодной темной материи
(Cold Dark Matter).
Непосредственно зарегистрировать сигнал от реликтовых нейтрино крайне
сложно. Возможно, самый многообещающий подход к регистрации реликтовых нейт-
рино - регистрация механического воздействия нейтрино на макроскопическую
мишень. Ожидаемое ускорение не зависит от массы мишени и приблизительно равно
при этом 10"23 см/с2 (Hagman, 1999).
1.5.2.2. Диапазон 0,1-100 МэВ: нейтрино от Солнца, нейтрино от гравитационных
коллапсов, нейтрино из недр Земли
Солнечные нейтрино
Солнце является мощным источником нейтрино. Энергетический спектр солнеч-
ных нейтрино простирается от нуля до 19 МэВ. Полный поток солнечных нейтрино
около Земли примерно равен 6-1010 см"2-с-1. Первая регистрация солнечных нейтрино
была осуществлена в начале 1970-х гг. Р. Дэвисом (Нобелевская премия за 2002 г.).
С тех пор в этом разделе нейтринной астрофизики достигнуты впечатляющие резуль-
таты, рассмотрению которых будет посвящен разд. 1.5.3.
Нейтрино от гравитационного коллапса массивной звезды
Вспышки сверхновых второго рода - одно из грандиознейших явлений во Все-
ленной. Согласно теории звездной эволюции (Шапиро и Тьюкальски, 1985), в про-
цессе последовательного «сгорания» легких элементов в центре массивной звезды
(М> \0Мс) образуется железное ядро с массой (2-2,5)А/с. Дальнейшие реакции
синтеза становятся невозможны, так как энергия связи нуклонов в ядре железа мак-
симальна ~8 МэВ. Плотность в центре звезды достигает ~109 г/см3. Звезда теряет ус-
тойчивость, и происходит катастрофическое сжатие вещества с образованием ней-
тронной звезды с плотностью уже ~1013г/см3. Изменение гравитационной энергии
связи от начального состояния до конечного составляет:
£ = СтА/2/2Я ~ 3-1053 эрг (А/~\,5МС, R « 10 км). (1.5.9)
Девяносто девять процентов этой энергии переходит в нейтрино и антинейт-
рино всех сортов, и только 1% переходит в кинетическую энергию разлетающейся
оболочки и световую вспышку. Длительность нейтринного импульса —10 с. Сред-
няя энергия ve~ 12 МэВ, ve~ 15 МэВ, а для других сортов ~18 МэВ.
Изложенная выше картина основана на теоретических представлениях и чис-
ленных расчетах и была экспериментально проверена только один раз - в 1987 г. при
регистрации нейтринного сигнала от вспышки сверхновой в Большом Магелла-
новом Облаке (Имшенник и Надежин, 1988). Вспышка произошла на расстоянии
55 кпк от Земли, и тремя работавшими нейтринными телескопами (IMB, Kamiokande
и Баксанским сцинтилляционным телескопом) было зарегистрировано около 20 нейт-
ринных событий. Количество событий, их энергия и распределение во времени ка-
чественно совпали с предсказаниями теории. За 5 часов до этого установкой LSD
было зарегистрировано 4 нейтринных события. Эти 4 события, зарегистрированные
182 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
установкой с существенно меньшей массой, чем IMB и Kamiokande, не укладывались
в стандартную картину звездного коллапса и в течение длительного времени игно-
рировались. Только в последнее время появилась весьма интересная интерпрета-
ция возможной природы этих событий (Imshennik and Ryazhskaya, 2004). Безусловно,
регистрация временной структуры, энергетического спектра и доли нейтрино раз-
личных сортов даст весьма важную информацию для понимания такого сложного
явления, как звездный коллапс.
На существующих и проектируемых в настоящее время нейтринных телескопах
можно будет получать детальную экспериментальную информацию о нейтринном
сигнале, только если вспышка сверхновой произошла в галактике, входящей в Мест-
ную группу галактик. Ожидаемая частота вспышек при этом равна 0,03-0,1 год"1.
Ближайшее крупное скопление галактик находится в созвездии Девы на расстоянии
20 Мпк. Для регистрации нейтринного сигнала от сверхновой в этом скоплении
масса детектора должна быть больше 107 тонн (если это водный черенковский детек-
тор, см. разд. 1.5.4). Масса максимального в настоящее время нейтринного телескопа
с низким энергетическим порогом равна 50-103 тонн. Проектируется и в ближайшие
10-15 лет скорее всего будет создан детектор с массой 106 тонн. По-видимому, сле-
дующее поколение нейтринных телескопов сможет достичь массы, необходимой для
регистрации нейтринного сигнала от Девы.
Рождение массивных звезд в ранние эпохи и диффузный поток нейтрино
Достаточно интересную информацию об интенсивности процессов звездной
эволюции на протяжении последних 7-10 млрд, лет можно получить путем регистра-
ции диффузного, изотропного потока нейтрино, образовавшихся от всех гравитаци-
онных коллапсов (Домогацкий, 1984; Ado, 2003). В интенсивности потока этих нейт-
рино и в форме их спектра содержится информация и о полном количестве вещества,
находящегося к настоящему времени в форме нейтронных звезд и черных дыр, и об
изменении со временем темпов формирования массивных звезд, а, следовательно, и
процесса нуклеосинтеза. Экспериментальная ситуация в настоящее время следу-
ющая. По данным нейтринного телескопа Super-Kamiokande поставлен верхний
предел на поток диффузных электронных антинейтрино с энергией выше 19 МэВ,
превышающий в 3-6 раз ожидаемый в ряде теоретических моделей диффузный
поток. Антинейтрино регистрируется по черенковскому свету от позитрона, рожден-
ного в реакции обратного Р-распада:
ve + р —> е+ + п.
Выбор пороговой энергии связан с необходимостью подавления фоновых собы-
тий, имитирующих реакцию обратного Р-распада. При такой пороговой энергии
ожидаемое число событий от диффузного потока ~1 событий в год. Снизить число
фоновых событий можно, регистрируя дополнительно сигнал от нейтрона. Этого
можно добиться, растворяя в воде вещество, содержащее гадолиний (Beacom and
Vagis, 2003). Энергетический порог при этом снижается примерно до 10 МэВ, а
ожидаемая статистика возрастает примерно на порядок. На планируемых мегатон-
ных детекторах можно ожидать около 100 событий в год, а с использованием гадо-
линия - около 1000.
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
183
Нейтрино из центра Земли (геонейтрино)
Известно, что полная мощность, выделяемая внутри Земли, ~4-1013 Вт. Что явля-
ется источником этой энергии? Какой вклад в полное энерговыделение вносит распад
радиоактивных элементов U/Th-рядов? Частично на эти вопросы можно получить
ответ, регистрируя нейтрино, образующиеся в цепочке распада урана и тория. Как
известно, земное магнитное поле непостоянно в больших временных масштабах, и
полная переориентация Земного магнитного диполя происходит в среднем с перио-
дом 200 000 лет. В 1990-е гг. для объяснения такого поведения магнитного поля была
выдвинута гипотеза о существовании ядерного геореактора в центре Земли (Herndon,
1993, 2003). Мощность геореактора - 3-6 ТВт. Отделить нейтрино от геореактора от
уран/ториевых нейтрино можно по энергии: энергия уран/ториевых нейтрино не
превышает 3 МэВ, а энергетический спектр нейтрино от реактора простирается до
8 МэВ. Детектор для поиска нейтрино от геореактора должен быть достаточно уда-
лен от промышленных реакторов. Весьма удобным местом для расположения детек-
тора является Баксанская нейтринная обсерватория (Domogatski et al., 2004).
Летом 2005 г. коллаборация KamLand (Araki et al., 2005) сообщила о регистрации
первых геонейтрино. Таким образом, можно считать, что появился новый раздел
геофизики - нейтринная геофизика.
1.5.2.З. Диапазон 1 ГэВ - 100 ТэВ: атмосферные нейтрино
Атмосферными нейтрино принято называть нейтрино, образующиеся при вза-
имодействии космических лучей с ядрами воздуха. Мюонные нейтрино рождаются в
основном при распаде пионов, каонов и мюонов, а электронные - при распаде мюо-
нов. Фактически энергетический спектр атмосферных нейтрино простирается до
1020 эВ, т. е. до максимальной энергии космических лучей, но, по-видимому, при
энергиях выше 1014—1015 эВ в полном потоке нейтрино начинают доминировать нейт-
рино космического происхождения. Мюон - длиннопробежная частица, и можно
восстановить направление его движения. Отличить мюон от нейтрино от атмосфер-
ных мюонов (т. е. мюонов, рожденных при распаде пионов и каонов) можно, выделяя
мюоны, движущиеся из-под горизонта, так как только нейтрино может пройти толщу
грунта и родить мюон. Поток мюонов от нейтрино существенно меньше потока ат-
мосферных мюонов. Так, на уровне моря поток мюонов от нейтрино в 1011 раз мень-
ше потока атмосферных мюонов, а на глубине 1 км воды - примерно в 106. При изу-
чении атмосферных нейтрино было открыты явление осцилляции нейтрино. Это одно
из наиболее важных открытий для физики элементарных частиц за последние 10-15
лет и первое указание на новую физику за границами СМ.
1.5.2.4. Диапазон 100 ГэВ - 10 ПэВ: космические нейтрино высоких энергий
Нейтринное излучение высоких энергий генерируется в космических объектах
в цепочке распадов заряженных пионов, образованных в результате столкновения
ускоренных частиц с ядрами или фотонами низкой энергии. Регистрация космиче-
ских нейтрино даст возможность существенно лучше понять механизм ускорения
космических лучей.
184
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Кратко перечислим возможные источники нейтрино (Learned and Mannheim, 2000;
Bednarek, 2004):
• галактические источники: оболочки сверхновых звезд, двойные рентгенов-
ские системы, микроквазары, галактическая плоскость;
• внегалактические источники: ядра активных галактик, источники гамма-
всплесков.
Более подробно механизмы генерации космических нейтрино будут обсуждаться
в разд. 1.5.6.
1.5.2.5. Диапазон 1018-1021 эВ: космологические нейтрино и нейтрино от распада
сверхмассивпых частиц
Нейтрино от распада пиона, рожденного при взаимодействии протона сверх-
высокой энергии с реликтовым фотоном, принято называть космологическим нейт-
рино. Так как Вселенная прозрачна для нейтрино, то в спектр космологических нейт-
рино вносят вклад эпохи с различным красным смещением. Из-за порогового
характера фоторождения пионов дифференциальный спектр нейтрино от эпохи с
красным смещением z имеет максимум при энергии (Березинский и др., 1990)
£тах = 2,41018/(1 + z)2 эВ. Следовательно, исследование энергетического спектра
космологических нейтрино позволит понять, как изменялась в разные эпохи интен-
сивность космических лучей.
Кроме астрофизических источников космических лучей сверхвысоких энергий,
в которых протоны ускоряются от низких энергий до сверхвысоких {down-top
модели), достаточно широко обсуждаются модели, в которых космические лучи
образуются при распаде или аннигиляции сверхмассивных частиц или топологиче-
ских дефектов {top-down модели) (Bhattacharjee et al., 1992; Kacheliesh, 2004), рож-
денных при фазовых переходах в ранней Вселенной. При распадах этих частиц
должны рождаться также и нейтрино сверхвысоких энергий. Если считать, что
все или определенная часть космических лучей с энергией выше 1019эВ образу-
ются таким образом, то можно достаточно надежно предсказать соответствующий
поток нейтрино. В качестве примера рассмотрим сценарий Z-вспышек {Z-bursts)
(Weiler, 1999) (под Z следует понимать нейтральный бозон СМ). В этом сценарии
нейтрино, собираясь с космологических расстояний, взаимодействуют с релик-
товыми нейтрино:
v + vp -> адроны, нейтрино, фотоны.
При энергиях нейтрино, соответствующих резонансному рождению Z-бозона
(Ev = A/z2/(2zt7v) = 4,2-1021 (1 3B/wv)), сечение этой реакции резко возрастает. При
распаде Z-бозона на один протон рождаются 26 нейтрино (от распада пионов).
Если космические лучи с энергией выше 1019эВ объясняются этим механизмом, то
поток нейтрино с энергией выше 1018эВ будет примерно равен 100 км-2-год-1-ср"1.
Такой поток может быть зарегистрирован на вводимых в строй в ближайшее деся-
тилетие установках.
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
185
1.5.3. Солнечные нейтрино
Энергия внутри Солнца выделяется, как известно, в результате термоядерных ре-
акций рр-цикла. Эту цепочку реакций символически можно представить следующим
уравнением:
4р -> а + 2е++ 2ve, (1.5.10)
т. е. происходит слияние четырех протонов с образованием а-частицы, двух пози-
тронов и двух электронных нейтрино. При этом выделяется 26,7 МэВ, малая часть
этой энергий (0,6 МэВ) уносится нейтрино.
Наиболее важными реакциями рр-цикла, которые сопровождаются испусканием
нейтрино, являются следующие (Бакал, 1993):
р + р -> 2Н + е+ + ve (£v < 0,420 МэВ), (1.5.11)
p + e’+p->2H + ve(£v= 1,422 МэВ), (1.5.12)
3Не + р -> 4Нс +ve (£v < 18,773 МэВ), (1.5.13)
7Ве + е+-> 7Li + ve(Ev = 0,862 МэВ, 89,7%; Ev = 0,384 МэВ, 10,3%), (1.5.14)
8В -> 7Ве* + е+ + ve (Ev < 15 МэВ).
(1.5.15)
На рис. 1.5.2 приведены наиболее точные на сегодня расчеты энергетических
спектров солнечных нейтрино (Bahcall et al., 2001). В процентах у каждой кривой
указана допустимая ошибка в интенсивности. Указанные потоки принято называть
предсказаниями Стандартной Солнечной Модели (ССМ).
Рис. 1.5.2. Энергетические спектры солнечных нейтрино
Экспериментальное исследование солнечных нейтрино началось в конце
1960-х гг. со знаменитого хлор-аргонового радиохимического эксперимента Дэвиса
(Davis et al., 1968). История этого эксперимента подробно описана в книге Д. Бакала
186
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
(Бакал, 1993). Идея эксперимента состоит в выделении радиохимическими методами
радиоактивного изотопа 37Аг, образуемого в веществе в результате реакции:
vc + 37Cl -> е’+37Аг. (1.5.16)
Пороговая энергия Епор«0,8 МэВ позволяет детектировать все главные ис-
точники солнечных нейтрино, кроме нейтрино от основной рр-реакции. Впервые
для регистрации нейтрино реакция (1.5.16) была предложена Б. Понтекорво еще в
1946 г. В качестве мишени в эксперименте Дэвиса использовалось 615 тонн пер-
хлорэтилена (C2CI4). О сложности эксперимента можно судить по количеству ато-
мов аргона, накапливаемых в полной массе перхлорэтилена за одни сутки, - в
среднем 0,5 атомов!
Экспериментальный темп счета нейтринных событий по данным этого экспе-
римента был меньше предсказанного примерно в 3 раза. Это противоречие между
расчетом и экспериментом явилось мощным стимулом как для развития теории,
так и для проведения новых экспериментов, и было разрешено только спустя 30 лет
после появления первых результатов Дэвиса.
В начале 1990-х гг. начали работать два галлий-германиевых эксперимента:
российско-американский эксперимент SAGE (Gavrin et al., 2003) и итало-германский
эксперимент GALLEX (Hampel et al., 1999). Для детектирования нейтрино в этих
экспериментах используется реакция:
vc + 7lGa—> e~ + 7lGe. (1.5.17)
Энергетический порог этой реакции 0,23 МэВ. Низкая пороговая энергия делает
возможным детектирования рр-нейтрино. Впервые эта реакция для регистрации
солнечных нейтрино рассматривалась в работе (Кузьмин, 1965).
Результаты экспериментов SAGE и GALLEX находятся в согласии друг с другом.
Полученный в этих экспериментах нейтринный поток составляет примерно 60% от
предсказаний ССМ.
Радиохимические эксперименты имеют два недостатка. Методика основана на
накоплении радиоактивных изотопов в массе мишени с последующим их извле-
чением. Время накопления составляет примерно 60 дней для эксперимента Дэвиса
и 30-40 дней для эксперимента SAGE. Время регистрации отдельного нейтринного
события неизвестно, восстанавливается усредненный по времени поток нейтрино.
Во-вторых, в этих экспериментах невозможно восстановить энергетический спектр
нейтрино.
Впервые осуществить регистрацию солнечных нейтрино с помощью мето-
дики, лишенной указанных недостатков, удалось на водном черенковском детек-
торе Kamiokande (Hirata et al., 1991) и существенно более крупном детекторе
Super-Kamiokande (Fukuda et al., 2001) (этот детектор будет кратко описан в
разд. 1.5.6). В этих установках регистрируется черенковский свет от быстрых
электронов, получивших энергию при упругом рассеянии (ES) нейтрино на элект-
ронах среды:
vx + e“—> vx + e"(ES). (1.5.18)
где vx - ve, vp, vT. Рассеяние нейтрино на электроне чувствительно к нейтрино лю-
бого типа, хотя сечение рассеяния для электронных нейтрино в семь раз больше,
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
187
чем для мюонных и т-нейтрино. Ясно, что
при этом возможно точно определять время
регистрации каждого нейтринного собы-
тия. Энергетическое распределение элект-
ронов отдачи отражает энергетический
спектр потока нейтрино. Электроны отдачи
в реакции (1.5.18) рассеиваются главным
образом в направлении приходящего нейт-
рино. Это позволяет отделить по угловому
распределению электронов отдачи собы-
тия, вызванные солнечными нейтрино, от
фоновых событий. На рис. 1.5.3 приведено
угловое распределение зарегистрирован-
ных электронов в установке Super-Kamio-
kande. По оси абсцисс отложен косинус
угла 0sun между направлением от Солнца и
направлением движения электрона. Пик
при cos 0sun -> 1 прекрасно виден. Энерге-
Рис. 1.5.3. Угловое распределение
электронов отдачи в установке Super-
Kamiokande. cosOsun-> 1 соответствует
направлению от Солнца
тический порог определяется темпом счета фоновых событий, имитирующих реак-
цию (1.5.18) (например, p-распады от радиоактивных элементов или комптонов-
ские электроны от гамма-квантов), и примерно равен 5 МэВ для установки Super-
Kamiokande.
Если предположить отсутствие осцилляций, то в потоке солнечных нейтрино
будут только электронные нейтрино. В этом случае поток нейтрино, по данным уста-
новки Super-Kamiokande, равен:
Фзк(уе)= (2,32 ± 0,03 (стат.) ± 0,06 (систем.))-106 см 2-с \ (1.5.19)
Этот поток равен 0,45 от предсказаний ССМ.
Канадский детектор SNO (Sudbury Neutrino Observatory) (Ahmad et al., 2000) так-
же является водным черепковским детектором, только в нем обычная вода заменена
на тяжелую - детектор содержит 1 000 т Э2О. Энергетический порог детектора около
5 МэВ. Реакции при взаимодействии нейтрино с дейтроном приведены ниже:
ve+d—>р + р + е+ (СС), (1.5.20)
ve+ d -> n + р + ve (NC), (1.5.21)
vx+e" —> vx+e"(ES). (1.5.22)
Реакции под действиями заряженных и нейтральных токов на дейтроне отлича-
ются конечными состояниями. Кроме того, следует подчеркнуть, что сечение ре-
акции (1.5.21) для всех типов нейтрино одинаковое. В силу этого можно восста-
новить из анализа данных вклады электронных и других типов нейтрино в полном
потоке солнечных нейтрино. Поясним, как регистрируют сигнал от нейтрона в
черенковском детекторе. Нейтрон захватывается ядром дейтерия, при этом выде-
ляется гамма-квант с энергией около 6 МэВ. Последующее комптоновское рассе-
яние этого гамма-кванта приводит к появлению быстрых электронов, излучающих
черенковский свет.
188
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Рис. 1.5.4. Потоки электронных, мюонных и т-нейтрино по данным
установки SNO
Результаты анализа данных эксперимента (Ahmad et al., 2002) приведены на
рис. 1.5.4. По оси абсцисс на этом графике отложены значения потока электрон-
ных нейтрино Фе, а по оси ординат - сумма потоков мюонных и т-нейтрино Фит.
Полный поток всех сортов нейтрино из анализа событий, вызванных нейтральными
токами (NC), равен:
G»sno(Vx,NC) = (5,09 ± 0,44 (стат.) ± 0,45 (систем.))-106 см*2-с*1. (1.5.23)
На рис. 1.5.4 поток ФзмоСч^С) изображен наклонной полосой, ширина полосы
равна ошибке в определении потока. Значение Фзью(^,НС) находится в хорошем
согласии с предсказанием ССМ (пунктирная полоса на рис. 1.5.4).
Поток электронных нейтрино можно получить из анализа событий, вызванных
заряженными токами (СС):
OsNo(ve,CC)= (1,76 ± 0,05 (стат.) ± 0,09 (систем.))-10б см*2-с*'. (1.5.24)
Поток электронных нейтрино изображен на рис. 1.5.4 вертикальной полосой.
Область пересечения этой полосы с полосой, отображающей Фзмо(Ух^С), показы-
вает значение потока мюонных и т-нейтрино.
<I)sno(vm, vT)= (3,41 ± 0,45 (стат.) ± 0,46 (систем.))-106 см"2-с-1. (1.5.25)
Наклонной полосой на рис. 1.5.4 изображен также поток нейтрино Ф3\о(Е8), вос-
становленный по упругому рассеянию на электронах, в зависимости от доли элект-
ронных нейтрино в полном потоке.
Таким образом, во-первых, надежно установлено наличие неэлектронных нейтри-
но в потоке солнечных нейтрино, что доказывает наличие осцилляций нейтрино. Во-
вторых, подтверждаются потоки нейтрино, предсказанные ССМ.
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
189
Существование осцилляций между электронными и мюонными нейтрино было
подтверждено японским экспериментом KamLand (Ahmed et al., 2003). В этом экспе-
рименте регистрируются антинейтрино от всех атомных станций Японии.
Совместный анализ данных всех экспериментов по регистрации солнечных
нейтрино и данных эксперимента KamLand дает следующие значения параметров
осцилляций:
кт\ = (7,1 + 1,2-0,6)-10’5 эВ, 0,2 = 33°. (1.5.26)
На рис. 1.5.5 (McKeon and Vogel, 2003) показано, как с учетом приведенных выше
параметров осцилляций результаты всех экспериментов согласуются с предсказани-
ями ССМ. Такое согласие возможно только благодаря влиянию на осцилляции веще-
ства Солнца (МСВ-эффект).
1.5.4. Установки и методы регистрации
1.5.4.1. Подземные нейтринные телескопы
Нейтринные телескопы - крупные экспериментальные установки, содержащие
103—104 регистрирующих каналов. Методика регистрации заряженных частиц, рож-
денных при взаимодействии нейтрино, самая разнообразная - сцинтилляционные
баки (Баксанский сцинтилляционный телескоп), стримерные трубки (установка
MACRO), регистрация черенковского света в воде (установки Super-Kamiokande
и SNO). Энергетический порог установок 5-10 МэВ. Для уменьшения фона от атмо-
сферных мюонов нейтринные телескопы размещают в помещениях, экранированных
от поверхности слоем грунта толщиной 1-2 км. Достаточно подробный обзор нейт-
ринных телескопов приведен в работе (McDonald and Spiering, 2003). В табл. 1.5.1
приведены параметры практически всех нейтринных телескопов. Следует отметить,
что ряд установок (IMB, NUSEX, FREJUS,
SOUDAN) создавался в 1980-е гг. прежде
всего для поиска распада протона.
Наибольшим из существующих под-
земных нейтринных телескопов является
водный черенковский детектор Super-
Kamiokande. Детектор представляет собой
стальной цилиндрический резервуар (вы-
сотой 41 м и диаметром 38 м), наполнен-
ный водой. Полная масса воды ~50 тыс.
тонн. Внутренний объем просматривается
11 тысячами фотоумножителей с диамет-
ром фотокатода 50 см, равномерно разме-
щенных по внутренней поверхности резе-
рвуара. Площадь, покрытая фотокатодами
фотоумножителей, примерно равна 40%
всей внутренней площади резервуара.
Снаружи резервуар окружен со всех сторон
Поток v/Поток v (ССМ)
1,0
0,8 -
0,6 -
0,4 -
0,2 -
0
Ga
SNO(NC)
С1 <j> Super К
SNO(CC)
Рис. 1.5.5. Отношение потоков нейтрино,
зарегистрированных в различных
экспериментах, к потоку, предсказываемому
ССМ (черные точки). Белые точки -
расчет указанного отношения
с учетом осцилляций нейтрино
190
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Таблица 1.5.1
Подземные нейтринные телескопы
Детектор Год ввода в эксплуатацию Эффективная площадь, м2 Состояние
Южная Индия 1965 25-40 демонтирован
Южная Африка 1965 174 демонтирован
БАКСАН 1978 260 в эксплуатации
IMB, KAMIOKANDE, NUSEX, FREJUS, LSD, SOUDAN, LVD 1981-1993 10-400 в эксплуатации только LVD
MACRO (Gran Sasso) 1994 900 эксплуатация остановлена в 2000 г.
Super-Kamiokande 1996 1100 в эксплуатации
SNO (Canada) 1999 300 в эксплуатации
слоем воды толщиной 2,5 м, также просматриваемой фотоумножителями. Большое
число фотоумножителей позволяет получать детальный «образ» события и разделять
события от взаимодействия мюонных нейтрино с образованием мюона от событий,
вызванных взаимодействием электронных нейтрино с электроном в конечном со-
стоянии. Наличие активной защиты дает возможность выделять нейтринные события
не только снизу, т. е. от нейтрино, прошедших Землю, но и сверху.
1.5.4.2. Оптические нейтринные телескопы в естественных средах
Идея регистрации нейтрино в природных водоемах по черенковскому излучению
рожденного при взаимодействии нейтрино мюона была предложена в начале
1960-х гг. М.А. Марковым (Markov, 1960), но нашла свое экспериментальное вопло-
щение только в 1990-е гг.
Глубоководный нейтринный телескоп можно представить как систему простран-
ственно разнесенных фотоприемников (фотоумножители с большой площадью фото-
катода или гибридные фотоприемники, как, например, Квазар-370 в Байкальском
глубоководном нейтринном телескопе НТ200). Расстояние между фотоприемни-
ками по порядку величины совпадает с длиной поглощения света. Траектория мюона
может быть восстановлена по времени регистрации черенковского света фотоприем-
никами с точностью порядка 1°. Примерно с такой же точностью при высоких энер-
гиях (> 100 ГэВ) направление движения мюона совпадает с траекторией нейтрино.
Нейтрино и, соответственно, мооны от нейтрино пересекают детектор со всех на-
правлений, но отделить мюоны от нейтрино от мюонов, рожденных в распадах
пионов и каонов, можно только с направлений из нижней полусферы (из-под Земли).
Действительно, только нейтрино может пересечь земной шар и родить мюон вблизи
поверхности.
Фотоприемники помещают в стеклянные сферы для защиты от внешнего дав-
ления воды. Фотоприемник с дополнительной, необходимой для его работы электро-
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
191
никои (источники высокого напряжения, делитель, предусилитель, светодиод для
калибровки), принято называть оптическим модулем. Оптические модули крепятся к
вертикальному тросу с буем на одном конце и якорем на другом. Трос с оптическими
модулями принято называть гирляндой, или стрингом (от англ, string).
Начало обсуждения проекта первого глубоководного нейтринного телескопа от-
носится к середине 1970-х гг. Проект назывался DUMAND (Deep Underwater Muon
and Neutrino Detection). Предполагалось создать глубоководный нейтринный теле-
скоп в Тихом океане, в 20 км от одного из Гавайских островов. В течение работы над
этим проектом был заложен методический фундамент будущих экспериментов, но
сам проект не был реализован.
С начала 1980-х гг. на озере Байкал ведутся эксперименты по глубоководной
регистрации мюонов и нейтрино. Толчком к развитию работ на Байкале было заме-
чание А.Е. Чудакова, обратившего внимание на то, что наличие прочного льда на
озере Байкал в течение почти двух месяцев дает возможность сравнительно просто и
дешево проводить работы по развертыванию глубоководной установки. В 1998 г. был
введен в эксплуатацию Байкальский нейтринный телескоп НТ200 (Belolaptikov et al.,
1997) (рис. 1.5.6). Телескоп расположен в южной части озера на расстоянии 3,6 км от
берега. Центр телескопа расположен на глубине 1 150 м. Это первый в мире удачный
опыт создания глубоководных установок такого масштаба. В настоящее время закон-
чено расширение установки НТ200 до установки НТ200+. В новой конфигурации к
телескопу НТ200 добавлены три внешних стринга на расстоянии 100 м от центра
НТ200. Чувствительность новой уста-
новки к нейтрино сверхвысоких энергий
возросла в четыре раза. Начато проек-
тирование глубоководного телескопа
объемом ~1 км3.
В начале 1990-х гг. были начаты ра-
боты по созданию нейтринного теле-
скопа AMANDA (Anders et al., 2000) на
Южном полюсе, на американской стан-
ции «Амудсен-Скотт». Южный полюс
покрыт, как известно, льдом толщиной
около трех километров. Реализация
проекта стала возможной благодаря
уникальной методике создания глубо-
ких (2 км!) каналов во льду с помощью
горячей воды. Канал замерзает пример-
но через двое суток, и этого времени
достаточно для монтажа гирлянды фо-
топриемников, но поднять и отремон-
тировать гирлянду уже невозможно. В
настоящее время AMANDA состоит из
677 фотоприемников, размещенных на
19 стрингах, и является крупнейшим
Рис. 1.5.6. Схематическое изображение
телескопа HT200. Отдельно показаны 2 пары
оптических модулей (4) и электронный
модуль (3), образующие структурную
единицу телескопа, «связку». 1 - блок
электроники детектора, 5,6- лазеры,
используемые для калибровки
192
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
нейтринным телескопом. Начаты работы по расши-
рению установки до объема в 1 км3 (Spiering, 2004).
Новая установка IceCube (рис. 1.5.7) будет состоять
из 4 800 оптических модулей на 80 стрингах. Над
установкой будет расположена установка IceTop для
регистрации широких атмосферных ливней от кос-
мических лучей.
Эффективные площади и объемы нейтринных
телескопов в естественных средах существенно
превышают площади и объемы подземных устано-
вок, а энергетический порог существенно выше -
10-100 ГэВ. Основные задачи нейтринных телеско-
пов в естественных средах - исследование потока
нейтрино высоких и сверхвысоких энергий от кос-
мических источников (разд. 1.5.6), поиск темной
материи (разд. 1.5.7), а также поиск экзотических
частиц, предсказываемых современной теорией
(магнитные монополи, странглеты, Q-боллы).
Рис. 1.5.7. Нейтринные
телескопы IceCube и Amanda.
Установка для регистрации
ШАЛ IceTop
В табл. 1.5.2 приведены характеристики существующих и проектируемых нейт-
ринных телескопов.
1.5.4.3. Проекты неоптических нейтринных телескопов
Разумной границей объема оптических нейтринных телескопов, по крайней ме-
ре, на ближайшее 20 лет, является 1 км3. Возможные пути увеличения объема нейт-
ринных телескопов и, следовательно, продвижения в область более высоких энер-
гий связаны с регистрацией акустического и высокочастотного («100-1 000 мГц)
радиосигнала от электромагнитных и адронных каскадов. Существование акусти-
ческих и радиочастотных сигналов от электромагнитных каскадов было предсказа-
но более 40 лет назад Г. Аскарьяном (Аскарьян, 1957, 1961).
Ионизационные потери частиц вызывают мгновенный нагрев вещества в объеме
каскада (диаметр ~10см, длина ~10м) и, как следствие, появление биполярного
звукового сигнала. Звуковая волна распространяется в диске, перпендикулярном
каскаду, максимум частот приходится на 20 кГц (yMax~d/c33, d - диаметр каскада,
сзв - скорость звука).
При развитии адронного или электромагнитного каскадов в среде электроны и
фотоны каскада выбивают электроны из атомов среды, позитроны каскада анниги-
лируют «на лету» с электронами среды. Оба эти эффекта приводят к существенному
избытку отрицательного заряда, равному примерно 20-30% от числа заряженных
частиц на данном уровне развития каскада. Существование отрицательного избытка
заряда приводит к черенковскому излучению от каскада в области радиоволн.
При X > d излучение зарядов является когерентным и интенсивность излучения про-
порциональна квадрату энергии каскада. Теоретические предсказания Аскарьяна бы-
ли впоследствии подтверждены в экспериментах на ускорителях (Sulak et al., 1979;
Saltzberg et al., 2000). Преимущество акустического и радиочастотного детекти-
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
193
Таблица 1.5.2
Нейтринные телескопы в естественных средах
Детектор Г од ввода в эксплуатацию Эффективная площадь, тыс. м2 Состояние
НТ-36 (Байкал) 1993 0,15
НТ-96 (Байкал) 1996 0,4-3,0
НТ-200 (Байкал) 1998 1,3-10,0 в эксплуатации
НТ-200+ (Байкал) 2005 40 (Е> 100 ТэВ) в эксплуатации
ГВД (Байкал) ? 1000(Е> 100 ТэВ) проектируется
DUMAND-II (Гаваи) - 3-20 работы остановлены в 1995 г.
AMANDA В (Южный полюс) 1997 5-20
AMANDA II (Южный полюс) 2000 15-50 в эксплуатации
IceCube (Южный полюс) 2005-2010 1000 сооружается
ANTARES (Средиземное море) 2006-2007 10-60 сооружается
NESTOR (Средиземное море) >2007 20 сооружается
NEMO (Средиземное море) 9 1000 проектируется
KM3net (Средиземное море) ? 1000 проектируется
рования связаны со слабым затуханием звука (например, в воде) и радиосигнала
(в диэлектрических средах, таких, как холодный лед или сухая соль). Это позволяет
проектировать установки с большим (сотни метров) расстоянием между отдельными
детекторами. Недостатки этих методов регистрации - высокий энергетический порог
(~1016 эВ) и сложная методика выделения сигнала из шумов.
В настоящее время акустические детекторы находятся в стадии проектирования
и изучения методики выделения полезного сигнала из шумов. Предполагается, что
создаваемые оптические нейтринные телескопы (НТ200+, NESTOR, ANTARES,
IceCube) будут дополнены детекторами акустических сигналов для расширения
эффективного объема регистрации. Обсуждается возможность использования для
регистрации каскадов от нейтрино системы гидрофонов, созданных ВМС США
вблизи Багамских островов (проект AUTEC) и решетку из акустических антенн,
установленную на Камчатке для наблюдения за подводными лодками в Тихом
океане (проект AGAM).
Проекты, использующие методику регистрации высокочастотного радиосигнала,
развиваются успешнее. Уже несколько лет на Южном полюсе работает установка
RICE (Radio Ice Cherenkov Experiment), состоящая из 20-ти антенн, вмороженных в
лед. В летний антарктический сезон 2006-2007 гг. планируется запуск вокруг Южно-
го полюса баллона с установкой, способной регистрировать радиосигналы от взаи-
модействий нейтрино в толстом антарктическом льду (проект ANITA). С высоты
35 км установка будет просматривать огромный объем. Предполагается, что в этом
эксперименте удастся зарегистрировать первые события от нейтрино ультравысоких
194 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
энергий (> 1017 эВ). В эксперименте GLUE была сделана попытка зарегистрировать с
помощью двух радиотелескопов сигнал от взаимодействия нейтрино с Луной. По-
ставлен предел на поток нейтрино с энергией выше Ю20эВ. Обзор этих проектов
приводится в работах (McDonald and Spiering, 2003; Learned, 2003).
1.5.4.4. Возможности наблюдения сигналов от нейтрино ультравысоких энергий
на проектируемых установках ШАЛ
Для исследования космических лучей с энергией выше Ю20эВ в Аргентине
создается установка Оже (Auger) площадью 3 000 км2 для регистрации широких
атмосферных ливней. Активно проектируются установки для регистрации со
спутников флюоресцентного света от ШАЛ. Такие установки (зеркало и мозаика
фотоумножителей) будут с высоты орбиты (—500 км) просматривать площадь, в
десятки раз превышающую площадь установки Оже. В настоящее время суще-
ствует три проекта: европейский проект EUSO, американский OWL и российский
КЛПВЭ.
Хотя основная цель новых установок - исследование космических лучей выше
границы реликтового обрезания, эти установки представляют интерес и для нейт-
ринной астрофизики ультравысоких энергий. Возможность выделения сигнала от
нейтрино на установке Оже связана с регистрацией горизонтальных атмосферных
ливней, т. е. ливней с зенитным углом прихода более 80° (Letessier-Selvon, 2003). Ес-
ли такой ливень образован протоном при взаимодействии с ядром воздуха в верхних
слоях атмосферы, то на расстоянии между точкой взаимодействия и установкой
электронно-фотонная компонента ливня затухнет, и установка будет регистрировать
только мюоны. Иными словами, горизонтальные ливни от протонов являются очень
«старыми». Нейтрино, в отличие от протона, может провзаимодействовать в любой
точке от границы атмосферы до установки. Таким образом, если в горизонтальном
ливне осталась электронно-фотонная компонента («молодой» ливень), то это сильное
указание на то, что это ливень от нейтрино.
В установках EUSO, OWL и КЛПВЭ будет «прописываться» кривая продольно-
го развития ливня. Ливень, точка зарождения которого далеко от границы атмо-
сферы, - кандидат в ливни от нейтрино.
1.5.5. Атмосферные нейтрино и открытие осцилляций
Атмосферные нейтрино образуются при распаде пионов и каонов, рожденных
при взаимодействии космических лучей с ядрами воздуха. В полном потоке нейт-
рино, падающем на поверхность Земли, атмосферные нейтрино доминируют в
энергетическом диапазоне от сотен МэВ до, по-видимому, сотен ТэВ.
При получении выражения для энергетического спектра атмосферных нейтрино
следует учитывать возможность взаимодействия пиона и каона до его распада. Время
жизни пиона пропорционально его энергии, и, соответственно, вероятность распада
до взаимодействия обратно пропорциональна энергии. При энергии, значительно
выше некоторой критической Епкр, энергетический спектр нейтрино будет иметь на-
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
195
—^- = 2,85-10-2 Е ’ ------------------+---------------------+ CDr
dEv v I 1 + 6(EV/E7)cos0 1 + 1,44(EV/E^p)cos0 p
клон на единицу больший, чем спектр первичных космических лучей. Спектр мюон-
ных нейтрино в широком диапазоне энергий можно аппроксимировать следующим
выражением (Волкова, 1980):
. (1.5.27)
Размерность выражения: см"2-с_1-ср_1-ГэВ-1. Первый член в круглых скобках
описывает нейтрино от распада пионов (Елкр = 120 ГэВ), второй - от каонов
(Еккр = 820 ГэВ), третий член Срг описывает нейтрино «быстрой» (или прямой)
генерации (нейтрино от распада чармированных частиц).
При высоких энергиях (Ev> 10 ТэВ) дифференциальный энергетический спектр
атмосферных нейтрино от тг- и К-распадов описывается степенной функцией с по-
казателем ~3,7 - на единицу больше, чем показатель наклона спектра космических
лучей. Показатель наклона спектра нейтрино «быстрой» генерации равен ~2,7. При
консервативных представлениях о сечениях рождения чармированных частиц
Срг= (3-5)-10-4. Нейтрино «быстрой» генерации при этом начинают вносить суще-
ственный вклад в полный поток атмосферных нейтрино при Ev> 300 ТэВ. Отметим,
что в настоящее время нельзя отбросить возможность и существенно большего по-
тока нейтрино «быстрой» генерации - Срг~3-1СГ3. Знание потока нейтрино «быст-
рой» генерации весьма важно при выделении событий от космических нейтрино
высоких энергий.
Из выражения (1.5.27) видно, что при увеличении зенитного угла 0 поток нейт-
рино возрастает. Причина этого в том, что при больших зенитных углах пионы и
каоны рождаются в более разреженной атмосфере, и вероятность их распада по
сравнению с взаимодействием увеличивается. В области, где доминируют нейтрино
«быстрой» генерации, угловое распределение нейтрино изотропное (если не учи-
тывать поглощение нейтрино в Земле).
В конце 1980-х гг. при исследовании потоков мюонных и электронных нейтрино
были получены первые указания на существование осцилляций. Мюонные нейтри-
но образуются при распаде пионов (каонов) и мюонов, а электронные - только при
распаде мюонов. В силу этого отношение потоков мюонных нейтрино к электрон-
ным в отсутствие осцилляции должно быть примерно равным двум. Отношение
vp/ ve можно восстановить по отношению нейтринных событий с мюоном в конечном
состоянии к событиям с электроном: (|1/е)ЭКсп- Чтобы исключить особенности от-
дельных детекторов, удобно анализировать отношение этой величины к ожидаемой
расчетной:
R = (ц/е) эксп / (ц /е)расч.
По данным различных нейтринных телескопов, значение величины R находилось в
диапазоне от 0,5 до единицы. Отличие величины R от единицы может быть объясне-
но гипотезой осцилляций нейтрино, т. е. уменьшением потока мюонных нейтрино
при прохождении через Землю, но не доказывает существование осцилляций. Кроме
гипотезы осцилляции нейтрино, было несколько альтернативных объяснений, почему
R может быть меньше единицы.
196
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Вероятность перехода нейтрино типа а в b зависит от соотношения между дли-
ной пробега нейтрино и длиной осцилляции Лосц- Напомним выражение для Лосц:
г г л _ 2Е 2,5ЕГэВ * 2 2 2 /1 поч
L [км] = 2тт--- =--------tsm =т\-тх. (1.5.28)
0011 Am2 Ат2 эВ2 21
Для Ат2- 10 3 эВ и Ev - 1 ГэВ, АОСЦ-2500 км, т. е. сравнима с диаметром Земли и
много больше расстояния от точки
рождения нейтрино в атмосфере до
поверхности Земли -20 км. Таким
образом, если поток мюонных ней-
трино уменьшен из-за осцилляций
при регистрации нейтрино снизу, то
он не может быть уменьшен при ре-
гистрации нейтрино сверху. Кроме
того, в силу зависимости L0Cll от
энергии уменьшение нейтринного
потока также должно зависеть от
энергии. Именно такой характер зе-
нитно-углового распределения для
мюонных событий и был открыт
на установке Super-Kamiokande в
1998 г. (Fukuda et al., 1998).
Главные результаты по иссле-
дованию углового распределения для
событий от электронных нейтрино
(ъ-Нкё) и мюонных нейтрино (\i-like)
приведены на рис. 1.5.8. События из-
под Земли имеют зенитный угол
меньше нуля, а события сверху -
больше нуля. Более 90% событий,
включенных в анализ, - это собы-
тия, для которых точка рождения
мюона и точка его остановки лежат
внутри детектора (fully contained (FC)
events). Для таких событий энергия
мюона может быть достаточно хо-
рошо измерена по полному числу
черенковских фотонов. 10% собы-
COsO
COS0
Q-like
COSO
Q-like
60 - £>2,5 ГэВ
cosO
Рис. 1.5.8. Зенитно-угловые распределения для
событий от электронных и мюонных нейтрино,
а - суб-ГэВные, б - мульти-ГэВные события.
Заштрихованные области - расчет углового
распределения в отсутствие осцилляций,
сплошные линии - расчет с учетом осцилляций
(Дл12з2= (2,0 ± 0,5)-10’3 эВ2, sinO23 = 1).
тий - события, для которых только
точка рождения находится внутри
детектора (partially contained (PC)
events). Для таких событий можно
только получить оценку снизу на
величину энергии. Все события были
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
197
разделены на две части по энергии. Суб-ГэВные события - энергия меньше 1,3 ГэВ, и
мульти-ГэВные события - энергия выше 1,3 ГэВ. В свою очередь, суб-ГэВные собы-
тия разделены на две части - Е< 0,4 ГэВ и Е > 0,4 ГэВ, также мульти-ГэВные собы-
тия разделены на две части - Е < 2,5 ГэВ и Е > 2,5 ГэВ. Зенитно-угловое распределе-
ние событий от электронных нейтрино достаточно симметрично относительно
горизонтального направления и хорошо совпадает с ожидаемым во всех рассматри-
ваемых энергетических интервалах. Распределение мюонных событий симметрич-
но только при Е < 0,4 ГэВ, при больших энергиях оно становится асимметричным -
поток нейтрино из-под Земли меньше потока мюонных нейтрино сверху. Такое по-
ведение зенитно-углового распределения событий от мюонных нейтрино можно
объяснить только в рамках гипотезы осцилляции нейтрино, причем осцилляции
между мюонным и т-нейтрино.
Детальный анализ данных дает следующие значения на параметры осцилляции:
Д^2з2 = (2,0 ± 0,5)-10”3 эВ2, sin2023> 0,94. Этот результат был подтвержден в экспе-
рименте с «дальними» нейтрино. В этом эксперименте поток мюонных нейтрино
от ускорителя КЕК направлялся на установку Super-Kamiokande, расположенную
на расстоянии 250 км от ускорителя. Было зарегистрировано 56 событий вместо 80,
ожидавшихся в отсутствии осцилляций.
Осцилляции между мюонными и электронными нейтрино, открытые при изуче-
нии солнечных нейтрино, весьма сложно обнаружить при изучении атмосферных
нейтрино, так как длина осцилляции для Ev ~ 1 ГэВ и при Дт122 = 7-10"5 эВ2 прибли-
зительно равна 30 000 км, что существенно больше диаметра Земли.
1.5.6. Нейтрино высоких и сверхвысоких энергий
Одна из важнейших задач астрофизики высоких энергий состоит в нахождении и
объяснении механизмов работы источников космических лучей высоких энергий.
Существенную роль в решении этой задачи играет гамма-астрономия высоких энер-
гий. Достижения гамма-астрономии последнего десятилетия прошлого века - регист-
рация гамма-квантов от ряда галактических и внегалактических источников - дают
богатую информацию для изучения источников космических лучей. Тем не менее
гамма-астрономия, по-видимому, не сможет дать полной информации, необходимой
для построения законченных моделей источников. Источниками гамма-квантов вы-
сокой энергии могут быть как адроны, так и электроны высокой энергии. Задача раз-
деления вклада адронов и электронов в поток гамма-квантов оказалась достаточно
трудной. В силу этого в настоящее время, несмотря на регистрацию гамма-квантов с
энергией выше 1 ТэВ от ряда оболочек сверхновых звезд (наиболее признанный ис-
точник космических лучей в нашей Галактике) и от ядер активных галактик, не уда-
ется доказать присутствие протонов и ядер высокой энергии в этих объектах. Вторая
принципиальная сложность гамма-астрономии - непрозрачность Вселенной для гам-
ма-квантов высокой энергии. Из-за этого можно наблюдать гамма-кванты с энергией
выше 100 ТэВ только галактического происхождения. Указанных трудностей лишена
нейтринная астрофизика высоких энергий. Регистрация нейтрино от галактических
(оболочки сверхновых, двойные звездные системы и др.) и внегалактических (ядра
198
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
активных галактик, источники гамма-всплесков) источников позволит достичь ново-
го уровня понимания этих объектов.
Нейтринное излучение высокой энергии генерируется в космических объектах
в результате столкновения ускоренных протонов с атомными ядрами окружающего
газа (рр-нейтрино) или с низкоэнергичными фотонами (ру-нейтрино) в цепочке рас-
падов заряженных пионов.
В соответствии с наиболее теоретически изученным механизмом ускорения
космических лучей (ускорение на фронте ударной волны) энергетический спектр
протонов в источнике описывается степенным законом с показателем наклона диф-
ференциального спектра, приблизительно равным двум. Ускорение протонов про-
исходит в среде достаточно разреженной, чтобы рожденные при взаимодействии
пионы успевали распасться до взаимодействия даже при высоких энергиях. При
этом доля энергии, переходящая в нейтрино, не зависит от энергии протона. В силу
этого энергетический спектр нейтрино будет повторять спектр ускоренных прото-
нов и, следовательно, будет существенно более пологим, чем спектр атмосферных
нейтрино.
Для нейтринной астрофизики высоких и сверхвысоких энергий особый интерес
представляют нейтрино, рожденные при взаимодействии ускоренных протонов с
фотонами низких энергий, - ру-нейтрино:
р + у -> п + тг+ -> ц+ + V.
(1.5.29)
Источники ру-нейтрино принято разделять на оптически тонкие для вылета
нейтронов (тпу< 1) и оптически толстые (тпу» 1) (Mannheim et al., 2000). Под опти-
ческой толщиной понимается отношение размера источника R к длине пу-взаимо-
действия: тпу = 7?//пу. Отношение средней энергии нейтрино в реакции (1.5.29) к
энергии нейтрона равно приблизительно 0,04. Космическое нейтринное излучение
можно представить как ряд острых пиков излучения в направлении на наиболее
мощные источники нейтрино (локальные источники) и диффузной, изотропной
компоненты от совокупности менее сильных источников.
Рассмотрим кратко, следуя обзору В. Беднарека (Bednarek, 2004), возможные
галактические источники нейтрино. Связь между светимостью источника в нейт-
рино Lv и числом мюонов от нейтрино зарегистрированных установкой пло-
щадью S за время Т, дается следующим выражением:
Lv ~ 6-1032^
D Y < Ev Г ST '
1 кпк J (100 ТэВJ 1^1 км2 -год,
(1.5.30)
где D - расстояние от источника до Земли в килопарсеках. Для того чтобы от источ-
ника, находящегося на расстоянии 5 кпк, было зарегистрировано 10 событий за один
год установкой площадью 0,1 км2, светимость источника в нейтрино должна быть
порядка 1036 эрг/с. Эта величина предъявляет жесткие требования к возможным га-
лактическим источникам нейтрино. Для сравнения укажем, что от активных галакти-
ческих ядер можно ожидать нейтринную светимость ~ 1047— 1048 эрг/с, а от источников
гамма-всплесков даже Lv~ 1052 эрг/с, правда, только в течение —100 с.
Грубую оценку нейтринной светимости можно получить, приравняв нейт-
ринную светимость к светимости в у-квантах: Lv = Lr Это соотношение справедли-
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
199
во, если предположить, во-первых, что у-кванты высоких энергий образуются толь-
ко от распада тг°-мезонов, рожденных в рр- или ру-взаимодействиях (тг° -> у + у), и,
во-вторых, можно пренебречь поглощением у-квантов в источнике.
При гравитационном коллапсе массивной звезды, как правило, образуется быст-
ровращающаяся нейтронная звезда (пульсар) и разлетающаяся оболочка вещества. В
настоящее время главным источником галактических космических лучей считаются
оболочки. Регистрация нейтринного сигнала дала бы окончательное доказательство
существования ускоренных протонов и ядер в оболочках сверхновых. На основе дан-
ных у-астрономии можно ожидать ~50 событий в год в нейтринном телескопе пло-
щадью 1 км2, по крайней мере, для отдельных оболочек.
Быстровращающаяся нейтронная звезда также может ускорять протоны и
ядра. Испарившееся с поверхности звезды ядро зарядом Z (в основном это ядра
железа) может в соответствии с законом униполярной индукции приобрести
энергию Е\
( Р А-2 ( r АЛ d А3
E[3B]s3-10,8Z NS -к*- , (1.5.31)
у 1 мс J I^IO13 Гс Д10 км J
где Pns> ^ns и ^ns ~ период вращения, величина магнитного поля на поверхности и
радиус звезды соответственно. Ускоренное ядро может рождать нейтрино либо при
взаимодействии с веществом оболочки, либо с синхротронным излучением элект-
ронов пульсарного ветра, либо с веществом, аккрецирующим с соседней звезды
(если пульсар находится в двойной звездной системе).
Весьма интересную информацию можно получить, зарегистрировав нейтринный
сигнал от микроквазаров, рентгеновских источников с релятивистскими джетами
(сгустки замагниченной плазмы с Лоренц-факторами ~2-3). Считается, что реляти-
вистские джеты образуются при аккреции вещества на вращающуюся черную дыру
звездной массы. По-видимому, на ударных волнах в джетах происходит ускорение
электронов и протонов. Взаимодействие ускоренных протонов с гамма-квантами
рентгеновского диапазона приведет к рождению нейтрино в диапазоне 1-100 ТэВ.
Ожидается, что от отдельных микроквазаров (SS433) будет ~103 событий в год на
1 км2. Микроквазары можно рассматривать как галактическую «модель» активных
галактических ядер и источников гамма-всплесков.
В настоящее время космические нейтрино еще не выделены на фоне атмосферных
нейтрино. Из-за этого большое значение имеют предсказанные верхние пределы на
потоки космических нейтрино от совокупности всех возможных источников нейт-
рино, т. е. на диффузные потоки. Верхние пределы показывают, при каком уровне
чувствительности нейтринных телескопов можно ожидать регистрации сигнала от
нейтрино. Один из первых пределов на поток диффузных нейтрино был поставлен
Березинским В.С. (Березинский и др., 1990) из сравнения интегрального потока нейт-
рино и плотности рентгеновского и у-излучения. Предел, соответствующий этому
подходу, отмечен буквой «Б» на рис. 1.5.9. Наиболее популярные в настоящее
время пределы на потоки нейтрино приводятся в работах Маннхейма, Протеро и
Рачена (Mannheim et al., 2000) (МПР) и Ваксмана и Бакала (Waxman and Bahcall,
1999) («В. Б.»).
200
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Рис. 1.5.9. Диффузные нейтринные потоки
Подход Ваксмана и Бакала к получению верхнего предела состоит в следующем.
Темп генерации протонов в космологически распределенных источниках предпо-
лагался в форме:
_£[ dn^
dt dEn
= ае;\
(1.5.32)
Такой спектр (или чуть более крутой) предсказывается наиболее изучен-
ным механизмом ускорения космических лучей - ускорением на фронтах ударных
волн - и находит подтверждение при измерении энергетического спектра гамма-
квантов от галактических и внегалактических источников. Авторы оценили, что
для объяснения спектра космических лучей при энергии свыше 1019 эВ (в предпо-
ложении, что космические лучи таких энергий имеют внегалактическое происхож-
дение) константа Л приблизительно равна 1044 эрг-Мп к-3-год"1. Источники предпо-
лагаются оптически тонкими. Ограничение на поток мюонных нейтрино запишется
в следующем виде:
£УФУ =0,25к,/н—Е2-^ = 1,5-10’8к,, ГэВсм-2-с_1-ср-1. (1.5.33)
v v z н 4л р dEf
Коэффициент 0,25 равен доле энергии пионов, переходящей в мюонные нейт-
рино, /н » Ю10 лет - Хаббловское время. Значение коэффициента кг зависит от тем-
па генерации космических лучей в ранние космологические эпохи. Если считать,
что темп генерации космических лучей совпадает с темпом формирования звезд, то
kz~3. Ограничение Ваксмана-Бакала не распространяется на диффузные потоки
нейтрино от источников с максимальной энергией ускоренных протонов, много
меньшей 1О20 эВ, так как такие источники не будут вносить вклад в поток протонов
с энергией выше 1019 эВ, по которой авторы осуществляют нормировку.
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
201
Для получения своего предела для оптически тонких источников МПР предпо-
ложили, что спектр внегалактических протонов можно описать совокупностью ис-
точников с таким спектром генерации:
1 IE]
Р(£)ос—exp —-—
\ ^тах у
(1.5.34)
где меняется от 106 до 3-1013 эВ. При этом источники с Етах выше 1011 ГэВ дают
небольшой вклад в наблюдаемые космические лучи в силу обрезания энергетиче-
ского спектра космических лучей на реликтовом излучении (GZK-обрезание), но
очень существенный вклад в поток нейтрино. В силу этого предел МПР оказывается
примерно в 30 раз слабее предела Ваксмана-Бакала в области ультравысоких энер-
гий. Формально подход МПР корректен, но следует отметить, что источники с таким
пологим энергетическим спектром не наблюдались. Детальной теории таких источ-
ников также нет.
Второй крайний случай - оптически толстые источники (тпу^> 1). В этом случае
гамма-кванты теряют свою энергию при уу-взаимодействиях и переходят в рент-
геновскую область, для которой источник прозрачен. Для этого варианта авторы
ставят предел, требуя, чтобы диффузный поток рентгеновского излучения, сопро-
вождающий нейтринное излучение от этих источников, не превышал экспери-
ментальный. Для совокупности источников, оптически прозрачных при низких
энергиях и непрозрачных при высоких, Маннхейм, Протеро и Рачен построили
энергетический спектр нейтрино (кривая 3 на рис. 1.5.9) в предположении, что
спектр протонов от этих источников описывает экспериментальный спектр про-
тонов. Этот поток нейтрино является максимально возможным от совокупности
ру-источников нейтрино.
Регистрация внегалактического нейтринного потока позволит глубже понять
наиболее удивительные объекты Вселенной - ядра активных галактик (AGN).
Существует два класса моделей, предсказывающих поток нейтрино от AGN.
К первому классу относятся модели, рассмотренные впервые в пионерской работе
Ф. Стеккера (Stecker, 1991) и развитые далее в работе Сабо и Протеро (Szabo and
Protheroe, 1996) и самого Стеккера (см., например, (Stecker and Salamon, 1996)),
так называемые AGN-core модели. Источник нейтрино в этой модели является
оптически толстым.
Ко второму классу относятся так называемые AGN-jet модели, впервые рас-
смотренные в работе Бирмана и Маннхейма (Biermann and Mannheim, 1992) и
развитые в серии последующих работ (Mannheim, 1995; Protheroe, 1996, 1998). Ис-
точник нейтрино в этих моделях - оптически тонкий.
Рассмотрим предсказание AGN-core модели на примере работы Стеккера и Са-
ламона (Stecker and Salamon, 1996) (кривая 2 на рис. 1.5.9). Черная дыра с массой
(104-108)Л/с в этой модели окружена сферической оболочкой аккрецирующего веще-
ства. Протоны в рассматриваемой модели ускоряются в сферической стоячей
волне на расстоянии R порядка нескольких радиусов Шварцшильда от черной дыры.
Плотность фотонов нормирована на 10% эддингтоновского предела на светимость,
при этом максимальный вклад в светимость вносят фотоны видимого и ультрафиоле-
тового диапазона (1-40 эВ) - «ультрафиолетовый бамп». Для характерных масс чер-
202 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
ных дыр в центре активной галактики (~108Л/с) эддингтоновский предел порядка
1046 эрг/с. При этом оказывается, что оптическая толща источника тру много больше
единицы. Гамма-кванты высоких энергий, сопровождающие нейтринное излучение,
теряют энергию при уу-взаимодействиях, переходя в рентгеновский диапазон
(< 100 кэВ), оптическая толща для которого меньше единицы. Таким образом, нейт-
ринная светимость оказывается пропорциональна светимости в рентгеновском
диапазоне. Для получения потока нейтрино авторы проводят интегрирование по
совокупности AGN с различными светимостями в рентгеновском диапазоне, распо-
ложенных на различных космологических расстояниях, нормируя ответ на экспери-
ментальный диффузный поток рентгеновского излучения. В работе Л. Неллена и др.
(Nellen et al., 1993) приведены расчеты рр-нейтрино в рамках AGN-core модели (кри-
вая 1 на рис. 1.5.9). AGN-core модели не могут объяснить гамма-излучение высокой
энергии, наблюдаемое от AGN как в диапазоне 30 МэВ - 100 ГэВ (EGRET), так и в
диапазоне 100 ГэВ - 10 ТэВ (наземные черенковские телескопы).
Весьма элегантное объяснение наблюдаемым гамма-квантам высокой энергии
дается в AGN-jet моделях. Согласно этим моделям, источниками гамма-квантов
высоких энергий являются релятивистские струи или джеты с Лоренц-факторами
порядка 10, направленные перпендикулярно плоскому диску аккрецирующего
вещества. Джеты наблюдаются в радиодиапазоне практически для всех источников
гамма-излучения высокой энергии. В AGN-jet моделях предполагается, что про-
тоны и электроны ускоряются на ударных волнах, образованных при прохождении
джета через межзвездный газ. Нейтрино и гамма-кванты образуются при распаде
пионов, рожденных при ру-взаимодействии. Фотонами мишени могут быть как
синхротронные фотоны от электронов высокой энергии, так и тепловые фотоны.
Можно показать (см., например, (Halzen, 1998)), что оптическая толща источника
понижается обратно пропорционально 3-й степени Лоренц-фактора, и джет ста-
новится прозрачным для выхода гамма-квантов высокой энергии и нейтронов. На
рис. 1.5.9 представлены расчеты Маннхейма (Mannheim, 1995) (обозначены циф-
рой 4) для данной модели. Отметим, что в настоящее время абсолютно неясно,
какая доля гамма-квантов от джетов образуется при распаде пионов, а какая - в
результате обратного Комптон-эффекта от электронов высокой энергии, и вообще,
ускоряются ли протоны в таких источниках. Регистрация нейтрино или постанов-
ка предела на поток нейтрино на достаточно низком уровне позволит дать ответ на
эти вопросы.
Кроме ру-нейтрино, в рамках данной модели можно ожидать также существен-
ный поток рр-нейтрино. Протоны, предварительно ускоряясь в джетах, могут попа-
дать в аккреционный диск, плотность которого достаточна для развития адронного
каскада. Нормируясь на диффузный поток у-квантов, Маннхейм предсказывает
спектр рр-нейтрино, описываемый кривой 6 на рис. 1.5.9.
Источники гамма-всплесков, по-видимому, также являются источниками нейт-
рино высоких энергий. В настоящее время наиболее популярна файербольная
модель гамма-всплеска (Piran, 1999). Согласно этой модели, энергия порядка
массы Солнца выделяется в форме е+е"-пар и фотонов в шаре (файербол) с ра-
диусом порядка 100 км. Шар начинает расширяться, скорость расширения за доли
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
203
секунды достигает величин, соответствующих Лоренц-факторам 102-103. При
таких значениях Лоренц-факторов (полная аналогия с джетом от AGN) файербол
становится прозрачным для выхода гамма-квантов с энергией порядка 1 МэВ,
несмотря на огромную светимость источника. Внутри файербола образуются удар-
ные волны, на фронтах которых ускоряются протоны и электроны. Наблюдаемое
гамма-излучение интерпретируется как синхротронное излучение электронов.
Оценки показывают, что за время существования файербола (порядка десятков се-
кунд) протоны успевают ускориться до энергий ~1017эВ в системе, связанной с
расширяющимися границами файербола, и, соответственно, до энергий 1О19-1О20 эВ
в лабораторной системе. Нейтрино образуются в результате ру-взаимодействия.
Предсказание диффузных потоков нейтрино, сопровождающих гамма-всплески,
согласно работе Ваксмана и Бакала (Waxman and Bahcall, 1997), приведено на
рис. 1.5.9 (кривая 7).
Весьма существенно, что во всех рассмотренных моделях внегалактиче-
ские нейтрино имеют пологий энергетический спектр и начинают доминировать
над фоном атмосферных нейтрино при энергиях 1014-1015эВ (если не предполагать
аномально высокого потока прямых нейтрино). На рис. 1.5.9 для сравнения приво-
дятся расчетные потоки для атмосферных нейтрино (Волкова, 1980).
Нейтрино, рожденные при взаимодействии протонов ультравысокой энергии с
реликтовыми фотонами, принято назвать космологическими нейтрино. Достаточно
надежно можно предсказать «минимальный» поток космологических нейтрино
(кривая 5 (Piran, 1999)). «Минимальный» поток космологических нейтрино рассчитан
в предположении, что энергетический спектр космических протонов простирается
по крайней мере до 3-1020 эВ (максимальной энергии зарегистрированного широкого
атмосферного ливня), и неизменности потока протонов в более ранние космологи-
ческие эпохи.
Как уже указывалось, ранее top-down сценарии нацелены на альтернативное
объяснение космических лучей с энергией выше 10,9эВ. На рис. 1.5.9 приведен
расчет потока нейтрино в рамках такого сценария (кривая 8) (Sigi, 2000). При этом
поток рожденных протонов нормирован на экспериментальный спектр космических
лучей с энергией выше 1019эВ. Спектр характеризуется очень пологим наклоном
(у ~ 1) в области 103-1010ГэВ и начинает превышать ожидаемый спектр астрофизи-
ческих нейтрино при энергиях выше ~1019 эВ.
Сплошными горизонтальными линиями на рис. 1.5.9 обозначены экспери-
ментальные пределы на диффузный поток нейтрино, полученные на нейтрин-
ных телескопах MACRO, НТ200 и AMANDA. Видно, что эти пределы находятся в
области интенсивности нейтринного излучения, предсказываемого наиболее оп-
тимистичными теоретическими моделями, и ниже предела Березинского (Березин-
ский и др., 1990) и предела Маннхейма и др. (Mannheim et al., 2000) для оптически
толстых источников (кривая т»1). Пунктирными линиями показаны пределы,
которые могут быть получены на создаваемых установках IceCube, Auger и ANITA.
Конечно, вся научная общественность надеется, что на этих установках будут
не только поставлены верхние пределы, но и выделены события от космиче-
ских нейтрино.
204 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.5.7. Поиск нейтрино от аннигиляции слабовзаимодействующих частиц
Существование темной материи во Вселенной обсуждается достаточно давно в
связи с проблемой образования галактик и объяснения ряда других астрофизических
явлений (галактические ротационные кривые, динамическая масса скоплений галак-
тик) (Долгов и др., 1988). Теория нуклеосинтеза в ранней Вселенной (Olive et al.,
2000) на основе экспериментальных данных об отношении плотности легких элемен-
тов (D, Не, Li) к плотности водорода позволяет предсказать полную плотность ба-
рионов в современную эпоху. Существенное уточнение доли небарионной темной
материи достигнуто в последнее время из анализа данных экспериментов Boomerang
(Lange, 2001) и MAXIMA (Balbi et al., 2000), изучающих угловое распределение тем-
пературы реликтового излучения, и из изучения зависимости светимости сверхновых
первого рода от красного смещения (Perlmutter et al., 1999). Полная плотность мате-
рии равна критической плотности (ркр = Н - постоянная Хаббла, G - грави-
тационная постоянная) с точностью порядка 20% в хорошем согласии с теорией
инфляционной Вселенной. Барионы вносят порядка 0,02/Л2 в полную плотность
(Л = 0,6-0,7, параметр h входит в оценку плотности из-за неопределенности в измере-
нии постоянной Хаббла), примерно 25-30% плотности составляет небарионная
темная материя, 60-65% полной плотности приходится на энергию вакуума (космо-
логический член).
Теория предоставляет большой выбор кандидатов на роль небарионной темной
материи: аксионы, суперсимметричные частицы, космионы, магнитные монополи,
странглеты и множество других (см. табл. 9.1 в (Клабдора-Клайнгротхауса и Шмид-
та, 1997)). Понятие WIMP (слабовзаимодействующие массивные частицы) использу-
ется для обозначения частиц с массой больше нескольких ГэВ, которые принимают
участие только в слабом взаимодействии. Методы поиска WIMP делятся на прямые
(при этом пытаются зарегистрировать ядро отдачи при взаимодействии WIMP с ве-
ществом детектора) и косвенные, основанные на регистрации продуктов взаимной
аннигиляции WIMP, захваченных Землей или Солнцем. Задача нейтринных телеско-
пов при этом состоит в обнаружении избыточного на фоне атмосферных нейтрино
потока нейтрино из центральных областей Земли или от Солнца. Одним из наиболее
популярных кандидатов на роль WIMP является легчайшая суперсимметричная час-
тица (LSP). В минимальном суперсимметричном расширении Стандартной модели
(MSSM) роль LSP играет нейтралино - собственное состояние с минимальной массой
линейной комбинации фотино, зино и двух хиггсино (Mohapatra, 1986):
X = «1Y + «2Z + «3H?+a4H”. (1.5.35)
Масса нейтралино и коэффициенты а,- определяются четырьмя параметрами: мас-
сой легчайшего 5-скаляра Хиггса Ло, двумя нефизическими массовыми параметрами
М2 и ц и tg р, равным отношению вакуумных ожиданий Хиггсовских бозонов v2/vi.
Зная эти параметры, можно выполнить полный расчет скорости захвата нейтралино
Землей или Солнцем и скорости аннигиляции, предполагая локальную плотность
нейтралино в Солнечной системе равной ожидаемой плотности темной материи
(—0,3 ГэВ/см3), рассчитать поток и энергетические спектры нейтрино и вычислить
ожидаемый поток мюонов от нейтрино (Bottino et al., 1995). Ожидаемый поток мюо-
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
205
нов простирается в зависимости от параметров модели от 10“13 до Ю-17 см~2-с-1. Суще-
ствующие пределы на поток мюонов от нейтрино из центра Земли или от Солнца
находятся на уровне 10~14 см"2-с_1 и позволяют ограничить допустимую область пара-
метров модели. Ввод в строй нейтринного детектора объемом 1 км3 позволит понизить
этот предел до уровня 10~16 см-2-с'1 или зарегистрировать избыточный сигнал.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Последние десять лет были очень плодотворны для нейтринной астрофизики. При
исследовании атмосферных нейтрино сделано фундаментальное открытие - осцил-
ляции нейтрино. Решена проблема солнечных нейтрино, причем решение оказалось
связано с осцилляциями нейтрино в веществе - эффект Михеева-Смирнова-
Волфенстейна. С учетом осцилляций нейтрино результаты всех экспериментов ока-
зались в прекрасном согласии с потоками нейтрино, предсказанными ССМ. Вошли в
строй и дали первые физические результаты масштабные нейтринные телескопы в
естественных средах - НТ200 на Байкале и АМАНДА на Южном полюсе.
Ближайшие десять лет будут не менее интересны. Количественное исследование
осцилляций нейтрино будет проводиться в экспериментах с «дальними» нейтрино
от ускорителей. Для этих экспериментов создаются новые уникальные детекторы.
Продолжится исследование солнечных нейтрино на существующих и вновь соз-
даваемых установках. Существенный прогресс ожидается в области высоких энер-
гий. Войдут в эксплуатацию нейтринные телескопы объемом 1 км3, и, вероятно,
будут выделены первые космические нейтрино.
Автор приносит глубокую благодарность Г.В. Домогацкому, Ж.-А.М. Джил-
кибаеву и К. Шпирингу за доброжелательную критику и полезные замечания,
Н.В. Сокольской и Е.Е. Коростелевой за большую помощь в подготовке текста
статьи.
ЛИТЕРАТУРА
Аскарьян Г.А. Гидродинамическое излучение от треков ионизующих частиц в стабильных жидкостях.
Атомная энергия, 3, 152, 1957.
Аскарьян Г.А. Избыточный отрицательный заряд электрон-фотонного ливня и когерентное радиоизлуче-
ние от него. ЖЭТФ, 41, 616, 1961.
Бакал Дж. Нейтринная астрофизика. М.: Мир, 1993.
Березинский В.С. и др. Астрофизика космических лучей, гл. 8. М.: Наука, 1990.
Волкова Л.В. Энергетические спектры и угловые распределения атмосферных нейтрино. Ядерная физика,
т. 31, с. 1510, 1980.
Долгов А.Д., Зельдович Я.Б., Сажин М.В. Космология ранней Вселенной. М.: Изд-во МГУ, 1988.
Домогацкий Г.В. Возможности изучения частоты гравитационных коллапсов звезд во Вселенной с помощью
регистрации изотропного потока электронных антинейтрино. Астрономический журнал, т. 61, с. 51, 1984.
Клабдор-Клайнгротхаус Г., Шмидт А. Неускорительная физика элементарных частиц. М.: Наука, с. 391, 1997.
Кузьмин В.А. О детектировании солнечных нейтрино при помощи реакции Ga71(v,e“)Ge71. ЖЭТФ, т. 49,
с. 1532, 1965.
Имшенник В.С., Надежин Д.К. Сверхновая 1987А в Большом Магеллановом Облаке: наблюдения и тео-
рия. УФН, т. 156, с. 561, 1988.
Михеев С.П., Смирнов А.Ю. Резонансное усиление осцилляций в веществе и спектроскопия солнечных
нейтрино. Ядерная физика, т. 42, с. 1441, 1985.
206 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Михеев С.П., Смирнов А.Ю. Резонансные осцилляции нейтрино в веществе. УФН, т. 153, с. 3, 1987.
Окунь Л.Б. Лептоны и кварки. М.: Наука, 1990.
Понтекорво Б.М. Нейтринные эксперименты и проблема сохранения лептонного заряда. ЖЭТФ, т. 53,
с. 1717, 1967.
Шапиро С., Тьюкальски С. Черные дыры, белые карлики и нейтронные звезды. М.: Мир, 1985.
Атдо S. et al. Delectability of the supernova relict neutrino and neutrino oscillation. Astropart. Phys., 18,307,2003.
Ahmad Q.R. et al. (SNO Collaboration). The Sudbary Neutrino Observatory. Nucl. Instrum, and Meth.., A449,
172,2000.
Ahmad Q.R. et al. (SNO Collaboration). Direct evidence for neutrino flavor transformation from neutral current
interaction in Sudbary Neutrino Observatory. Phys. Rev. Lett., 89, 11301, 2002.
Ahmed S.N. et al. Measurement of the total active B-8 solar neutrino flux at the Sudbury Neutrino Observatory
with enhanced neutral current sensitivity, nucl-ex/0309004.
Andres E. et al. (AMANDA Collaboration). The AMANDA neutrino telescope: Principle of operation and first
results. Astroparticle Physics, 13, pp. 1-20, 2000.
Araki T. et al. (KamLand Collaboration) Experimental investigation of geologically produced antineutrinos with
kamLAND. Nature 436,499, 2005.
Bahcall J., Pinsonneault M., Basu S. Solar models: Current epoch and time dependences, neutrinos and helioseis-
mological properties. Astrophys. J., 555, 990,2001.
Balbi A. et al. MAXIMA-1: A measurement of the cosmic microwave background anisotropy on angular scales of
10 arcminutes to 5 degrees. Astrophysical J. Letters, v. 545, p. 1,2000.
BeacomJ. and Vagis M. GADZOOKS! Anti-neutrino spectroscopy with large water Cherenkov detectors, as-
tro-ph/0309300, 2003.
Bednarek W. et al. Galactic discrete sources of high energy neutrinos, astro-ph/0404534, 2004.
I.A.Belolaptikov et al. (Baikal Collaboration) The Baikal underwater neutrino telescope: design, performance and
first results. Astroparticle Physics, 7, pp. 263-282, 1997.
Bhattacharjee P., Hill C.T. and Schramm D.N. Grand unified theories, topological defects and ultrahigh-energy
cosmic rays. Phys. Rev. Lett., 69, 567, 1992.
Mannheim K. Neutrino at ultrahigh energies from component radio sources. High energy neutrino astrophysics
(Honolulu, USA, 1992), pp. 86-93, 1992.
Bottino A. et al. Signals of neutralino dark matter from the Earth and Sun. Astrop. Physics, v. 3, p. 65, 1995.
Cowan C.L., Reines F. et al. Detection of the free neutrino: A Confirmation. Science, 124, 103, 1956.
Davis R. et al. Search for neutrino from the sun. Phys. Rev. Lett. 20, 1205, 1968.
Domogatski G. et al. Neutrino geophysics at Baksan I: Possible detection of georeactor anti-neutrino.
hep-ph/0401221,2004.
Gavrin V.N. et al. Measurement of the solar neutrino capture rate in SAGE. Nucl. Phys. В (Proc.Suppl.) 118,39,2003.
Giagomelli G. and Sioli M. Astroparticle physics, hep-exe/0211035, 2002.
Fukuda Y. et al. (Super-Kamiokande Collaboration) Evidence for oscillation of atmospheric neutrinos. Phys. Rev.
Lett., 81, pp. 1562-1567, 1998.
Fukuda S. et al. Solar B-8 and hep neutrino measurements from 1258 days of Super-Kamiokande data. Phys. Rev.
Lett. 86,5651,2001.
Hagman C. A Relic Neutrino Detector, astro-ph/9902102, 1999.
Halzen F. Lectures on neutrino astronomy: Theory and experiment, astro-ph/9810368, 1998.
Hampel W. et al. GALLEX solar neutrino observation: Results for GALEX IV. Phys. Lett. B, 447, 127, 1999.
Herndon J.M. Feasibility of a nuclear fission reactor at the center of the earth as the energy source for geomagnetic
field. J. Geomagn. and Geoelectr., 45, 423, 1993.
Herndon J.M. Nuclear georeactor origin of oceanic basalt 3He/4He, evidence, and implication. Proc. Nat. Acad.
Sci USA, 100,3047, 2003.
Hirata K. et al. Real time, directional measurement of B-8 solar neutrinos in the Kamiokande-II detector. Phys.
Rev. D44, 2241, 1991.
Imshennik V.S. and Ryazhskaya O.G. A Rotating Collapsar and Possible Interpretation of LSD Neutrino Signal
from SN 1987A. astro-ph/0401221,2004.
ГЛАВА 1.5
НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА
207
Kachelriep М. Status of particle physics solution to the UHECR puzzle, hep-ph/0406174, 2004.
Kolb E., Turner M. The Early Universe. Reading, MA: Addison-Wesley, 1990.
Kraus Ch. et al. Most resent results of the Mainz Neutrino mass Experiment. Nucl. Phys. В (Proc. Suppl.), 118,482,2003.
Lange A.E. etal. Cosmological parameters from the first results of BOOMERANG. Phys. Rev., v. D63, p. 042001,
2001.
Learned J., Mannheim K. High-energy neutrino astrophysics. Ann. Rev. Nucl. Part. Sci., 50, 679,2000.
Learned J. Alternative techniques for High Energy Neutrino Astronomy. Nuclear Phys. В (Proc. Suppl.), 118,405,2003.
Letessier-Selvon A.. Auger: A large Air Shower Array and Neutrino Telescope. Nuclear Phys. В (Proc. Suppl.),
118,399, 2003.
Lobashev V.M. et al. Direct search for mass of neutrino and anomaly in the tritium beta spectrum. Phys. Lett. B,
460, 227, 1999.
Mannheim K. High-energy neutrinos from extragalactic jets. Astropartical Phys., v. 3, pp. 295-302, 1995.
Mannheim K., Protheroe R., Rachen J. On the cosmic ray bound for models of extragalactic neutrino production.
Phys. Rev., v. 63D, p. 023003, 2000.
Markov M.A. On high energy neutrino physics. Proc. 1960 Annual Int. Conf on High Energy Physics, Rochester,
p. 578, 1960.
McDonald A.B., Spiering C. Astrophysical neutrino telescopes, astro-ph/0311343, 2003.
McKeon R., Vogel P. Neutrino masses and oscillations: Triumphs and challenges, hep-ph/0402025, 2004.
Mohapatra R. New Contributions to Neutrinoless Double Beta Decay in Supersymmetric Theories. Phys. Rev.,
D34, 3457, 1986.
Nellen L., Mannheim K., Biermann P. Neutrino production through hadronic cascades in AGN accretion disks.
Phys. Rev., v. 47D, p. 5270, 1993.
Olive K.A., Steigman G., Walker T. Primordial nucleosynthesis: Theory and observation Physics Reports, v. 333,
389, 2000.
OsipowiczA. etal. KATRIN: A Next generation tritium beta decay experiment with sub-eV sensitivity for the
electron neutrino mss. Letter of intent, hep-ex/0109033, 2001.
Perlmutter S. et al. Measurements of omega and lambda from 42 high redshift supernova. Astrophys. J., 517, 565,1999.
Piran T. Gamma-ray bursts and the fireball model. Phys. Reports, v. 314, pp. 575-667, 1999.
Protheroe R., Jonson P. Propagation of ultrahigh-energy protons over cosmological distances and implications for
topological defect models. Astroparticle Phys., v. 4. p. 253, 1995.
Protheroe R. High-energy neutrinos from blazars, astro-ph/9607165, 1996.
Protheroe R. High-energy neutrino astrophysics, astro-ph/9809144, 1998.
Saltzberg D. et al. Observation of the Askaryan effect: Coherent microwave Cherenkov emission from charge
asymmetry in high-energy particle, hep-ex/0011001, 2000.
Sigi G. Particle and astrophysics aspects of ultrahigh-energy cosmic rays, astro-ph/0008364, 2000.
Spergel D. et al. First year Wilkinson Anisotropy Probe (WMAP) observation: Determination of cosmological
parameters. Astrophys. J. Suppl., v. 148, p. 175, astro-ph/0302209, 2003.
Spiering C. The IceCube Project, astro-ph/0404090, 2004.
Stecker F.W. et al. High-energy neutrinos from active galactic nuclei. Phys. Rev. Lett., v. 66, pp. 2697-2700, 1991.
Stecker F. and Salamon M. High-energy neutrinos from quasars. Space Sci. Rev., v. 75, p. 341, astro-ph/9501064, 1996.
Sulak L. et al. Experimental Studies of the Acoustic Signature of Proton Beams Traversing Fluid Media. NIM,
v. 161, p. 203, 1979.
Szabo A. and Protheroe R. High-energy neutrinos from active galactic nuclei. High Energy Neutrino Astronomy.
Eds. Stenger V. et al. World Scientific, Singapore, p. 24, 1992.
Waxman E. and Bahcall J. High-energy neutrinos from cosmological gamma-ray bursts. Phys. Rev. Lett., v. 78,
pp. 2292-2295, 1997.
Waxman E. and Bahcall J. High-energy astrophysical neutrinos: The Upper bound is robust. Phys. Rev., v. D59,
p. 023002, 1999.
Weiler T.J. Cosmic ray neutrino annihilation on relic neutrinos revised: A Mechanism for generation air showers
above the Greisen-Zatsepin-Kuzmin cutoff. Astropart. Phys., v. 11, p. 303, 1999.
Wolfenstein L. Neutrino Oscillation in Matter. Phys. Rev. D, v.17, p. 2369, 1978.
ГЛАВА 1.6
МОДЕЛЬ
ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
Ныммик Р.А.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
В практике планирования полетов и конструирования космических аппа-
ратов, орбитальных и межпланетных станций особое место занимают вопро-
сы радиационного воздействия высокоэнергетических частиц космической ра-
диации - галактических космических лучей (ГКЛ) и солнечных космических
лучей (СКЛ), а на околоземных орбитах - частиц радиационных поясов Зем-
ли (РПЗ).
Частицы ГКЛ образуют в межпланетном пространстве медленно меняющее-
ся с изменением солнечной активности (СА) радиационное поле, которое лишь
изредка и на короткое время (до суток) уменьшается (до 50% в межпланетном
пространстве) вследствие Форбуш-эффектов. В соответствии со своей жест-
костью частицы ГКЛ проникают также в околоземное пространство на орбиты
спутников Земли.
Разработанные на начальном этапе исследований космических лучей эмпи-
рические модели ГКЛ - ГОСТ 25645.(122, 123, 124, 125)-85; ГОСТ 25645.144-88;
ГОСТ 25645.150-90 и CREME-81 (Adams et al., 1981), в основу которых были за-
ложены величины потоков частиц во время максимума и минимума СА, а также
синусоидальная зависимость потоков частиц с 11-летним периодом СА, к
настоящему времени полностью исчерпали себя. С другой стороны, разработан-
ГЛАВА 1.6
МОДЕЛЬ ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
209
ные к настоящему времени транспортные модели, описывающие солнечную
модуляцию частиц ГКЛ, проникающих из галактического космического про-
странства в гелиосферу (Adams et al., 1991; Badhwar and O’Neill, 1992, 1994, 1996;
Davis et al., 2000, 2001a, b), по большей части в качестве исходного параметра
используют изменяющуюся с СА величину диффузионного коэффициента, вели-
чина которого вычисляется из наблюдательных данных, как правило, относящих-
ся к нейтронным мониторам. Это означает, что такие модели позволяют описать
уже зарегистрированные потоки частиц и не обладают способностью прогнозиро-
вать поведение потоков в будущем. Более того, авторы этих моделей демонстри-
руют точность своих моделей на экспериментальных данных, относящихся к ми-
нимуму СА, и избегают это демонстрировать на данных, относящихся к
максимуму солнечной активности, когда результаты модельных расчетов намного
хуже согласуются с экспериментом. Два перечисленных обстоятельства: отсутст-
вие возможности прогноза и неудовлетворительное описание моделью экспери-
ментальных данных при максимуме СА - являются причиной того, что в качестве
международного стандарта была принята не теоретическая, а полуэмпирическая
модель ГКЛ. Эта модель была в течение ряда лет разработана в МГУ (Суслов и
Ныммик, 1988, 1989; Suslov and Nymmik, 1989; Nymmik and Suslov 1989, 1995,
1996; ГОСТ 25645.150-90; Ныммик и др., 1991; Nymmik et al., 1992, 1994, 1995;
Beliaev et al., 1996; Nymmik, 1998a, b, 1999a, b, c; ISO 15390-2004). Следует особо
подчеркнуть, что в той части модели CREME-96 (Tylka et al., 1997), которая отно-
сится к ГКЛ, модель является однозначной копией работы (Nymmik et al., 1995).
Все перечисленные публикации в разной степени раскрывают методологию од-
ной и той же полуэмпирической модели в ее развитии, разные варианты которой
имеют и некоторые различия.
Основное расхождение разных вариантов модели имеет в основе спорную
точку зрения о природе низкоэнергетической компоненты космических лучей.
Под этим определением мы имеем в виду потоки частиц с жесткостью
R < 0,25Л/Z ГВ (А - массовое число; Z - заряд ядра), общая величина которых рас-
тет с усилением СА и уменьшается с ес ослаблением. Потоки этих частиц
резко возрастают с уменьшением энергии частиц. В ГОСТ 25645.150-90 эти пото-
ки были включены в состав модели ГКЛ, а в стандарте ISO-15390 (2002) и
CREME-96 (Tylka et al., 1997) из модели ГКЛ они исключены. Основанием
этого является то, что указанные частицы имеют солнечное происхождение и
их динамика противоположна изменению величины потоков ГКЛ в их зависи-
мости от СА.
Низкоэнергетическая компонента, очевидно, является фоновым излуче-
нием большого числа очень малых событий СКЛ, описание которых требует
других методов, не тех, которые применяются в вероятностной модели СКЛ.
Поскольку модели, описывающие вариации низкоэнергетических частиц,
пока не разработаны, в случаях, когда необходимо оценить радиационные эф-
фекты в поверхностном слое вещества (d < 1 мм), мы допускаем использова-
ние для описания потоков этих частиц модели, заложенной в основу
ГОСТ 25645.150-90.
210 ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.6.1. Общие характеристики модели ГКЛ
Модель предназначена для количественного описания потоков частиц ГКЛ на
орбите Земли за ее магнитосферой в ходе модуляции, обусловленной 11-летней
вариацией солнечной активности и 22-летним циклом изменения крупномасштаб-
ного магнитного поля Солнца.
Моделью описываются потоки частиц с зарядом от 1 до 92 (включая электроны) в
диапазоне энергии от 5 до 105 МэВ/нуклон.
В модели обобщены имеющиеся современные экспериментальные данные о пото-
ках частиц на орбите Земли в их зависимости:
• от уровня солнечной активности, определяемого по усредненным по 12 меся-
цам числам солнечных пятен (числа Вольфа);
• от величины и направления крупномасштабного магнитного поля гелиосферы
(отождествляемого как полярное магнитное поле Солнца).
В модели учтены эффекты запаздывания изменения потоков частиц при изме-
нении уровня солнечной активности, как зависящие от жесткости частиц, так и обу-
словленные разницей путей (и времени) диффузии частиц при разном направлении
гелиосферного магнитного поля.
Приведены формулы и численные параметры, позволяющие проводить расчеты
потоков частиц для периода с 1954 до 2010 гг.
Точность долговременного прогноза величин потоков частиц зависит главным
образом от точности прогноза числа солнечных пятен на прогнозируемый период
солнечной активности.
В основе модели лежат принципы полуэмпирической динамической модели пото-
ков частиц ГКЛ, разработанной в НИИЯФ МГУ (публикации перечислены выше).
Один из вариантов этой модели был утвержден в виде ГОСТ 25645.150-90.
Одна из последних версии модели утверждена международным стандартом
ISO-15390. Нижеприведенное описание модели отражает методологию этого стан-
дарта.
1.6.1.1. Общий принцип
Модель устанавливает величину потоков (£,/), [частиц/(м2-с-ср-МэВ/нуклон)]
частиц сорта i на орбите Земли за ее магнитосферой в и-ом 11 -летнем цикле солнеч-
ной активности при усредненном числе Вольфа W, исходя из величины потоков час-
тиц в ближнем межзвездном пространстве (БМП) -F0(/)(F):
= (1.6.1)
где „(F,/) - единая для всех частиц полуэмпирическая модуляционная функ-
ция, зависящая от магнитной жесткости частиц F, уровня солнечной активности
и четности-нечетности солнечного цикла. Вид модуляционной функции опреде-
лен из требования наиболее точного описания имеющейся совокупности экспе-
риментальных данных о потоках ядер ГКЛ на орбите Земли. Одновременно вид
используемой модуляционной функции позволяет описывать и изменения пото-
ГЛАВА 1.6
МОДЕЛЬ ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
211
ков электронов на орбите Земли, исходя из известной формы энергетического
спектра электронов в Галактике, определенной по радиоастрономическим данным
согласно (Webber et al., 1980):
уе = 3,0 - 1,4 ехр(-7?/7?е), (1.6.2)
где Re = 1 ГВ.
1.6.1.2. Спектры частиц в ближнем межзвездном пространстве и общий вид
модуляционной функции
Энергетические спектры всех частиц (кроме электронов) в БМП в модели пред-
ставлены через жесткостные спектры ФоЧЯ) частиц в виде:
F«\E) dE = Ф<->(Я) ^dE = у, (1-6.3)
где а,, у, - постоянные, приведенные в стандарте. Указанная единая форма пред-
ставления данных о потоках частиц БМП (при определенных ниже параметрах СЯ, а,
и у,) не расходится с результатами большинства исследований, в которых, однако,
не ставился вопрос аппроксимации спектра аналитической функцией энергии-
жесткости.
Из выражения (1.6.3) видно, что при релятивистских энергиях (Р = 1) коэффи-
циент и спектральный индекс у, однозначно определяются из экспериментальных
данных.
Для модуляционной функции мы нашли следующее функциональное выра-
жение, которое вместе со спектром (1.6.3) хорошо описывает энергетические
спектры частиц при любом уровне солнечной активности (1Г(ДГ)с учетом запаз-
дывания ДГ изменения потока частиц относительно хода СА), направлении и ве-
личине общего гелиосферного магнитного поля 5:
' R Y*8
.Я + ЯоРЙДП],
Т- №0 =
W ,п \ /
(1.6.4)
Условно мы имеем три энергетических спектра для каждого сорта частиц
для трех экстремальных состояний СА: максимум, четный (+) и нечетный (-)
минимумы. Легко показать, что, используя эти спектры для протонов, ядер
гелия и электронов, мы имеем 9 уравнений - по 3 уравнения для каждого сорта
частиц i:
Ra' (
\ Д+gS
R
R™n+R;
Fimia+(R) = CW
Fima\R) = Cw —
"" ' R Y'*8
/ \ A
R I
ЯЧСМ
(1.6.5)
212
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Рис. 1.6.1. Результаты измерения потоков протонов на орбите
Земли (звездочки) и пересчитанные по формуле (1.6.6) к условиям
БМП (квадраты). Пунктирные линии - расчет по настоящей
модели для условий 1977, 1987, 1981 и 1969 гг. для орбиты Земли.
Сплошные кривые - спектры для условий БМП согласно:
1 - настоящей модели; 2 - Garcia-Munoz (1991); 3 - Webber (1987)
Из 9-ти уравнений с избыточной точностью определяются некоторые из основных
параметров модели - 7?тах, 7?от1П = 0,375, апр0Т= 2,85, аНе = 3,12, Д = 5,5 и 5 = 1,13.
На рис. 1.6.1 приведен вычисленный нами энергетический спектр протонов в
БМП, который совпадает или близок к спектрам, определенным в работах (Garcia-
Munoz et al., 1991; Webberet al., 1987), но значительно отличается от спектра, пред-
ложенного в работе (Badhwar and O’Neil, 1992) (на рис. 1.6.1 не приведен).
Третий параметр энергетических спектров остальных ядер (3 < Z < 96) - а, - в
БМП был определен из требования, чтобы функция (1.6.1) описывала все экспери-
ментальные данные о потоках частиц на орбите Земли при одинаковых параметрах
модуляционной функции (1.6.4):
Fow(7?) =
W ,п v ’ 7
W(&T),nx 7 7
(1.6.6)
При этом полученные ряды Fq^(R) данных, относящиеся к разным эксперимен-
там, были аппроксимированы функцией (1.6.3) с помощью метода наименьших квад-
ратов, и в результате были получены параметры спектров ядер сорта i в БМП.
Нередки случаи, когда в экспериментах определяют не величины потоков ядер
одного сорта, а отношения двух сортов ядер, потоки одного из которых (сорта /)
(1.6.8)
ГЛАВА 1.6 МОДЕЛЬ ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ 213
известны лучше, чем потоки другого (например Не, О, Si, Fe). В этом случае методом
наименьших квадратов вычислялась функция:
w. , =-^—Я(’,'’у')р(а,'а'), (1.6.7)
с помощью которой определялись параметры спектра частиц сорта j в БМП.
1.6.1.3. Структура модуляционной функции
Вид модуляционной функции в нашей модели и в традиционной диффузион-
но-конвекционной модели различен, так как решение последней в виде экспонен-
циальной зависимости от жесткости частиц при энергиях < 300 МэВ/нуклон не
позволяет согласовать имеющиеся данные о спектрах частиц в БМП и совокупность
экспериментальных данных о потоках частиц на орбите Земли. Модуляционная
функция в настоящей модели ^(7?,/) является результатом произведения двух
полуэмпирических функций модуляционного параметра 7?0> одна из которых опи-
сывает результат независимых, а другая - зависимых от знака заряда частицы моду-
ляционных эффектов:
с
(Л,0= -------г=^““----------=1
^Я + Я0[^(/-ДГ(Я,и))]
где
7
= 5,5 +1,п) <р(7,Я,р), (1-6.9)
к>|
a M(W9ri) - величина полярного (общего) магнитного поля Солнца; cp(Z,7?, Р) - функ-
ция, описывающая зависимость величины модуляционного эффекта от знака заряда
частицы.
Модуляционный потенциал
Модуляционный потенциал гелиосферы в модели является функцией общего
уровня солнечной активности, характеризуемой усредненным (по 12 месяцам) коли-
чеством солнечных пятен W:
Яо - Д Т(п, R, 0)] = 0,375 + 3 • 10’4 (Й7 [/ - Д Т(п, R, /)])'’45. (1.6.10)
При этом сопоставление изменения потоков частиц разной магнитной жест-
кости с изменением количества солнечных пятен обнаруживает эффект меняю-
щейся со временем и зависящей от жесткости частиц задержки ДГ [Т- ДГ(и,7?,/)]
(Garcia-Munoz et al., 1991; Badhwar and O’Neil, 1993; Suslov and Nymmik, 1995;
Nymmik, 2000):
Д T(R, n, t) [месяцы] = 0,5 (Г+ + Г (Я)) + 0,5 (7; - Г (Я)) • t(W), (1.6.11)
где амплитуды задержки в четных циклах (и), согласно (Nymmik and Suslov, 1996), не
зависят от солнечной активности:
Т+ [месяцы] = 15;
(1.6.12а)
214
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
и практически не зависят от жесткости час-
тиц в нечетных циклах:
71(7?) [месяцы] = 7,57?‘°’45. (1.6.126)
Эти величины заложены в стандарт
ISO-15390.
Новые экспериментальные данные о за-
висимости амплитуд задержки 71(7?) и
71(7?) от жесткости приведены на рис. 1.6.2
(Nymmik, 2000). Их целесообразно вклю-
чить в новую версию модели.
Временная составляющая величины за-
держки t(FF) в (1.6.11) выражается в виде
функции количества солнечных пятен:
Рис. 1.6.2. Амплитуды запаздывания Т+ и 71
изменения потоков частиц ГКЛ по
сравнению с изменением солнечной
активности как функции жесткости частиц.
Данные из анализа временных рядов
потоков: протонов (кружочки),
ядер гелия (квадраты) и нейтронных
мониторов (треугольники)
z— . \0,2
= ,(1.6.13)
47X7 тутах ’ v 7
\ у
где есть минимальное и мак-
симальное количество солнечных пятен
в и-ом цикле солнечной активности;
5/ = 16 месяцев.
Модуляционный потенциал является единственным аргументом первого сла-
гаемого модуляционной функции, описывающего результат процессов конвек-
ции, адиабатического замедления и независимых от знака заряда дрейфов.
Эффект модуляции зависимых от знака заряда дрейфов
Величина эффекта модуляции зависимых от знака заряда частицы дрейфов опре-
деляется показателем степени модуляционной функции, который зависит от двух
величин:
• величины общего магнитного поля гелиосферы (полярного магнитного поля
Солнца)- m(w(Q,л)(1.6.14);
• скорости дрейфа частиц ср (Z, 7?, Р) в магнитном поле, которая пропорциональна
произведению относительной скорости частицы на ее магнитную жесткость
(1.6.15).
Анализ временных рядов экспериментальных данных потоков частиц ГКЛ приво-
дит к выводу о том, что наблюдаемые изменения потоков могут быть описаны, если
изменения общего (эффективного) магнитного поля гелиосферы имеют вид следу-
ющей функции сглаженного числа солнечных пятен:
Л/(1Г(/),П) = (-1)"-' 5
z— \2,7
jyrnax _ >ymin
V n 7
(1.6.14)
где 5=1 при /-/*>0 (иначе 5 = -1); t* есть момент перемены знака полярного
магнитного поля в и-ом цикле солнечной активности. Действительно, именно такой и
является временная зависимость полярного магнитного поля Солнца, согласно рабо-
те (Hoeksema, 1996) (см. рис. 1.6.3).
ГЛАВА 1.6
МОДЕЛЬ ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
215
Вид функции скорости дрейфа в показателе второго слагаемого модуляцион-
ной функции (1.6.4) определен из условия наилучшего согласия результатов рас-
четов по модели с экспериментальными данными о форме спектров частиц.
Он был найден в следующем виде:
Z-7 п ох ЯР { ЯР )
cp(Z,7?,P) = —=-------------г exp-------------------г
R0[t-AT(R,n,f)] \ R0[t-M\R,n,t)]J
В итоге показатель второго слагаемого модуляционной функции имеет вид про-
изведения сомножителей (1.6.14) и (1.6.15) с нормировочным коэффициен-
том 1,13 см (1.6.9).
Рис. 1.6.3. Нормированная к единице зависимость от времени общего
магнитного поля гелиосферы согласно настоящей модели
(сплошная линия) и работе (Hoeksema, 1996) (кружки)
1.6.2. Потоки частиц ГКЛ вне пределов орбиты Земли
В рамках вышеизложенной модели можно оценить потоки частиц ГКЛ и вне
области орбиты Земли в межпланетном пространстве в плоскости эклиптики. Та-
кая оценка была приведена в работе (Nymmik and Suslov, 1992). С учетом совре-
менных данных об условных размерах гелиосферы потоки частиц ГКЛ могут
быть вычислены при помощи вышеприведенных формул при изменении вели-
чины потенциала согласно формуле (1.6.16):
Я'(г,/) = Я0(/)
1--1
I roJ
(1.6.16)
где г - расстояние от Солнца в астрономических единицах; г0 - радиус области моду-
ляции (г0® 90 а. е.).
216
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
1.6.3. Точность модели
Относительная погрешность модели при
описании изменений потоков частиц ГКЛ с
£>10 МэВ/нуклон в ходе изменения пара-
метров солнечной активности не превосхо-
дит 15%, что в 3 раза ниже погрешности
для модели CREME (Adams et al., 1981).
Графики на рис. 1.6.4 наглядно демонстри-
руют данное положение.
Анализ других экспериментальных ря-
дов данных для частиц различной жест-
кости и природы показывает, что стандарт-
ное отклонение результатов расчета не
превосходит 20%.
Следует отметить, что объявленная для
модели ГКЛ, разработанной в работах
(Davis et al., 2000, 2001а, b), точность 10%
относится к случаю, когда величины по-
токов частиц ГКЛ определяются не по па-
Рис. 1.6.4. Описание экспериментальных
данных (IMP-8) об изменении потоков ядер
гелия ГКЛ во времени (кружки) и
результаты расчета потоков частиц согласно
моделям: 1 - CREME (Adams et al., 1981);
2 - модель НИИЯФ
раметрам солнечной активности, а по результатам анализа уже зарегистрированного
потока частиц ГКЛ (нейтронного монитора), и не относится к прогнозу потоков
частиц.
1.6.4. Реализация расчетной модели
Расчетная модель потоков частиц ГКЛ будет выставлена для пользователей в сети
ИНТЕРНЕТ на период апробации модели по адресу:
http://www.npi.msu.su/gcrf/form.html
и допускает расчет потоков частиц на период с 1954 г. по настоящее время, а также
прогноз потоков на шесть лет в соответствии с прогнозом числа солнечных пятен по
справочным изданиям (ГОСТ 25645.302-83; Niehuss, 1966; www/sec.noaa.gov).
Расчетная модель в сети ИНТЕРНЕТ допускает расчет энергетических спектров
выбираемых пользователем частиц в указываемом интервале энергии в задан-
ный период времени (год, месяц). Результат расчета выдается пользователю в виде
таблицы или графика.
Со всеми замечаниями и предложениями по поводу международного стандарта и
по работе с его расчетным вариантом в сети ИНТЕРНЕТ можно обратиться по
адресу:
Р.А. Ныммик
НИИ ядерной физики МГУ, Москва, 119 899,
e-mail', nymmik@srdlan.npi.msu.su
ГЛАВА 1.6
МОДЕЛЬ ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
217
ЛИТЕРАТУРА
ГОСТ 25645.302-83. Расчеты баллистические искусственных спутников Земли. Методика расчета индексов
солнечной активности. М.: Издательство стандартов, 1984.
ГОСТ 25645.(122, 123, 124, 125)-85. Галактические космические лучи, энергетические спектры; (протоны,
ядра Не, группа средних ядер, группа легких, тяжелых и очень тяжелых ядер. М.: Издательство стан-
дартов, 1985.
ГОСТ 25645.150-90. Лучи космические галактические. Модель изменения потоков частиц. М.: Издатель-
ство стандартов, 1991.
Ныммик Р.А., Панасюк М.И., Первая Т.И., Суслов А.А. Галактические космические лучи. Новый государ-
ственный стандарт. В сб.: Радиационная стойкость бортовой аппаратуры и элементов космических ап-
паратов. Томск, 9, 1991.
Суслов А.А. и Ныммик Р.А. Крупномасштабная модуляция галактических космических лучей. Энергети-
ческие (жесткостные) спектров протонов и ядер гелия вне области модуляции. Изв. АН СССР, 52(12),
с. 2330-2333, 1988.
Суслов А.А и Ныммик Р.А. Математическая модель, описывающая фоновые потоки частиц галактическо-
го происхождения. В сб. Математические модели ближнего космоса. М.: Изд-во МГУ, с. 147-151,
1989.
Adams J., Silberberg R., Tsao C.H. Cosmic Ray Effects on Microelectronics. Part I (CREME-1): The Near-Earth
Particle Environment. Naval Research Laboratory Memorandum Report 4506, 1981.
Badhwar G.D. and O'Neil P.M. An improved model of galactic cosmic radiation for space exploration missions.
Nucl. Tracks&Radiat. Meas., 20(3), pp. 403-410, 1992.
Badhwar G.D. and O’Neil P.M. Time lag of twenty two year solar modulation. Proc. 23rd ICRC (Calgary), 3,
pp. 535-539, 1993.
Badhwar G.D. and O’Neil. Long-term modulation of galactic cosmic radiation and its model exploration, Adv.
Space Res., 14, pp. 749-757, 1994.
Badhwar G.D. and O’Neil P.M. Galactic cosmic radiation model and its applications. Adv. Space Res., 17(2),
pp. 7-17, 1996.
Beliaev A.A, Nymmik R.A., Panasyuk M.I. et al. Generalization of the data on galactic cosmic ray particle fluxes
in terms of dynamic model. Radiation Measurements, 26(3), pp. 481-486, 1966.
Davis A.J., Mewaldt R.A., Binns W.R. et al. On the low energy decrease in Galactic Cosmic Ray secondary/ pri-
mary ratios. In ACE Workshop Palm Springs, CA, January 2000.
Davis A.J., Mewalt R.A., Binns W.R. et al. The evolution of galactic cosmic ray element spectra from solar mini-
mum to solar maximum. ACE measurements, Proc, of ICRC, 3971, 2001a.
Davis A.J., Mewaldt R.A., Cohen C.M.S. et al. Solar minimum spectra of galactic cosmic rays and their implica-
tions for models of near-earth radiation environment. JGR, 1069A12, pp. 29979-29987, 2001b.
Garcia-Munoz M., Pyle K.R., and Simpson J.A. Solar modulation in the heliosphere: time and space variations of
anomalous He and GCR. Proc. 21st ICRC, 6, pp. 194-197, 1991.
Hoeksema J.T. Solar large scale magnetic fields. From the report on 31st Scientific Assembly of COSPAR, 14-
21 July, 1996.
International Standard, ISO-15390, Space environment (natural and artificial). Galactic cosmic ray model (First
edition 01.06.2004), @ ISO 2004.
NASA Technical Report, 4759, Sept. 1996.
Niehuss K.O., Euler H.C. and Vaughan W.W. Statistical technique for intermediate and long-range estimation of
13-month smoothened solar flux and geomagnetic index. NASA Technical Memorandum, p. 4759, 1996.
Nymmik R.A. Radiation Environment Induced by Cosmic Ray Particle Fluxes in International Space Station Orbit
According to Recent Solar and Galactic Cosmic Ray Models. Adv. Space Res., 21(2), pp. 1689-1698, 1998a.
Nymmik R.A. Predicting the Solar and Galactic Cosmic Ray Fluxes Influencing the Upper Atmosphere in De-
pendence on Solar Activity Level. Adv. Space Res., 22(1), pp. 143-146, 1998b.
Nymmik R.A. Probabilistic model for fluences and peak fluxes of solar energetic particles. Radiation Measure-
ments, 30, pp. 287-296, 1999a.
Nymmik R.A. Solar energetic particle event distribution function, as inferred from spacebome measurements and
lunar rock isotopic data. Proc, of the 25th ICRC, 6, pp. 268-271, 1999b.
218
ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ РАЗДЕЛ 1
Nymmik R.A. Relationships among solar activity, SEP occurrence frequency, and solar energetic particle event
distribution function. Proc, of the 25th ICRC, 6, pp. 280-283, 1999c.
Nymmik R.A. Time lag of galactic cosmic ray modulation: conformity of general regularities and influence of
particle energy spectra. Adv. Space Res., 26(11), pp. 1875-1878, 2000.
Nymmik R.A., Panasyuk M.I., Pervaya T.I., Suslov A.A. A model of galactic cosmic ray fluxes. Nucl. Tracks&
Rad. Meas., 20(6), p. 427, 1992.
Nymmik R.A., Panasyuk M.I., Pervaya T.I., Suslov A.A. An analytical model, describing dynamics of galactic
cosmic ray heavy particles. Adv. Space Res., 14, 10, pp. 10750-10763, 1994.
Nymmik R.A., Panasyuk M.I., Suslov A.A. Galactic Cosmic Ray Flux Simulation and Prediction. Adv. Space
Res., 17(2), 19, 1995.
Nymmik R.A., Suslov A.A. On the effect of some characteristics of the Suns magnetic field on the modulation of
galactic cosmic ray energy spectra. Proc, of the XIII Consultation meeting on solar physics, Odessa, 26 Sept-
2 Oct., 1988. Publ. Novosibirsk, Nauka, Siberian Division, 1,310-312, 1989.
Nymmik R.A., Suslov A.A. Model representations of large-scale galactic cosmic ray modulations. Preprint INP
MSU-92-5/254, Moscow, 1992.
Nymmik R.A., Suslov A.A. Characteristics of Galactic cosmic ray flux lag times in the course of solar modulation.
Adv. Space Res., 16(9), pp. 217-220, 1995.
Nymmik R.A., Suslov A.A. Some trends in perfecting the dynamic models of cosmic ray modulation. Radiation
Measurements, 26(3), pp. 477-480, 1996.
Solar-Geophysical Data. Prompt Reports. National Geophysical Data Center, Boulder, Colorado.
Suslov A.A. and Nymmik R.A. A semi-empirical model for large scale modulation of galactic cosmic ray energy
spectra. Proc. 21 ICRC (Adelaide), 6, pp. 33-36, 1989.
Tylka A.J., Adams J. H., Boberg P.R. et al. CREME96: A revision of the Cosmic ray effects on micro-electronics
code. IEEE Transactions on Nuclear Science, 44(6), pp. 2150-2160, 1997.
Webber W.R., Simpson G.A., Cane H.V. Radio emission, cosmic ray electrons, and the production of y-rays in the
Galaxy. ApJ., 236, pp. 448-459, 1980.
Webber W.R. The interstellar cosmic ray spectrum and energy density. Interplanetary cosmic ray gradients and
new estimate of the boundary of the heliosphere. Astron. Astrophys, 179, 277, 1987.
www.sec.noaa.gov/ftpdir/weekly/predict.txt.
2
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ
И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
Кононович Э.В.1; Красоткин С.А.2, Курт В.Г.2
1 Государственный астрономический институт им. П.К. Штернберга МГУ
2 НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Наша Галактика включает в себя более ста миллиардов звезд разных размеров,
масс и светимостей. Она имеет форму плоского звездного диска с диаметром около
30000 пк (1 пк (парсек) = 3,26 светового года, т. е. 3-1013 км). В середине этого диска
имеется центральное сгущение звезд (бялдэ/с). Звезды в Галактике концентрируются
в спиральных структурах (рукавах) вместе с газопылевой межзвездной средой, из ко-
торой они образуются. Наше Солнце расположено близко к плоскости симметрии
галактического диска, на краю одного из спиральных рукавов на расстоянии около
1 000 пк от центра.
Галактика вращается со скоростью, возрастающей с увеличением расстояния
от центра. На расстоянии, где находится наше Солнце, скорость вращения около
250 км/с, т. е. один оборот вокруг центра Галактики Солнце осуществляет примерно
за 200 млн. лет. Возраст всей Солнечной системы, включая Солнце, в настоящее
время оценивается примерно в 4,5 млрд. лет.
По спектру своего электромагнитного излучения, максимум которого приходится
на желто-зеленые лучи, Солнце относится к звездам-карликам спектрального клас-
са G2. Как и для всех звезд, основными характеристиками Солнца являются масса,
радиус и светимость.
220
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.1.1. Масса и радиус Солнца
На небе Солнце представляется почти кругом с резко очерченным краем
(лимбом). Его сжатие, обусловленное медленным вращением, порядка 10"5. Стро-
гое определение радиуса этого круга имеет принципиальное значение, поскольку
у газового самогравитирующего шара не может быть границы (поверхности),
разделяющей области различных агрегатных состояний вещества. Обычно
пользуются понятием фотометрического края, определяемого точкой перегиба в
распределении яркости Солнца вблизи лимба для монохроматического излу-
чения с длиной волны X = 500 нм. Радиус определенного таким образом лимба
называется радиусом Солнца. Видимый угловой радиус Солнца несколько ме-
няется в течение года вследствие изменения расстояния Земли от Солнца,
вызванного эллиптичностью земной орбиты. Когда Земля находится в пери-
гелии (начало января), видимый диаметр Солнца составляет 32'35", а когда в
афелии (начало июля) - 31'31". Среднее расстояние Земли от Солнца (большая
полуось эллипса земной орбиты) называется астрономической единицей
(1 а. е. = 1,4953-108 км) и равно около 150 млн. км, или 215 7?с- На расстоянии 1 а. е.
видимый радиус Солнца составляет 960", что соответствует линейному радиусу
7?с = 696000 км. Угловой масштаб на Солнце составляет в среднем 725 км на 1".
Поверхность сферы, описанной вокруг центра Солнца радиусом Rc, иногда не-
правильно называют «поверхностью» Солнца, так как она близка к верхнему
слою основной, самой глубокой части солнечной атмосферы - фотосферы, где
достигается температурный минимум и непрозрачность газов максимальна.
Именно эти свойства и обеспечивают резкость видимого края Солнца, соответ-
ствующего наиболее непрозрачным слоям солнечной атмосферы с толщиной
несколько десятков километров.
Масса Солнца легко вычисляется из третьего закона Кеплера, применен-
ного для Солнца и какого-либо из обращающихся вокруг него тел; она сос-
тавляет Мс = 1,99-1033 г, или 3,3-105 масс Земли, что определяет среднюю плотность
его вещества рс= 1,41 г/см3. Ускорение силы тяжести на уровне фотосферы со-
ставляет gc = 274 м/с2, а параболическая скорость убегания для Солнца
Vc = 617,7 км/с. Все эти величины легко вычисляются по известным массе и раз-
меру Солнца.
2.1.2. Светимость Солнца
Для многих задач астрофизики и геофизики важно знать точное значение мощ-
ности излучения всего Солнца, т. е. его светимость, а также энергетическую осве-
щенность от Солнца на расстоянии 1 а. е. Эта величина называется солнечной
постоянной и определяется как полное количество лучистой солнечной энергии,
проходящей за единицу времени через единицу площади, перпендикулярной на-
правлению на Солнце и расположенной за пределами земной атмосферы. В настоя-
щее время значение солнечной постоянной Q = (1 366 ± 4) Вт/м2 » 1,95 кал/(см2-мин)
известно с погрешностью около ±0,3%.
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
221
Умножая эту величину на площадь сферы с радиусом в 1 а. е., получим полное
количество энергии, излучаемой Солнцем по всем направлениям в единицу времени,
т. е. его болометрическую светимость. Она равна 3,84-1026 Дж/с (3,8-1033 эрг/с), или
3,8-1026 Вт.
Единичная площадка в фотосфере Солнца размером в 1 м2 излучает 63,1 МВт.
Систематические измерения солнечной постоянной были начаты около 100 лет
тому назад с целью уточнения ее величины и пределов возможных ее изменений.
Наблюдения производились с поверхности Земли, где поток солнечного излучения
уменьшается из-за поглощения и рассеяния в земной атмосфере и составляет
800-900 Вт/м2.
Рис. 2.1.1. Солнечный спектр от всего диска: измеренный
у поверхности Земли (1), сглаженная кривая (2)
и внеатмосферное распределение энергии (3)
Объективные трудности учета поглощения и рассеяния в атмосфере Земли
(рис. 2.1.1) ограничивают точность наземных определений величины солнечной
постоянной до ±1%. Реальные изменения солнечной постоянной были обнаружены
после размещения высокоточных радиометров на спутниках. Эти вариации можно
разделить на две составляющие:
• долгопериодические порядка 0,1% - за последние двадцать лет XX столетия
они по фазе совпали с 21-м и 22-м 11-летними циклами солнечной актив-
ности (СА): в максимумах этих циклов солнечная постоянная возрастала, а
в минимумах она убывала;
• краткосрочные вариации с характерным временем в несколько суток и мак-
симальной амплитудой от +0,2% до -0,4%, обусловленные прохождением по
солнечному диску ярких факелов и темных пятен.
Таким образом, строго говоря, Солнце является переменной звездой. Его боло-
метрическую переменность иллюстрирует рис. 2.1.2, на котором видно, что показа-
ния радиометров изменяются со временем подобно друг другу, но заметно различа-
ются по абсолютной величине.
222
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Поток, Вт/м2
Рис. 2.1.2. Результаты измерений солнечной постоянной,
выполненные при помощи различных ИСЗ в 21-м и 22-м солнечных
циклах (а); кривая чисел Вольфа солнечных пятен (б)
2.1.3. Дифференциальное вращение
Наблюдения отдельных деталей на солнечном диске, а также измерения смеще-
ний спектральных линий в различных его точках свидетельствуют о регулярном
движении вещества наружных слоев Солнца. Основной осесимметричный компонент
этого движения называется вращением Солнца. Оно происходит вокруг некоторой
оси, перпендикулярной плоскости солнечного экватора. Солнечный экватор образует
с плоскостью эклиптики угол в 7° 15', и от него отсчитываются гелиографические
широты на Солнце. На экваторе линейная скорость вращения Солнца составляет
около 2 км/с.
Вращение Солнца обладает важной особенностью: его угловая скорость со, опре-
деляемая по перемещениям пятен, убывает по мере удаления от экватора в среднем
по закону:
со = 14,4° - 2,7 sin2cp,
где ср - гелиографическая широта, а со - угол поворота за сутки (см. рис. 2.1.3). Соот-
ветствующий сидерический период (относительно неподвижных звезд) составляет
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
223
Начало После одного
Рис. 2.1.3. Схема вращения Солнца. Слева-
детали, расположенные вдоль центрального
меридиана; справа - их положение после
одного оборота Солнца вокруг оси
около 25 дней на экваторе и достигает
30 дней вблизи полюсов. Период вра-
щения Солнца относительно земного на-
блюдателя (синодический период) сос-
тавляет почти 27 дней на экваторе и
32 дня у полюсов.
Поскольку Солнце вращается не как
твердое тело, систему гелиографических
координат нельзя жестко связать одно-
временно со всеми точками его фото-
сферы. Гелиографические меридианы,
определяющие так называемые кэр-
рингтоновские долготы, жестко связы-
вают с точками, имеющими гелиогра-
фические широты ±16°. Для этих широт сидерический период обращения, т. е. пери-
од относительно «неподвижных» звезд, принят равным 25,38 суток, а синодический,
т. е. период относительно земного наблюдателя, - 27,28 суток. Начальным кэрринг-
тоновским меридианом считается тот, который в полночь по всемирному време-
ни 1 января 1854 г. проходил через точку пересечения солнечного экватора с эклип-
тикой.
Ось вращения Солнца наклонена к плоскости эклиптики, угол между плоскостью
солнечного экватора и плоскостью эклиптики 7° 15', а долгота восходящего узла
экватора 0 = 73,667 + (/ - 1850) 0,01396°, где t - дата, выраженная в годах. Земля пе-
ресекает плоскость солнечного экватора дважды в год: в начале июня и в конце
декабря. В течение первого полупериода она находится в южном полушарии по
отношению к плоскости солнечного экватора, в течение второго - в северном. Сред-
няя скорость вращения Земли вокруг Солнца И= 30 км/с.
2.1.4. Спектр и химический состав Солнца
Почти все наблюдаемое солнечное излучение, за исключением потока частиц
нейтрино, возникающих в центральном ядре Солнца, исходит только из солнечной
атмосферы, т. е. самых внешних его слоев. Однако спектр этого излучения содержит
важнейшую информацию обо всем Солнце.
В видимой области наблюдаемое излучение Солнца в основном имеет непрерыв-
ный (сплошной) спектр (см. рис. 2.1.1). На него накладывается несколько десятков
тысяч темных линий поглощения, называемых фраунгоферовыми по имени немец-
кого физика Иозефа Фраунгофера, описавшего эти линии в 1814 г. Наибольшей
интенсивности непрерывный спектр достигает в сине-зеленой части спектра, в об-
ласти длин волн 430-500 нм.
Солнечный спектр далеко простирается в невидимые коротковолновый и
длинноволновый диапазоны. Внеатмосферные наблюдения показывают, что до
длин волн около 200 нм характер видимого солнечного спектра сохраняется.
Однако в более коротковолновой области (далекое ультрафиолетовое и рент-
224
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
геновское излучение) он резко меняется: интенсивность непрерывного спектра
быстро падает, а темные фраунгоферовы линии сменяются яркими эмиссион-
ными линиями.
Инфракрасная область солнечного спектра до 15 мкм частично поглощается при
прохождении сквозь земную атмосферу, в основном молекулами водяных паров и
углекислого газа. С Земли видны лишь некоторые участки солнечного спектра меж-
ду этими полосами. Для длин волн, больших 15 мкм, поглощение становится пол-
ным, и спектр Солнца в этой области доступен наблюдениям либо с больших высот
над уровнем моря, либо внеатмосферными методами. Поглощение солнечного из-
лучения молекулами воздуха продолжает оставаться сильным вплоть до области
радиоволн миллиметрового диапазона; для них и более длинных волн земная атмо-
сфера снова становится прозрачной.
Важнейшей особенностью солнечного спектра, начиная от длины волны около
160 нм до инфракрасного диапазона включительно, является наличие более
20 тысяч фраунгоферовых линий поглощения. По длинам волн они в точности
соответствуют линиям излучения различных элементов в спектре разреженного
светящегося газа. Ослабление выходящего излучения вызвано двумя основными
процессами. Первый представляет собой истинное поглощение, происходящее в
момент, когда возбужденный атом испытывает столкновение, чаще всего с элект-
роном, передавая ему энергию своего возбуждения и увеличивая скорости тепло-
вых движений частиц, а тем самым и температуру газа. Второй процесс - атомное
рассеяние. Атомы, поглотив излучение в линиях, тут же его изотропно псреиз-
лучают. В итоге в направлении выходящего излучения интенсивность оказывает-
ся уменьшенной и по этой причине. При рассеянии частоты поглощенного и
переизлученного квантов могут различаться, что приводит к искажению формы
профиля спектральной линии и, например, к депрессии в центре сильных эмис-
сионных линий.
От подобных процессов во многом зависит соотношение между потоком излу-
чения и кинетической температурой газа. Характер (форма, глубина, ширина)
линий поглощения позволяет судить о температуре на разных глубинах в атмо-
сфере Солнца, а также об относительном числе поглощающих и рассеивающих
атомов различных химических элементов в ней, т. е. о химическом составе внеш-
них слоев Солнца. Самая сильная, точнее, широкая линия поглощения солнеч-
ного спектра находится в далекой ультрафиолетовой области. Это резонансная
линия водорода La (Лайман-альфа), центр которой приходится на длину волны
121,6 нм. На эту длину волны приходится также самая мощная линия излуче-
ния солнечного спектра. Это та же линия La, но возникшая в более высоких
слоях солнечной атмосферы. Линия поглощения La настолько широка, что на
фотографии даже не видна как линия, а проявляется как депрессия общего фона
непрерывного спектра на протяжении десятков нанометров по обе стороны от
длины волны 121,6 нм.
В видимой области наиболее широкими и сильными линиями излучения
являются фраунгоферовы резонансные линии Н и К ионизованного кальция. После
них по интенсивности идут первые линии бальмеровской серии водорода На, Нр,
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
225
Таблица 2.1.1
Средняя распространенность химических элементов в космических условиях,
в том числе на Солнце
Элемент Относительное число атомов Элемент Относительное число атомов
Водород 1000000 Сера 20
Гелий 100000 Магний 20
Кислород 1000 Железо 6
Углерод 400 Натрий 2
Неон 200 Алюминий 2
Азот 100 Аргон 2
Кремний 60 Кальций 1
Ну, а затем резонансные линии натрия Di и D2, линии магния, железа, титана и дру-
гих элементов. Огромное число более слабых линий принадлежит свыше 80 из-
вестным химическим элементам из таблицы Менделеева. Присутствие этих линий в
спектре Солнца свидетельствует о наличии в солнечной атмосфере соответствую-
щих элементов. Таким путем установлено присутствие на Солнце водорода, гелия,
азота, углерода, кислорода, магния, натрия, кальция, железа и многих других хими-
ческих элементов.
Атмосфера Солнца в основном имеет тот же химический состав, что и многие
другие звезды (см. табл. 2.1.1). Преобладающим элементом на Солнце является
водород. По числу атомов его примерно в десять раз больше, чем всех остальных
элементов, вместе взятых. Однако поскольку он самый легкий элемент, на его долю
приходится около 70% всей массы вещества в атмосфере Солнца. Следующим по
распространенности элементом является гелий. Однако, хотя спектральные линии
гелия, как и сам этот элемент, были обнаружены на Солнце раньше, чем на Земле,
прямые измерения солнечного спектра не позволяют получить надежную оценку
его содержания. Косвенным путем получено наиболее вероятное значение его со-
держания около 28% по массе (т. е. 0,1 по числу атомов). На массу всех остальных
элементов, вместе взятых, приходится не более 2%. В некоторых случаях важно
знать содержание элементов, обладающих определенными свойствами. Так, напри-
мер, число атомов металлов в атмосфере Солнца почти в 10 000 раз меньше, чем
водорода.
2.1.5. Температура внешних слоев Солнца
В общем случае температура тела неодинакова в различных своих частях и
зависит от его формы, состава и структуры, а также от состояния окружающей
среды. В идеальном случае термодинамического равновесия тела оно излучает
столько же энергии, сколько и поглощает. Полностью изолированное от ок-
ружающей среды тело не теряет и не приобретает своей тепловой энергии. Толь-
226
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
ко тогда внутри него устанавливается термодинамическое равновесие между
всевозможными прямыми и обратными процессами (например, излучением и
поглощением). Его излучение (в принципе ненаблюдаемое!) описывается изве-
стным законом Планка, из которого следуют два важных свойства такого из-
лучения:
• полная (по всему спектру) энергия излучения р пропорциональна 4-й степени
температуры (закон Стефана-Больцмана):
р = аГ4, а = 8л&4/15с3Й3; (2.1.1)
• максимум излучения приходится на длину волны, обратно пропорциональную
температуре (закон Вина):
^макс^ = const = 0,367 см-К. (2.1.2)
В лабораториях реализуют модель абсолютно черного тела, например, в виде
герметически термоизолированного цилиндра, подогреваемого изнутри электро-
печью до нужной температуры для компенсации потерь на излучение через
оболочку. Внутри такой модели установится равновесие между излучением и
поглощением энергии. Наблюдают излучение такого тела через малое окошко,
через которое проходит ничтожная доля энергии. Условия внутри звезды очень
близки к такой модели благодаря высокой непрозрачности наиболее «холодных»
слоев его атмосферы.
По общему потоку излучения Солнца можно судить о температуре внешних его
слоев, используя закон Стефана-Больцмана. Определенная таким путем температу-
ра Солнца, равная 5 780 К, называется эффективной температурой. В то же время
положение максимума излучения в области 0,5 мкм в спектре Солнца соответству-
ет температуре около 6750 К, определенной по закону Вина. По относительному
распределению энергии в различных участках спектра можно определить измене-
ние температуры на различных глубинах в атмосфере Солнца. Так, например, в
интервале длин волн 470-540 нм относительное распределение энергии такое же,
как у тела с температурой 6 500 К, а рядом, в области длин волн 430-470 нм, - око-
ло 8 000 К. Яркостная температура (см. табл. 2.1.2) меняется по спектру в еще
более широких пределах. На участке спектра 100-250 нм она возрастает от 4 500 до
5 000 К, проходя при этом через минимальное значение около 4 200 К в окрестности
длин волн 150 нм. В зеленых лучах (550 нм) яркостная температура близка к
6400 К, а в радиодиапазоне (метровые волны) достигает 106К. Для наглядности
все перечисленные результаты сведены в табл. 2.1.2. Различие между темпера-
турными параметрами имеет принципиальное значение и приводит к важному
выводу о том, что излучение Солнца отличается от излучения абсолютно черного
тела. В противном случае все значения температур, приведенные в табл. 2.1.2,
были бы одинаковыми. Неодинаковость температурных параметров говорит о
том, что непрозрачность и температура солнечного вещества меняются с глу-
биной.
Интенсивность солнечного радиоизлучения в метровом диапазоне значительно
больше, чем должна была быть у тела с температурой 6000 К. Ес убывание с рос-
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА.
227
том длины волны в диапазоне метровых волн происходит так же, как и у абсолютно
черного тела, имеющего температуру (1-2)-106К. Другой важной особенностью
радиоизлучения Солнца является его переменность, амплитуда которой увеличива-
ется с ростом длины волны. Этим радиодиапазон существенно отличается от види-
мой области спектра, в которой интенсивность излучения в высокой степени посто-
янна. Подобной же переменностью также обладают далекое ультрафиолетовое и
рентгеновское излучения Солнца.
Таблица 2.1.2
Параметры, характеризующие «температуру» внешних слоев Солнца,
определенную различными методами
Метод Г, К Параметр температуры, характеризующий излучение
По максимуму излучения (закон Вина) 6750 -
По общему потоку излучения (закон Стефана-Больцмана) 5 770 эффективная температура
По интенсивности монохроматического излучения (закон Планка)
X - 100 нм 4500
X = 150 нм 4200
X = 200 нм 4700
X = 250 нм 5000 яркостная температура
X = 400 нм 6500
X = 600 нм 6200
X = 800 нм 6000
X = 0,2 мм 4400
X = 1 м 1000000
По относительному распределению энергии в интервале:
470-540 нм 6500 цветовая температура
430-470 нм 8000
Учитывая наблюдаемую зависимость яркостной температуры от длины волны,
получаем, что где-то вблизи условной поверхности Солнца расположен слой, обла-
дающий минимальной температурой (около 4 200 К), который можно наблюдать в
далекой ультрафиолетовой части спектра в области 150-160 нм. Выше и ниже этого
слоя температура быстро растет. Учитывая, что в более глубоких, ненаблюдаемых
слоях Солнца температура может только расти, приходим к выводу о высокой темпе-
ратуре всюду на Солнце за исключением некоторого слоя, в котором она падает не
ниже (4-5)-103 К, где вещество частично может находиться в молекулярном состоя-
нии. Всюду в остальных слоях оно находится в атомарном и сильно ионизованном
состоянии.
228
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.1.6. Внутреннее строение Солнца
Под солнечной атмосферой с увеличением глубины быстро возрастают темпера-
тура, плотность, давление и степень ионизации солнечного вещества.
В каждой внутренней точке Солнца должно выполняться условие гидростати-
ческого равновесия, означающее, что разность давлений, испытываемых каким-либо
элементарным слоем (например, АВ на рис. 2.1.4), должна уравновешиваться грави-
тационным притяжением всех более глубоких слоев. (В силу сферической симмет-
рии, как показал еще Ньютон, внешние слои не дают вклада в силу тяжести.)
Если давление на верхней границе слоя А обозначить через Pi, а на нижней В - через
Р2, то равновесие будет иметь место при условии, что Р2- Р\- pgH, где р - средняя
плотность слоя АВ, Н - его толщина, a g - среднее значение ускорения силы тяжести
в рассматриваемом слое, расположенном на расстоянии Rg от центра Солнца.
Среднюю плотность р можно положить равной среднему арифметическому зна-
чений плотности pi и р2 на верхней и нижней границах слоя АВ: р = (pi + р2)/2.
Используя уравнение состояния идеального газа с молекулярной массой ц, по-
лучим: р =p(Pj + P2)/(2RgT), а подставляя это значение в предыдущую формулу,
имеем:
Pi - Рх = (Р 2 + Рх) pgH/(2RgT). (2.1.3)
Выражение RgT/^pg) = Но измеряется в единицах длины и имеет важный физиче-
ский смысл: подставив его вместо Я в предыдущее выражение, получим Р2 = ЗР\, так
что при постоянной температуре давление и плотность в пределах слоя Яо меняются
приблизительно в три раза. Из решения соответствующего дифференциального урав-
нения следует, что точное значение изменения равно основанию натуральных лога-
рифмов е = 2,7183.
Величина Яо называется шкалой высоты. Она показывает, на каком расстоянии
происходит изменение плотности в е раз. При Т = 10000 К ц = 0,5-103 моль/кг (иони-
зованный водород) и g = 2,7-102 м/с2, что примерно соответствует условиям в наруж-
ных слоях Солнца, имеем Яо = 6-1О5м, т. е. рост плотности втрое происходит при
продвижении вглубь на 600 км.
Некоторое представление об условиях в недрах Солнца можно получить, если
предположить, что вещество в нем рас-
пределено равномерно. Очевидно, что
модель такого «однородного» Солнца
должна хорошо представлять реальное
Солнце где-то в средней точке, например
на глубине, равной половине радиуса.
При постоянной плотности значение р
совпадает с уже известным нам средним
значением р0 = 1,4 г/см3. Давление в сред-
ней точке равно весу радиального стол-
бика вещества сечением 1 см2 и высотой
Rc/2 (см. рис. 2.1.4), т. е.
Р= PogcA/2- (2.1.4)
Рис. 2.1.4. К определению давления
внутри Солнца
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
229
В средней точке ускорение силы тяжести gcp определяется массами, заключен-
ными внутри сферы с радиусом Т?с/2: gcp = GMcI(2Rq) = gc/2 = 1,37-102 м/с2, так
как внутри этой сферы при однородном распределении масс заключена 1/8
часть всей массы Солнца. Соответствующее значение давления в рассматриваемой
точке составляет:
Рср[Па] = GpcpA/c/(47?c) » 6,6-1013. (2.1.5)
Зная давление и плотность, из уравнения состояния идеального газа легко найти
температуру Тср в средней точке:
Т’ср = цРср/(^Рср) = 2,8-106 К. (2.1.6)
В результате получились грубые оценки значения следующих физических харак-
теристик «однородного Солнца» на глубине, равной половине радиуса Rq/2'.
рср = 1,4 г/см3 (1,34 г/см3), (2.1.7)
Рср = 6,6-1013 Па (7,1-1013 Па), (2.1.8)
Гер = 2,8-106 К (3,8-106 К). (2.1.9)
В скобках приведены те же величины, рассчитанные точными методами, учиты-
вающими неоднородность в распределении вещества на Солнце. Таким образом,
для средней точки предположение о равномерном распределении масс приводит к
правдоподобным результатам. В центре Солнца давление, плотность и температура
Таблица 2.1.3
Модель внутреннего строения Солнца
Расстояние от центра, R/Rc Температура Т, К Давление Р, Па Плотность р, г/см3
Ядро энерговыделения
0 1,55-Ю7 2,3-10“ 149
0,1 1,31-10’ 1,3-10“ 87,4
0,2 9,42-106 4,4-Ю15 35,3
Лучистая зона
0,3 6.81-106 1,1-10“ 12,1
0,4 5,14-Ю6 2,7-Ю14 3,94
0,5 3,98-Ю6 7,0-10“ 1,32
0,6 3,13-Ю6 2,1-10“ 0,50
Конвективная зона
0,7 2,34-106 6,4-1012 0,20
0,8 1,38-106 1,6-1012 0,09
0,9 6,02-105 2,0-10" 0,02
0,98 9,96-104 1,7-10’ 0,001
Фотосфера
1,00 4,56-10’ 1,2-104 0,74-10’7
230
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
должны быть еще больше. В табл. 2.1.3 приведены результаты строгого расчета мо-
дели внутреннего строения Солнца, т. е. зависимости физических параметров газа в
недрах Солнца от глубины.
Из табл. 2.1.3 видно, что вблизи центра Солнца температура превышает 107 К,
а давление достигает сотен миллиардов атмосфер (1 атм = 1,013-105 Па).
Рассмотрим подробнее физические процессы, происходящие в недрах Солн-
ца. На рис. 2.1.5 приведена схема строения Солнца, его атмосферы и пере-
носа энергии в нем. К этой схеме читатель может обращаться при чтении всего
раздела.
Рис. 2.1.5. Идеализированная картина общей структуры Солнца,
свойств его слоев и способов переноса энергии. Картина
качественная, без соблюдения масштаба
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
231
Энерговыделяющее ядро (R/Rc = 0-0,2)
В самом центре Солнца температура достигает значений Т= 15-106 К, плот-
ность р ~ 150 г/см3, а давление Р = 250-109 атм. Здесь основным источником энер-
гии Солнца служат цепочки термоядерных реакций, происходящих в центральной
зоне Солнца (г < 0,27?с) и преобразующих легкие ядра в более тяжелые. В резуль-
тате трех возможных процессов из четырех ядер водорода образуется одно ядро
гелия, при этом выделяется энергия, соответствующая уменьшению массы про-
дукта реакции на 0,7%, что составляет ДЕ = Мс2 ~ 25 МэВ на один атом образо-
вавшегося гелия (более подробное описание термоядерных реакций можно найти
в гл. 1.5).
Лучистая зона (R/Rc = 0,3-0,7)
По мере удаления от центра Солнца температура и плотность становятся меньше,
выделение энергии быстро прекращается (рис. 2.1.6). На расстоянии от центра более
О,37?с температура становится меньше 5-106 К, существенно падает и плотность. В
результате ядерные реакции здесь практически не происходят. Та часть Солнца, в
которой выделение энергии за счет ядерных реакций несущественно и где происхо-
дит лишь ее перенос путем последовательных процессов поглощения и переизлуче-
ния электромагнитных квантов, называется зоной лучистого равновесия. Она занима-
ет область примерно от О,37?с до 0,77?с.
В более внешних слоях лучистой зоны общий поток излучения распределяется на
большую площадь, пропорциональную квадрату радиуса. Поэтому поток через еди-
ницу площади убывает. Вместе с тем в каждой области внутри Солнца поле излуче-
ния соответствует температуре Т и определяется формулой Планка. Поскольку по
закону Стефана-Больцмана интегральный поток излучения пропорционален сГ4,
внутри Солнца на расстоянии г от центра (где источников энергии уже нет) произ-
ведение 4тшг2Г4 постоянно и равно свети-
мости Солнца £с. Следовательно, в сред-
них, лучистых слоях Солнца температура Т
должна быть обратно пропорциональна
корню из г. С глубиной, в соответствии с
законом смещения Вина, меняется также и
положение максимума излучения в спект-
ре. Он постепенно перемещается в длинно-
волновую область спектра.
Конвективная зона
В наружных, близких к атмосфере
Солнца, более «холодных» слоях физиче-
ские условия сильно меняются.
1. Из-за постоянного ухода излучения
из атмосферы звезды и быстрого охлажде-
Рис. 2.1.6. Изменение температуры Солнца
и его атмосферы в зависимости от
расстояния до центра. Пунктиром
изображен ход температуры
при отсутствии конвекции
232
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
ния вещества растет градиент температуры, т. е. сильно увеличивается скорость па-
дения температуры с удалением от центра (в лучистой зоне Т ~ г"1/2, см. предыдущий
раздел).
2. Из-за падения температуры уменьшается степень ионизации газа, и он ста-
новится ионизованным лишь частично. Такой газ более изотермичен, поскольку
изменения температуры в нем быстро компенсируются переходом тепловой энер-
гии в энергию ионизации и обратно.
3. Ослабление ионизации приводит к росту непрозрачности газа, так как у
нейтральных атомов коэффициент поглощения больше, чем у ионов.
Все эти обстоятельства способствуют возникновению активного перемешива-
ния самого вещества, т. е. конвекции - самого эффективного способа переноса
энергии.
Качественно конвективный процесс можно иллюстрировать следующим обра-
зом. В газовой среде в силу случайных флуктуаций могут возникать неоднородно-
сти температуры и плотности. Скорее всего, это происходит в масштабах естест-
венной неоднородности среды. В сферически симметричных слоях звезды таким
естественным параметром является шкала высоты 7?g7V(|ng) = HQ. В частности, на
глубине 200 000 км значение Но порядка 105 км, т. е. соизмеримо с глубиной самого
слоя. Отсюда следует, что чем выше в лучистой зоне возник элемент неоднородно-
сти, тем больше его размеры. Это подтверждается тем, что наблюдаемые структуры
в солнечной атмосфере по своим размерам заключены в пределах от нескольких
сотен до сотни тысяч километров.
Пусть возник элемент неоднородности с температурой выше окружающей. По-
скольку в нем увеличено и давление, то, поднимаясь, он быстро расширяется и на-
чинает всплывать по закону Архимеда. В силу условий (2) и (3), приведенных вы-
ше, он стремится сохранить избыток тепла и в течение некоторого времени остает-
ся горячее окружающей среды, в которой температура быстро уменьшается в силу
условия (1). Пройдя путь, сравнимый со своими размерами, конвективный элемент,
по определению понятия шкалы высоты, попадет в окружение газов, сильно отли-
чающихся от него по своей температуре и плотности. Естественно предположить,
что к этому времени элемент успевает «высветить» избыток своей энергии, а силы
вязкости успевают затормозить его подъем. Описанные представления лежат в ос-
нове элементарной теории, позволяющей рассчитать условия в тех слоях, где
должна возникать конвекция.
Условием возникновения конвекции, очевидно, является соотношение между
градиентом температуры в элементе (с учетом его квазиизотермичности и адиаба-
тичности) и в окружающей среде. При расчете моделей внутреннего строения этот
критерий необходимо контролировать, чтобы вовремя перейти от условия лучисто-
го равновесия к условию конвективного равновесия.
В принципе, указанные рассуждения применимы и к охладившимся, опускаю-
щимся элементам конвекции. Однако наблюдаемая структура фотосферы, которая
отражает структуру конвекции, происходящую в более глубоких слоях, говорит о
структурной (топологической) неодинаковости «горячих» и «холодных» элементов:
в отличие от первых, опускающиеся струи газа возникают из-за горизонтального
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
233
растекания поднявшихся и охладившихся элементов конвекции, которые обтекают
область подъема и, образуя односвязную среду, сливаются подобно множеству
струй в нисходящий поток (рис. 2.1.7).
Рис. 2.1.7. Предполагаемая структура потоков плазмы
в конвективной зоне
В итоге в конвективной зоне возникают более или менее регулярные потоки
поднимающихся и опускающихся структур, однако в мелких масштабах они имеют
хаотический, турбулентный характер. В результате в среде устанавливается менее
крутой градиент температуры, чем в лучистой зоне.
В самых верхних слоях конвективной зоны из-за сильных потерь на излучение
температура начинает быстро уменьшаться, степень ионизации резко падает, и газ
лишается способности создавать устойчивые неоднородности. Поэтому непосред-
ственно под фотосферой конвективные движения быстро тормозятся.
Конвективная зона играет важную роль для всего Солнца, формируя выше-
лежащие слои солнечной атмосферы, определяя общую их структуру и дина-
мику. Она представляет собою как бы тепловую машину, в которой тепловая
энергия частично переходит в механическую и, возможно, в магнитную, а затем
снова в тепло. Конвективные и турбулентные движения порождают различного
типа волны, которые, распространяясь вверх в атмосферу, переносят в нее часть
механической и магнитной энергии, нагревая верхние ее слои.
Самым важным для всего Солнца является взаимодействие его вращения с тур-
булентной конвекцией, приводящее к двум важным последствиям:
• дифференциальному характеру вращения в конвективной зоне и в атмо-
сфере Солнца;
• постоянному процессу усиления магнитного потока и, по-видимому, обра-
зованию в основании конвективной зоны магнитного слоя с большой на-
пряженностью магнитного поля, что в конечном счете приводит к образова-
нию активных областей на Солнце (см. гл. 2.2).
Таким образом, конвективная зона не только формирует и определяет струк-
туру солнечной атмосферы, но и «оживляет» ее мощными и впечатляющими про-
явлениями солнечной активности, сильно влияющими на Землю и окружающее
космическое пространство.
234
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.1.7. Гелиосейсмология
Хотя Солнце и представляет собой газовый шар, его плотность в центре выше,
чем у свинца, а в наружных слоях она мала. Такое разнообразие условий не пре-
пятствует возможности распространения в плазме с магнитным полем всевоз-
можных волн, начиная от обычного звука вплоть до магнитогидродинамических,
а также внутренних гравитационных (как на море) и даже ударных волн. Под
действием центробежных сил вращающийся упругий шар приобретает форму
эллипсоида вращения. Солнце вращается сравнительно медленно. Поэтому фи-
гура его равновесия ничтожно отличается от шарообразной - всего на сто-
тысячные доли радиуса. Однако если где-нибудь на Солнце нарушится механи-
ческое равновесие, например, из-за падения метеорита или в результате взрыва
вспышки, то возникнут колебания (волны), степень сложности которых опреде-
ляется характером начального возмущения и свойствами окружающей среды.
Регистрируя параметры этих волн, как бы «прослушивая» Солнце на разных глу-
бинах, можно изучать внутреннее строение Солнца и физические условия в его
отдельных слоях.
В случае сильной неустойчивости эти колебания могут достигнуть больших
амплитуд, как, например, у пульсирующих звезд - так называемых цефеид по име-
ни впервые обнаруженной звезды такого типа (5 из созвездия Цефея). Слабые воз-
мущения устойчивых звезд приводят к колебаниям с малыми амплитудами.
Колебания звезд можно наблюдать по относительному изменению потока излу-
чения, подобно тому, как измеряют вариации светимости Солнца по измерениям
солнечной постоянной. Другой метод- измерить очень точным спектрометром
периодические смещения спектральных линий. Эти смещения возникают из-за дви-
жения источника вдоль луча зрения (эффект Доплера), причем удалению соот-
ветствует сдвиг спектра в длинноволновую (красную) часть спектра.
Колебания Солнца впервые случайно были обнаружены в 1961 г. на обсервато-
рии Маунт Вилсон в США. Измерения лучевых скоростей структурных образова-
ний в солнечной атмосфере показали, что период этих колебаний близок к 5 ми-
нутам. Впоследствии обнаружилось, что они имеют глобальный характер, т. е.
сохраняя фазу, они распространяются по всему Солнцу, причем не только по по-
верхности, но и вглубь.
У наиболее ярких звезд также удалось выделить специфический класс коле-
баний с очень малой амплитудой. Для Солнца относительное изменение потока
излучения составляет около 10"5Zc, а значения периодов заключены в пределах от
3 до 15 минут. Наибольшей амплитудой (до 20 см/с в значении скорости) обладают
колебания с периодами около пяти минут, поэтому весь диапазон стали называть
пятиминутными колебаниями. В отличие от цефеид колебания с такими амплиту-
дами можно считать линейными, т. е. не влияющими друг на друга, если несколько
колебаний возникает и одновременно сосуществует в результате действия незави-
симых причин.
Всякое достаточно малое произвольное колебание, как правило, можно пред-
ставить линейной комбинацией элементарных гармонических колебаний, назы-
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
235
ваемых собственными модами. С точки зрения физики подобная возможность
обусловлена линейностью колебаний, т. е. практически отсутствием их взаимо-
действия. Собственные моды - это возможные колебания системы, при которых,
в случае отсутствия затухания, каждая точка колеблется по простому гармони-
ческому закону.
Тип и частота отдельных собственных мод определяется внутренним строением
звезды. В определенном смысле верно и обратное, а именно: спектр собственных
колебаний определяет строение объекта, что является принципиальной основой гелио-
сейсмологии, т. е. диагностики свойств солнечного вещества на основании наблю-
даемых частот и амплитуд колебаний.
При специфических условиях возбуждения можно непосредственно наблюдать
изолированные собственные моды, например, при резонансе с частотой внешнего
воздействия. В общем случае для выделения отдельных мод, связанных с изоли-
рованными колебаниями, и определения их частот применяются специальные
методы анализа. Для этого, например, можно выполнить преобразование Фурье
наблюдаемых пространственно-временных флуктуаций яркости или скорости в
атмосфере Солнца. Это позволяет в наблюдаемых значениях «увидеть» опре-
деленную моду.
Рассмотренные соображения лежат в основе специальных методов, которые по-
зволили исследовать солнечные колебания, или пульсации. Современным наблюде-
ниям доступно множество собственных мод Солнца в области периодов от трех до
нескольких десятков минут. Имеющиеся данные наблюдений, однако, не охваты-
вают весь спектр существующих собственных колебаний. Поэтому они не дают
возможности полностью воссоздать структуру Солнца. Тем не менее, имеющаяся
информация о колебаниях в сочетании с предположением о гидростатическом рав-
новесии Солнца позволяет определить зависимость скорости звука от расстояния
до центра Солнца.
Колебания, обнаруженные на Солнце, являются модами звуковых волн, рас-
пространяющихся как вдоль сферической поверхности, так и в глубину (рис. 2.1.8а).
Условия их распространения в значительной степени определяются зависимостью
температуры от глубины, поскольку в идеальном газе скорость звука пропор-
циональна квадратному корню из температуры.
В стратифицированной атмосфере (когда температура и плотность зависят от
высоты) скорость звука должна быть меньше некоторого критического значения.
Источники солнечной энергии сосредоточены в центральном ядре размером около
0,17?с- Так как общий поток излучения распределяется на большую площадь, то по
мере перехода к вышележащим слоям температура постепенно убывает про-
порционально квадрату расстояния от центра. В итоге на единицу площади прихо-
дится во столько же раз меньше энергии, и температура уменьшается. Этот ход
температуры сохраняется вплоть до наиболее глубоких слоев солнечной атмо-
сферы, называемых фотосферой (см. рис. 2.1.6). Над нею температура начинает
расти за счет притока энергии, переносимой волновыми движениями. В итоге в
верхних слоях фотосферы образуется слой с минимальным значением температуры
около 4 500 К, выше которого начинается рост температуры с высотой. Для акус-
236
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
тических волн этот слой температурного минимума оказывается критическим: вол-
ны отражаются от него. В итоге область возможного распространения волн ограни-
чена внешними слоями фотосферы и некоторым уровнем в конвективной зоне,
причем толщина соответствующего слоя определяется направлением распростра-
нения колебаний. Таким образом, специфика внутреннего строения Солнца упро-
щает рассмотрение его колебаний, а само Солнце оказывается своеобразным
сферическим концентрическим резонатором (рис. 2.1.86).
в
Рис. 2.1.8. Представление пятиминутных колебаний на Солнце:
а - пространственное изображение отдельной моды; б - схема
распространения колебаний в конвективной зоне; в - диагностическая
диаграмма: зависимость периода колебаний от горизонтальной длины
волны; каждая точка - отдельная мода; вертикальный штрих - ошибка
измерения, умноженная на 1 000; видны последовательности,
соответствующие различным порядкам
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
237
Структура этого резонатора определяет спектр пятиминутных колебаний. Пер-
выми в самом начале 1960-х гг. были открыты волны, распространяющиеся го-
ризонтально. На основании этих данных предположили, что колебания носят
поверхностный и чисто локальный характер. В конце 1960-х гг. выяснилось, что
на крупных масштабах фаза волн сохраняется в течение времени, за которое вол-
на успевает обойти вокруг всего Солнца. Тем самым волны оказались слабозату-
хающими и, следовательно, охватывающими все Солнце, т. е. глобальными. Толь-
ко в конце 70-х гг. XX века были организованы эксперименты по наблюдению
волн, распространяющихся по направлениям, близким к вертикали, т. е. вглубь
Солнца. Эти наблюдения стали основой для применения нового подхода к изуче-
нию внутреннего строения Солнца на основе анализа пятиминутных колебаний.
Есть основания полагать, что, по крайней мере, некоторые волны не затухают за
время порядка 10-20 суток. Собственные моды можно рассматривать как колеба-
ния таких частот и длин волн, которые целое число раз укладываются на окруж-
ности вокруг Солнца и целое число раз - между точками отражения по радиусу
(рис. 2.1.86). Число узлов моды по радиусу называют ее порядком. Число узлов по
замкнутому пути вдоль сферического слоя определяет горизонтальное волновое
число моды, обратно пропорциональное горизонтальной длине волны. В зависимо-
сти от нее можно изобразить на графике периоды колебаний для мод различных
порядков (рис. 2.1.8в). Аналогичные кривые получаются непосредственно из на-
блюдений в результате двойного преобразования Фурье по координате и по време-
ни данных наблюдений о флуктуации яркости или скорости в атмосфере Солнца.
Модель Солнца уточняют путем сравнения наблюдаемых и теоретических кривых
типа изображенных на рис. 2.1.8в.
Одним из важнейших результатов гелиосейсмологии является уточнение положе-
ния основания конвективной зоны, средняя точка которого оказалась на глубине
0,297?с> т. е. почти точно на 2-105 км. Другим достижением гелиосейсмологии являет-
ся восстановление зависимости скорости звука от расстояния до центра Солнца на
интервале от 0,27?с до примерно 0,987?с- Эта информация в основном совпадает с
данными так называемой стандартной модели Солнца. Однако важное ее значение
заключается в том, что она исключает множество «нестандартных» моделей, пред-
ложенных в связи с недостаточностью наблюдаемого потока солнечных нейтрино,
проблема объяснения которого все еще остается важной задачей физики и астро-
физики (см. гл. 1.5).
Гелиосейсмология является единственной возможностью экспериментального
изучения изменения с глубиной на Солнце характера дифференциального враще-
ния. Установлено, что конвективная зона сохраняет дифференциальный характер
вращения наружных слоев. Среднее значение угловой скорости на экваторе совпа-
дает с наблюдаемым (около 2-10"6 рад/с). Глубже расположенная лучистая зона
вращается с такой же не меняющейся с широтой и глубиной скоростью, т. е. почти
как твердое тело.
Данные о вращении на расстояниях меньше 0,27?с от центра ненадежны. Возмож-
но, эти центральные области вращаются с угловой скоростью в 1,5-2 раза большей,
чем остальные слои.
238
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.1.8. Атмосфера Солнца
Солнечная атмосфера состоит из трех слоев с различными физическими усло-
виями: фотосферы, хромосферы и короны. Между хромосферой и короной заметен
переходный слой (см. рис. 2.1.5, 2.1.9).
Фотосфера
Кажущаяся «поверхность» Солнца, представляющая собой нижнюю часть сол-
нечной атмосферы, называется фотосферой Солнца («сфера света»). Это основной
источник излучения в видимой части спектра. Фотосфера - относительно тонкий
слой, ее толщина не превышает 400 км. Если считать испускаемое Солнцем излуче-
ние равновесным, то эффективная температура излучающего слоя фотосферы должна
иметь значение 5 780 К. Температура верхней части фотосферы, соответствующей
температурному минимуму, составляет Tmin = 4300K (тонкий слой толщиной около
100 км). В зоне около температурного минимума атомы Mg, Si, Fe, Са, Al и Na можно
считать однократно ионизированными, а водород существует в нейтральном сос-
тоянии. Фотосфера находится в локальном термодинамическом и радиационном
равновесии с окружающими ее структурами Солнца. Плотность фотосферы состав-
ляет от 10"8 до 10"9 г/см3 (концентрация частиц от 1015 до 10!6 см-3).
Рис. 2.1.9. Схематический разрез Солнца и его атмосферы
Фотосфера видна при непосредственном наблюдении Солнца в белом свете в виде
кажущейся его поверхности. По мере удаления от центра ее яркость убывает все бы-
стрее и быстрее, особенно на самом краю, который оказывается очень резким. По-
темнение диска Солнца к краю объясняется тем, что в фотосфере температура растет
с глубиной. Различные точки солнечного диска обычно характеризуются углом 0,
который луч зрения составляет с нормалью к «поверхности» Солнца в рассматривае-
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯКОРОНА
239
Рис. 2.1.10. Определение положения точки надиске Солнца
и объяснение потемнения солнечного диска к краю
мом месте (рис. 2.1.10а). В центре диска этот угол равен нулю, и луч зрения совпа-
дает с радиусом Солнца. На краю 0 = 90°, и луч зрения направлен по касательной к
слоям Солнца. Большая часть излучения непрозрачного слоя газа исходит от уровня,
находящегося на оптической глубине т « 1. Когда луч зрения пересекает слои под
большим углом 9, оптическая глубина т = 1 достигается в более внешних слоях, где
температура меньше. Вследствие этого интенсивность излучения от краев солнеч-
ного диска меньше интенсивности излучения его середины (рис. 2.1.106). Точные
измерения распределения яркости по диску Солнца позволяют рассчитывать измене-
ние с глубиной важнейших характеристик фотосферы. Поскольку при переходе от
центра диска к краю изменяется угол между лучом зрения и нормалью к слоям, уро-
вень т = 1 в различных точках солнечного диска оказывается на различной глубине,
если ее измерять вдоль нормали к слоям (т. е. вдоль радиуса Солнца).
Протяженность фотосферы, т. е. протяженность слоев, откуда к нам приходит бо-
лее 90% излучения, наблюдаемого в видимых лучах от центра диска Солнца, состав-
ляет около 180 км, что соответствует примерно 1/4000 части солнечного радиуса.
Плотность в фотосфере меняется от 0,1-10-7 г/см3 в верхних слоях до примерно
5-10’7 г/см3 в глубоких. Остальные слои атмосферы Солнца разрежены еще сильнее,
давление газа меняется от 5-102 до 2,5 Па.
Итак, фотосфера - тонкий непрозрачный слой газа протяженностью в несколько
сотен километров, с концентрацией частиц около 10,6-1017 см-3, температурой
(5-7)-103 К и давлением около 0,1 атм. При таких условиях все атомы с небольшими
потенциалами ионизации (в несколько электронвольт, например, Na, К, Са) оказыва-
ются ионизованными. Остальные элементы, в том числе водород, энергия ионизации
которого 13,6 эВ, остаются преимущественно в нейтральном состоянии. Фотосфера-
единственный на Солнце слой, где водород почти нейтрален. Однако из-за ионизации
атомов практически всех металлов в фотосферных слоях все же имеются свободные
электроны. В соответствии с химическим составом фотосферы их концентрация со-
ставляет около 10"4 от концентрации водорода. Эти электроны играют исключитель-
но важную роль: соединяясь с нейтральными атомами водорода, они образуют отри-
240
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.1.11. Примеры грануляции на Солнце
цательные ионы водорода Н", т. е. атомные системы не с одним, как у обычного во-
дорода, а с двумя электронами.
Фотосфера Солнца в своей нижней части непосредственно переходит в конвек-
тивную зону Солнца. Поэтому ее структура представляет собой как бы «сетку», по-
крытую гранулами (рис. 2.1.11). Средний размер гранул около 700 км (от 200 до
2000 км), продолжительность их существования - от 1 до 10 мин. Сами гранулы яв-
ляются верхушками конвективных ячеек, расположенных в подфотосферном слое.
Гранулы окружены темными промежутками, образующими как бы ячейки, или соты.
Спектральные линии в гранулах и промежутках между ними смещены соответствен-
но в синюю и красную стороны. Это означает, что в средней части гранул подфото-
сферное солнечное вещество поднимается, а на краях гранул стекает вниз. Скорость
этих движений составляет 1-2 км/с. Грануляция - наблюдаемое в фотосфере прояв-
ление конвективной зоны в масштабе самого верхнего яруса конвективных элемен-
тов (ячеек конвекции) с размерами (1-2)-103км, расположенного непосредственно
под фотосферой. Поэтому температура в центре гранул выше, чем на периферии.
«Глубина» гранул, по-видимому, достигает нескольких сотен, а то и тысячи километ-
ров. Грануляция фотосферы Солнца отражает турбулентность, нестационарность и
анизотропность процесса конвекции. Она практически не зависит от гелиоцентриче-
ской широты и фазы цикла СА. По своим размерам грануляцию на Солнце можно
разделить на три уровня: собственно гранулы, о которых говорилось выше, супер-
гранулы и гигантские гранулы. Диаметр супергранул имеет порядок (20-40)-103 км, а
гигантских гранул - (100-200)-103 км. Интенсивность движения в гранулах тем
больше, чем меньше диаметр конвективной ячейки. Кроме гранул, в фотосфере
Солнца наблюдаются нестационарные образования, связанные с СА: пятна, факелы,
вспышечные явления, которые будут описаны ниже в гл. 2.2.
Хромосфера (сфера цвета)
Следующий за фотосферой более высокий слой солнечной атмосферы назы-
вается хромосферой, ее толщина около 15-Ю3 км. Концентрация частиц в хромо-
сфере ниже, чем в фотосфере, и уменьшается с высотой от 1014 до 1О10 см-3. Тем-
пература в хромосфере растет с высотой неравномерно: в нижней части - медлен-
но, в средней и верхней частях - быстро. Нижняя хромосфера имеет температуру
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
241
4500-4800 К, а на границе с короной, в переходном слое, температура достигает зна-
чений 106 К (рис. 2.1.12).
Исторически впервые хромосфера наблюдалась вблизи второго и третьего
контактов полных солнечных затмений. Как только Луна полностью закроет
фотосферу, вблизи точки контакта вспыхивает блестящий розовый серп хромо-
сферы. Ширина такого серпа дает непосредственное представление о протяжен-
ности хромосферы, превышающей 10", а в линейной мере - несколько тысяч
километров. Спектр хромосферы состоит из ярких эмиссионных линий. При
наблюдении кажется, что они вспыхивают в момент наступления полной
фазы затмения. Этот спектр очень похож на спектр солнечного излучения в
целом, в котором все линии поглощения заменены на линии излучения, а непре-
рывный спектр почти отсутствует. Однако в спектре хромосферы линии иони-
зованных элементов сильнее, чем в спектре фотосферы. Очень сильны в нем
также линии гелия, по которым этот элемент и был открыт впервые на Солнце.
Эти особенности спектра свидетельствуют о росте температуры с высотой в
хромосфере.
Интегральная, т. е. по всему спектру, яркость хромосферы в сотни раз меньше,
чем яркость фотосферы, хотя в центральных частях сильных линий интенсив-
ности их излучения соизмеримы. При изучении фотографий хромосферы прежде
всего обращает на себя внимание ее неоднородная структура, значительно резче
выраженная, чем грануляция в фотосфере.
Наиболее мелкие структурные образования в хромосфере называются спи-
кулами. Они имеют продолговатую форму, причем вытянуты преимущественно
в радиальном направлении. Длина их составляет несколько тысяч километров,
а толщина - около одной тысячи километров. Со скоростями в несколько де-
сятков километров в секунду спикулы поднимаются из хромосферы в корону
и растворяются в ней. Таким образом, через спикулы происходит обмен веще-
ством между хромосферой и вышележащей короной. Корональное вещество
также может опускаться в хромо-
сферу. Спикулы, в свою очередь, об-
разуют более крупную структуру, на-
зываемую хромосферной сеткой. Она
состоит из отдельных ячеек размером
(30-60)-103 км.
Часто наблюдается фибрильная
структура хромосферы, которая отра-
жает характер магнитных полей, выне-
сенных конвекцией из-под фотосферы в
хромосферу, т. е. фибриллы - это петли
магнитного поля на поверхности Солн-
ца. Интенсивное появление фибрилл
сопутствует рождению новой активной
области на Солнце. В активные периоды
в хромосфере Солнца наблюдают
Рис. 2.1.12. Зависимость от высоты h над
фотосферой плотности (1) и температуры (2)
в спокойной солнечной хромосфере,
переходном слое и короне
242
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
вспышки и флоккулы (см. гл. 2.2). При наблюдениях на лимбе хромосфера невоз-
мущенного Солнца, начиная с высот h = 1 000 км, имеет тонкую «щетинообразную»
структуру, состоящую из отдельных почти вертикальных струй, вытянутых вверх на
(10-15)103 км.
Солнечная корона
Солнечная корона - самая внешняя и очень разреженная часть атмосферы Солнца,
продолжающаяся в виде движущейся от Солнца плазмы - солнечного ветра - в меж-
планетное пространство (см. гл. 2.5).
В верхних слоях хромосферы, где плотность падает до 10"14-10"15 г/см3, проис-
ходит еще одно, на этот раз весьма резкое, увеличение температуры. Здесь начина-
ется солнечная корона. Причиной столь сильного разогрева самых внешних слоев
солнечной атмосферы является, по-видимому, энергия акустических (звуковых) волн,
которые возбуждаются подфотосферной турбулентной конвекцией. Рост темпера-
туры, связанный с быстрым падением плотности вещества с высотой (см. рис. 2.1.13)
и «накачкой» энергии за счет процессов поглощения акустических и магнито-
звуковых волн, распространяющихся от фотосферы, а также процессов магнитной
диссипации энергии, отражает неравновесный характер состояния хромосферы. При
распространении вверх, в слои с меньшей плотностью, эти волны сильно увеличива-
ют свою амплитуду и превращаются в ударные волны.
В области фронта ударной волны часть ее энергии (примерно половина) может
непосредственно передаваться отдельным частицам, т. е. переходить в энергию
хаотических тепловых движений. Практически всюду на Солнце присутствуют маг-
нитные поля, как правило, достаточно слабые (с напряженностью в несколько га-
усс). В некоторых областях, называемых активными, они усиливаются до сотен и
тысяч эрстед. В магнитном поле распространение волн значительно усложняется, а
превращение волн малой амплитуды в ударные происходит быстрее. Их роль также
Рис. 2.1.13. Радиальная зависимость
электронной концентрации пс в солнечной
короне согласно модели (Newkirk, 1961)
и в гелиосфере до 1 а. е. согласно
модели (Mann, 1996)
велика в нагревании верхних слоев сол-
нечной атмосферы, особенно в активных
областях.
Между хромосферой и короной нахо-
дится переходная область, плотность в
которой меняется от 10~12 до 10-15 г/см3
(концентрация частиц - от 1012 до 109 см"3),
а температура - от 104 до 1,5-106 К. Корона
отличается большой нестабильностью
физических условий.
Корону можно условно разделить на
три зоны: внутреннюю (r< 1,3RC), среднюю
(1,37?с < 2,5Rc) и внешнюю (г>2,57?с)-
Средняя температура короны - 1,5-106 К. С
высотой температура короны меняется ма-
ло. Плотность короны у переходной облас-
ти р~ ИГ15 г/см3 (концентрация частиц
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
243
а
б в
Рис. 2.1.14. Фотографии солнечной короны:
а-снимок 31 июля 1981 г., полученный
S. Koutchmy; б - снимок в период максимума
(1980 г.); в - снимок в период минимума
солнечной активности (1985 г.)
108см”3), а на расстоянии ЗЯС плот-
ность р ~ 6-10-19 г/см3 (концентрация
4-105 см-3). По своему составу коро-
нальный газ сходен с фотосферным,
отношение концентраций альфа-частиц
и протонов ~0,1. Атомы водорода и эле-
менты второго периода таблицы Мен-
делеева почти полностью лишены всех
своих электронов, т. е. корона представ-
ляет собой практически полностью ио-
низированную плазму.
Корона не имеет резких очертаний и
сильно меняется со временем. Она при-
обретает сферическую форму в годы
максимума и сжатую вдоль экватора в
годы минимума солнечной активности
(рис. 2.1.14). Структура короны доволь-
но сложна, она включает в себя крупные
структуры, удаляющиеся от Солнца в
виде «опахал» или в виде «лучей».
Плотность вещества в этих образовани-
ях, по-видимому, почти на порядок вы-
ше, чем в окружающей короне. С дру-
гой стороны, в полярных областях
Солнца постоянно существуют так на-
зываемые корональные дыры - области
с аномально низкими температурами, их общая площадь достигает 15% от всей пло-
щади поверхности Солнца, на низких широтах площади корональных дыр меньше
2-5% площади поверхности Солнца. Время жизни одной дыры может превышать 5
оборотов Солнца (до 20 оборотов). Вращение таких дыр близко к твердотельному, а
концентрация частиц в них на порядок ниже, чем в окружающей короне.
Корона - замечательный объект для демонстрации возможностей современной
всеволновой астрономии. Яркость короны в миллион раз меньше яркости фотосфе-
ры. Наблюдать солнечную корону невооруженным глазом можно только во время
полной фазы солнечных затмений. Вне затмений с поверхности Земли корону на-
блюдают при помощи специальных телескопов - коронографов. В этих приборах
устраивается искусственное затмение Солнца и максимально устраняется рассеянный
свет неба и самого инструмента. Яркость короны уменьшается в десятки раз при уда-
лении от края Солнца на величину его радиуса. Изменение яркости в »2,7 раз проис-
ходит на протяжении порядка 1О10 см, т. е. около Яс/7 (см. рис. 2.1.14).
С развитием внеатмосферных методов появилась возможность непосредственно
получать изображение всей короны как в видимом, так и в рентгеновском диапазо-
не спектра.
244
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
В 1980 г. наблюдалась типичная корона эпохи солнечного максимума: яркие
стримеры и лучи появлялись время от времени на всех солнечных широтах. В
1985 г. яркие шлемовидные структуры и лучи возникали лишь на высоких ши-
ротах.
Наиболее яркую часть короны, удаленную от лимба не более чем на
0,2-0,3 радиуса Солнца, принято называть внутренней короной, а остальную,
весьма протяженную часть - внешней короной. Важной особенностью короны
является ее лучистая структура. Лучи бывают разной длины, вплоть до десятка и
более солнечных радиусов. Внутренняя корона также богата структурными об-
разованиями, напоминающими дуги, шлемы и отдельные облака (корональные
конденсации). Особенно характерна структура, временами наблюдаемая у полю-
сов: короткие прямые лучи образуют так называемые полярные щеточки.
Спектр короны обладает рядом важных особенностей. Основой его является
слабый непрерывный фон с распределением энергии, в точности повторяющим
распределение энергии в непрерывном спектре Солнца. На фоне этого непре-
рывного спектра во внутренней короне наблюдаются яркие эмиссионные линии,
интенсивность которых уменьшается по мере удаления от Солнца. Большинство
из этих линий не удается получить в лабораторных спектрах. Во внешней короне
наблюдаются фраунгоферовы линии солнечного спектра, отличающиеся от фото-
сферных большей остаточной интенсивностью. Излучение короны поляризовано,
причем в пределах расстояний до О,57?с от края Солнца степень поляризации
увеличивается примерно до 50%, а на больших расстояниях она снова уменьша-
ется. Подобие распределения энергии в непрерывных спектрах короны и
фотосферы говорит о том, что излучение короны является рассеянным светом
фотосферы. Поляризация этого излуче-
ния позволяет установить природу час-
тиц, на которых происходит рассеяние.
Столь сильную поляризацию могут
вызвать только свободные электроны.
Известно, что излучение, рассеянное на
свободных электронах под углом 90°,
полностью поляризовано. Поскольку
вдоль луча зрения расположены участ-
ки короны, которые рассеивают па-
дающее на них излучение фотосферы
не только под углом 90°, но и под дру-
гими углами (рис. 2.1.15), наблюдаемая
суммарная поляризация оказывается
частичной. С больших расстояний
Солнце видно под меньшим углом, и
угол рассеяния в среднем оказывается
ближе к 90°. Поэтому с увеличением
Рис. 2.1.15. Рассеяние фотосферного излучения расстояния от лимба степень поляриза-
на свободных электронах в короне ции излучения должна возрастать, что
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
245
и наблюдается во внутренней короне. Однако во внешней короне это возрастание
сменяется уменьшением, что говорит о наличии неполяризованной части излуче-
ния, относительная доля которой растет с высотой. Природу этого неполяризо-
ванного излучения мы рассмотрим ниже.
Четкая угловая зависимость степени поляризации излучения, рассеянного на сво-
бодных электронах, позволяет рассчитать число рассеивающих частиц на различных
расстояниях от Солнца и найти распределение плотности вещества в короне. Дейст-
вительно, в каждой точке короны, наблюдаемой на небе, яркость пропорциональна
числу свободных электронов на луче зрения. Один свободный электрон рассеивает
примерно одну 10"24 долю излучения, приходящегося на площадку в 1 см2. Так как
яркость короны составляет 10"6 от фотосферной, то в столбике короны сечением в
1 см2 вдоль луча зрения должно находиться 10“6/10“24 = 1018 свободных электронов.
При шкале высоты Но« 1О10 см это означает, что в среднем в 1 см3 вещества короны
должно находиться 108 свободных электронов.
Появление этих свободных электронов может быть вызвано только иониза-
цией вещества. Однако ионизованный газ (плазма) в целом должен быть нейт-
рален. Следовательно, концентрация ионов в короне также должна быть порядка
108см“3. Большая часть этих ионов возникает в результате ионизации наибо-
лее обильного на Солнце элемента - водорода. Нейтрального водорода в короне
не должно быть, так как в ее эмиссионном спектре линии водорода полностью
отсутствуют. Таким образом, общая концентрация частиц в короне должна рав-
няться сумме концентраций ионов и свободных электронов, т. е. должна быть по-
рядка 2-108 см-3. Эмиссионные линии солнечной короны, расположенные в види-
мой и близкой инфракрасной области спектра, принадлежат обычным хими-
ческим элементам, но находящимся в очень высоких степенях ионизации. Наибо-
лее интенсивна зеленая корональная линия с длиной волны 530,3 нм, испускаемая
ионом FeXIV. Другая интенсивная линия - красная корональная (2. = 637,4 нм) -
принадлежит атомам девятикратно ионизованного железа FeX. Остальные эмис-
сионные линии отождествлены с ионами FeXI, FeXIII, NiXIII, NiXV, NiXVI,
CaXII, CaXV, ArX и др.
Температура короны приближается к 106К, т. е. энергия свободных элект-
ронов составляет сотни электронвольт, что достаточно для образования высоко-
ионизованных корональных ионов (например, потенциал ионизации FeX состав-
ляет 233 эВ, FeXIV - 335 эВ, CaXV - 814 эВ). Для сравнения напомним, что для
отрыва единственного электрона от атома водорода требуется энергия всего
в 13,6 эВ. Такая плазма сильно излучает в рентгеновском диапазоне спектра
(см. ниже).
Часть излучения внешней короны, не связанная с рассеянием на свободных
электронах, имеет иную природу. Она является причиной появления во внеш-
ней короне фраунгоферовых линий, поэтому ее называют фраунгоферовой коро-
ной, которая не имеет отношения к солнечной атмосфере и представляет собой
свет Солнца, рассеянный на мелких межпланетных пылинках, расположенных
в околосолнечном пространстве. Рассеивая свет, эти пылинки очень слабо его
поляризуют. Они обладают свойством рассеивать большую часть падающего на
246
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.1.16. Образование фраунгоферовой короны
них излучения под малыми углами к первоначальному направлению лучей
(рис. 2.1.16). Поэтому максимальная наблюдаемая интенсивность рассеяния на
пылинках возникает в пространстве между Землей и Солнцем, создавая впечат-
ление «ложной короны». Это свечение можно видеть и на больших расстояниях
от Солнца в виде зодиакального света, наблюдаемого в темные безлунные ночи
весной и осенью в южных широтах вскоре после захода или незадолго перед вос-
ходом Солнца. В это время эклиптика высоко поднимается над горизонтом, и
становится заметной проходящая вдоль нее светлая полоса. По мере приближе-
ния к Солнцу, находящемуся под горизонтом, свечение усиливается, а полоса
расширяется, образуя треугольник. С увеличением углового расстояния от Солн-
ца яркость зодиакального света уменьшается, но в виде едва заметной полосы
свечение иногда прослеживается вдоль всей эклиптики. В области неба, проти-
воположной Солнцу (антисолнечная область), яркость зодиакального света
слегка возрастает, образуя эллиптическое туманное пятно, называемое противо-
сиянием.
Радиоизлучение короны отличается сильной переменностью. Наблюдаемое ра-
диоизлучение можно разделить на две части: постоянную и переменную. Первая
называется радиоизлучением спокойного Солнца, она соответствует наименьшей
интенсивности регистрируемого излучения, вторая - радиоизлучением возмущен-
ного Солнца.
Солнечная корона, исключительно прозрачная для видимого излучения, пло-
хо пропускает радиоволны, которые испытывают в ней сильное поглощение, а
также преломление (рис. 2.1.17). Поэтому температуру короны определяют, изме-
ряя яркостную температуру солнечного радиоизлучения. На метровых волнах
яркостная температура короны действительно составляет около 106 К. На более
коротких волнах она уменьшается. Это связано с тем, что из короны может
выходить радиоизлучение с частотой, превышающей локальную плазменную
частоту v0:
Vo [МГц]
= 8,98-Ю’3
(2.1.10)
где nQ- концентрация электронов; е, т- заряд и масса электрона (см. рис. 2.1.176).
Так, например, на сантиметровых волнах излучение беспрепятственно выходит из
верхней хромосферы, а на миллиметровых волнах - из средних и нижних ее слоев
(см. более подробно гл. 2.3).
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
247
Рис. 2.1.17. Радиоизлучение короны: а-траектория
распространения волн с длиной 3 м; б - зависимость
яркостной температуры центра солнечного диска
от длины волны, точки - данные наблюдений
Радиометоды позволяют проследить продолжение солнечной короны на ог-
ромных расстояниях от Солнца - в несколько десятков радиусов. Это возможно
благодаря тому, что ежегодно, в июне, при своем движении по эклиптике Солнце
проходит мимо мощного источника радиоизлучения - Крабовидной туманности в
созвездии Тельца. Для той же цели используется «просвечивание» короны мно-
жеством других, более слабых радиоисточников. При прохождении через солнеч-
ную корону излучение этих источников рассеивается на неоднородностях коро-
ны. Вследствие этого во время «затмения» Крабовидной туманности внешними
частями солнечной короны наблюдается уменьшение радиояркости (т. е. яркости
радиоизлучения) источника. Обнаруженные таким путем наиболее далекие от
Солнца области короны называют сверхкороной.
Коротковолновое излучение короны наблюдается при помощи рентгенов-
ских (SXR) и ультрафиолетовых (UV) телескопов, устанавливаемых на косми-
ческих аппаратах. Изображения Солнца в коротковолновых диапазонах элект-
248
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
ромагнитного спектра не уступают по качеству лучшим наземным снимкам
Солнца.
Рентгеновские изображения Солнца напоминают распределение радиояр-
кости, получаемое при помощи многоантенных радиоинтерферометров (см.
рис. 2.1.18). Привычного резко очерченного круга практически не видно, рентге-
новское Солнце имеет неправильную форму с множеством ярких пятен и клочко-
ватой структурой. Вблизи оптического лимба заметно увеличение яркости в виде
неоднородного кольца. Особенно яркие пятна наблюдаются над центрами сол-
нечной активности, в областях, где находятся мощные источники радиоизлуче-
ния на дециметровых и метровых волнах. Рентгеновское излучение короны,
имеющей температуру > 106 К, оказывается во много раз интенсивнее, чем излу-
чение глубже расположенных и менее горячих слоев хромосферы и короны.
На рентгеновских изображениях Солнца, полученных, например, во время работы
американского космического аппарата SKYLAB в 1973 г., было обнаружено
множество ранее неизвестных образований в солнечной короне. Яркие активные
области оказались состоящими из систем тонких протяженных волокон или
трубок в виде петель, совпадающих с направлением силовых линий магнитных
полей.
Рис. 2.1.18. Снимки Солнца, относящиеся к одинаковой фазе солнечной
активности: а - радиоизображение, полученное 26.09.1981 г. на волне
20 см при помощи радиотелескопа VLA (наибольшая температура
активных образований, окружающих области солнечных
пятен, - 2-106 К); б - рентгеновское изображение, полученное
в мягком рентгеновском диапазоне 12.11.1991 г.
со спутника YOHKOH
Рядом с яркими областями свечения короны в рентгеновском диапазоне
длин волн часто наблюдаются обширные темные области, не связанные ни с ка-
кими заметными образованиями в видимых лучах. Эти области назвали ко-
рональными дырами, они, по-видимому, связаны с участками солнечной атмо-
сферы, в которых магнитные силовые линии не образуют петель и вытянуты
радиально далеко от Солнца. В этих областях происходит усиление истечения
плазмы солнечного ветра, оказывающего существенное влияние на геофизи-
ческие явления. Корональные дыры могут существовать в течение нескольких
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
249
оборотов Солнца и тем самым вызывать на Земле 27-дневную периодичность тех
явлений, которые наиболее чувствительны к корпускулярному излучению
Солнца. На рентгеновских изображениях Солнца можно также заметить сотни
ярких точек с размерами не более нескольких тысяч километров, каждая из кото-
рых существует в среднем 8-10 часов и нередко вспыхивает в течение одной-
двух минут.
Солнечная корона имеет динамическое продолжение далеко за орбиту Земли до
расстояний порядка 100 а. е. от Солнца. Об этом свидетельствует обнаруженная
слабая поляризация зодиакального света. Кроме того, на основании изучения
движения вещества в хвостах комет выяснилось, что из солнечной короны про-
исходит постоянное истечение плазмы со скоростью, постепенно увеличивающейся
по мере удаления от Солнца и на расстоянии Земли достигающей 300-400 км/с.
Это расширение солнечной короны в межпланетное пространство было названо
солнечным ветром. Основные идеи гидродинамической теории солнечной коро-
ны предложил Е. Паркер в 1963 г. Согласно Е. Паркеру, решение гидродинами-
ческой задачи солнечной атмосферы дает расширение короны в межпланетное
пространство со сверхзвуковыми скоростями порядка несколько сотен километров
в секунду - «солнечный ветер». Вытекание вещества короны относительно не-
велико (на несколько порядков меньше потерь массы через излучение) и ком-
пенсируется поступлением вещества из хромосферы. Потеря массы Солнца в год
составляет 10“14Л/с. Поскольку тепловая энергия солнечного газа в короне
сравнима с его потенциальной энергией в поле силы тяжести Солнца, то верх-
ний предел температуры определяется скоростью истечения газа из короны
(см. гл. 2.5).
В табл. 2.1.4 приведены данные о физических условиях в солнечной атмосфере. В
первом столбце этой таблицы - оптическая глубина атмосферы для видимого излу-
чения с длиной волны 500 нм, во втором - температура в К. Затем два столбца лога-
рифмов концентрации всех частиц в 1 см3 (практически это концентрация водорода и
свободных электронов) и только свободных электронов. В двух последних столбцах
приведены логарифм плотности, выраженной в г/см3, и геометрическая высота над
уровнем фотосферы, где т5ооНм = 1, измеренная в км.
2.1.9. Магнитное поле Солнца
Магнитное поле Солнца играет весьма существенную, а зачастую и основную
роль в целом ряде физических процессов на Солнце. Обычно рассматривают
два типа поля.
Общее магнитное поле Солнца - это поле полоидального типа, вытянутое вдоль
солнечных меридианов и подобное полю дипольного типа. Его напряженность на
уровне фотосферы составляет 1-2 Гс. Над полюсами силовые линии этого поля
расходятся медленнее по сравнению с обычным диполем и не обнаруживают тен-
денции изгибаться в направлении к экватору. Измерения показали, что общее
поле состоит из множества мелких структур разной полярности и размеров.
Напряженность поля в отдельных элементах может быть высокой, она достигает
250
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Физические условия в солнечной атмосфере
Таблица 2.1.4
^500 нм Г, К lg(«n + «e)>CM 3 1g Пе, см 3 1g р, г/см3 Л, км
Фотос 20 фера 9200 17,2 15,5 -6,4 -88
10 8 650 17,2 15,3 -6,4 -72
5 8100 17,2 14,9 -6,3 -56
2 7120 17,2 14,3 -6,4 -27
1,0 6430 17,2 13,8 -6,5 0
0,5 5 920 17,1 13,4 -6,5 36
0,2 5410 17,0 12,9 -6,7 91
0,1 5 140 16,8 12,7 -6,8 136
10’2 4640 16,3 12,1 -7,4 278
10’3 4370 15,8 11,6 -7,9 420
Температурный минимум Ю-4 | 4180 15,2 11,0 -8,4 560
Хромо 10‘5 сфера 5 280 14,0 10,9 -9,6 840
10 6 7150 11,6 10,8 -12,0 1580
10’7 8400 11,1 10,5 -12,5 1900
10’8 9000 11,0 10,5 -12,6 2000
Переходь < 10’8 1ЫЙ слой 11000 10,8 10,5 -12,8 2200
< 10’8 100000 10,1 9,8 -13,5 2300
< 10‘8 470000 9,3 9,0 -14,3 2400
Корона <10’8 | 1200000 8,1 7,8 -15,5 140000
значений 10-20 Гс. При крупномасштабном усреднении обычно наблюдают слабое
поле одного знака. Общее поле Солнца периодически, приблизительно раз в 11 лет
(11-летний цикл), меняет свою полярность на противоположную. Полный период
Т= 22 года - 22-летний цикл СА.
На широтах | ср | < 5° существуют фоновые магнитные поля тороидального типа,
вытянутые вдоль направления вращения Солнца. Это в основном локальные маг-
нитные поля активных образований на Солнце. Среди них следует выделить крупно-
масштабные биполярные (ВМ) и униполярные (UM) области. Напряженность поля
| В | в ВМ-областях варьирует от 0,1 до нескольких сотен гаусс. Знак поля различен в
различных частях этих областей, и, поскольку они вытянуты вдоль линии «восток-
запад», в них всегда можно выделить ведущую (р) и ведомую (f) полярности.
Эти полярности различны в северном и южном полушариях и меняют знак с началом
каждого нового 11-летнего цикла.
UM-области, по сравнению с ВМ-областями, располагаются ближе к полюсам и
имеют меньшую напряженность магнитного поля, но большую площадь и продолжи-
ГЛАВА 2.1
СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА
251
тельность жизни V. для UM-области характерно В < 2 Гс, г ~ 0,1 Rc, t~ 5-7 оборотов
Солнца. Развитие ВМ- и UM-областей предшествует появлению активных областей
на Солнце и завершается после исчезновения последних. ВМ- и UM-области фак-
тически обладают очень сложной мультиполярной структурой, что обнаруживается
при изучении картины приборами высокого разрешения. Эти мелкомасштабные поля
связаны с гранулами, флоккулами, порами, мелкими пятнами и другими относи-
тельно небольшими образованиями.
В табл. 2.1.5 приведены усредненные значения основных характеристик
плазмы и магнитного поля Солнца: п - концентрация частиц; Т - температура; В -
напряженность магнитного поля; w - плотность кинетической энергии частиц;
В2/8л- плотность энергии магнитного поля.
Таблица 2.1.5
Характеристики плазмы и магнитного поля на Солнце
Область Солнца п, см 3 г, к В, Гс w, эрг-см 3 52/8л, эрг-см 3
Фотосфера спокойная ю15 61 о3 1 800 0,04
возмущенная ю'5 61 о3 50 800 100
Хромосфера спокойная 10” 7-103 1 10 0,04
возмущенная ю13 2104 50 30 100
Корона 108-109 106 50 0,14 100
ЛИТЕРАТУРА
Бруцек А., Дюран Ш. Солнечная и солнечно-земная физика. М.: Мир, 1980.
Де Ягер К. Строение и динамика атмосферы Солнца. М.: ИЛ, 1962.
Каплан С.А., Пикельнер С.Б. и Цитович В.Н. Физика плазмы солнечной атмосферы. М.: Наука, 1977.
Кононович Э.В., Мороз В.И. Общий курс астрономии, гл. 8. М.: УРСС, 2005.
Мартынов Д.Я. Курс общей астрофизики, гл. 1. М.: Наука, 1965.
Сюняев Р.А. (ред.). Физика космоса. М.: СЭ, 1986.
Шварцшильд М. Строение и эволюция звезд. М.: УРСС, 2005.
Шкловский И.С. Физика солнечной короны. М.: Физматгиз, 1962.
Lang K.R. Sun, Earth and sky. Springer, 1995.
Newkirk G. The solar corona in active regions and the thermal origin of the slowly varying component of solar
radio radiation. Ap. J., v. 133, 983, 1961.
Stix M. The Sun. Springer, 2002.
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
Кононович Э.В.1; Красоткин С.А.2, Курт В.Г.2, Гетлинг А.В.2
1 Государственный астрономический институт им. П.К. Штернберга МГУ
2 НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Солнечная активность (СА) - регулярное возникновение различных нестацио-
нарных образований (активных областей) в солнечной атмосфере, к которым отно-
сятся: солнечные пятна, протуберанцы, корональные транзиенты, вспышки и т. п.
В минимуме активности Солнца, как правило, наблюдаются только регулярные
структуры: грануляция в фотосфере, хромосферная сетка в хромосфере и наиболее
симметричная структура короны. Однако время от времени в солнечной атмосфере
возникают быстро изменяющиеся активные образования (рис. 2.2.1). В фотосфере,
хромосфере и короне проявления СА различны. Однако все они имеют общую при-
чину. Такой причиной являются локальные магнитные поля, возникновение и эво-
люция которых обычно сопровождается образованием активных областей. При
этом сами явления отличаются значительными изменениями своих характеристик в
различных слоях солнечной атмосферы. Для примера в табл. 2.2.1 приведены оцен-
ки электронной концентрации на различных расстояниях в короне в максимуме и
минимуме 11-летнего цикла.
Часть солнечной атмосферы, где происходят такие изменения, называется
активной областью. Возникновение активной области представляет собой раз-
витие структур на всех уровнях невозмущенной атмосферы и, в первую очередь,
элементов структуры магнитного поля, фотосферной грануляции, ячеек хромо-
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
253
КОРОНА
ХРОМОСФЕРА
ФОТОСФЕРА
КОНВЕКТИВНАЯ ЗОНА
Рис. 2.2.1. Схема строения внешних слоев Солнца с биполярной (N-S)
структурой магнитного поля
сферной сетки, а также конденсаций плазмы в короне (см. гл. 2.1). Структурные
элементы конвекции возникают в масштабах естественной неоднородности
среды, мерой которой является локальная шкала высоты //0, пропорциональная
кинетической температуре (определенная в гл. 2.1, формула (2.1.3)).
Под активной областью понимается совокупность всех явлений, связанных с
возникновением, развитием и распадом области концентрированного магнитного
поля, заметно превышающего среднее по поверхности Солнца. Магнитный поток
отдельной активной области, составляющий ~1021-1023 Мкс на площади до
~2-1020 см2, сравним со средним полным магнитным потоком, проходящим через
атмосферу Солнца (-6-1022 см2). Наличие на Солнце сильных магнитных полей ста-
ло известно после открытия Хейлом в 1908 г. магнитных полей солнечных пятен с
напряженностью 2 000-3 000 Гс. (Исторически сложилась такая традиция: несмотря
на то, что единицей измерения напряженности магнитного поля в системе СГС яв-
ляется эрстед (Э), а гаусс (Гс) является единицей измерения магнитной индукции,
напряженности солнечных магнитных полей во многих исследованиях измерялись
в гауссах. Здесь эта традиция будет сохранена для унификации.) Лишь недавно бы-
ло обнаружено, что гигантская часть магнитного потока за пределами пятен скон-
Таблица 2.2.1
Электронная концентрация 7Ve, [см-3] в короне в зависимости от расстояния
от центра Солнца в максимуме и минимуме СА
Фаза цикла и область на Солнце Расстояние от центра Солнца, Rc
1,0 1,5 4,0
В максимуме цикла 4-10* 1,5-Ю7 9-104
В минимуме цикла 2,310s 0,8-Ю7 5-Ю4
В минимуме, полярная область 1,7-108 1,4-106 0,4-104
254
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
центрирована в дискретных элементах с напряженностью 1000-3 000 Гс. Вопрос о
существовании между этими дискретными элементами слабого фонового поля в
несколько гаусс до сих пор является дискуссионным.
Дискретные магнитные элементы образуют иерархию, в которой свойства эле-
мента зависят, в основном, от его полного магнитного потока. Пятна (магнитный
поток пятен с полутенью составляет 5-102°-3-1022 Мкс), поры (2-1О19-3-1О20 Мкс) и
магнитные узелки (~1019Мкс) находятся только в активных областях, а элементы
филигри (очень мелкие гранулы, иногда наблюдаемые в темных промежутках
между обычными гранулами с характерным значением магнитного потока около
5-1017 Мкс) встречаются и в спокойных областях, но в активных областях их
пространственная плотность выше. Факелы, состоящие из элементов филигри,
находятся в активных областях. Границы активной области часто отождествляют с
границами факелов. Считается, что на ранних стадиях развития активной области
все или почти все магнитные элементы связаны общей магнитной конфигура-
цией, замкнутой выше фотосферы и обычно называемой областью нового магнит-
ного потока.
Активная область, кроме сильного магнитного поля, включает в себя и не менее
сложное и тонкоструктурное поле скоростей движения вещества, а также поле излу-
чения, распределения плотности и давления, токовую систему, при этом активная
область охватывает все слои солнечной атмосферы от фотосферы до короны.
Проблема происхождения и эволюции магнитных полей на Солнце в настоящее
время активно исследуется. Возможно, что в основном магнитные поля сконцентри-
рованы в определенном слое Солнца (возможно, у основания конвективной зоны).
Рассматриваются механизмы их усиления в результате действия различных кинема-
тических процессов, напоминающих возбуждение магнитного поля в динамо-ма-
шине, как в масштабах всего Солнца, так и локально. Совокупность проявлений СА
нерегулярно повторяется. Поэтому из-за отсутствия строгой периодичности говорят
о цикле СА. Наиболее известен цикл со средней продолжительностью около 11-ти
лет, обусловленный нестационарным высвобождением энергии, накапливаемой в
активных областях солнечной атмосферы. Есть основания предполагать наличие ве-
кового цикла и даже более длительных циклов, а также более коротких структур (на-
пример, квазидвухлетние вариации).
Рассмотрим далее некоторые основные проявления СА.
2.2.1. Солнечные пятна и факелы
Солнечные пятна являются наиболее известным и легче всего наблюдаемым
проявлением СА. Пятна редко бывают одиночными и обычно располагаются груп-
пами, занимая протяженные активные области, простирающиеся на сотни тысяч ки-
лометров. Напряженность магнитного поля в группах пятен может достигать значи-
тельных величин вплоть до нескольких тысяч эрстед.
На обсерватории Маунт Вилсон в 1919 г. Хейлом была разработана магнитная
классификация групп солнечных пятен, основанная на распределении магнитных
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
255
полярностей, согласно которой группы пятен были разделены на четыре класса: а, р,
у и 5. Класс а - униполярный (униполярные конфигурации считаются характерными
для окончания жизни биполярных групп, когда пятна одной полярности уже ис-
чезли), р - биполярный (биполярные группы пятен обычно считаются результатом
выхода из глубины в фотосферу магнитной трубки, изогнутой в форме арки). Группы
пятен класса у являются сложными, в них полярности распределены нерегулярно, в
полутени пятен одной полярности могут находиться вкрапления другой полярности,
а в группах класса 5 наблюдаются столь сложные переплетения магнитных полей
противоположных полярностей, что не приходится и говорить о возможности выде-
ления областей пятен той или иной полярности. Число таких групп мало, но к ним
относятся наиболее вспышечно-активные и крупные.
Группа пятен может существовать от нескольких часов до нескольких месяцев.
Ее развитие начинается с появления пор, из которых в дальнейшем возникают пят-
на. В течение нескольких дней заметно возрастают их площади и магнитные поля.
Обычно группа вытянута параллельно экватору или под небольшим углом к нему.
Ведущее пятно обычно располагается ближе к экватору. Спустя 2-3 недели группа
достигает максимального развития и затем начинает разрушаться: сначала исчезает
хвостовое пятно, затем и другие, более мелкие пятна. В конце развития группа ста-
новится униполярной. Само ведущее пятно сохраняется до тех пор, пока его диа-
метр не уменьшается до 30-103 км, после этого оно быстро диссипирует. Классифи-
кация групп пятен, основанная на определении характерных стадий их эволюции,
была разработана в Цюрихе. В ее основу был положен тот факт, что вспышечная
активность значительно выше в первые дни жизни группы, когда наблюдается по-
явление нового магнитного потока и площадь группы быстро растет (Waldmeier,
1955).
Появление факелов, а затем группы солнечных пятен - важнейший признак нача-
ла развития активной области. Центральная часть пятен (тень) кажется очень темной
(почти черной) на ярком фоне солнечной фотосферы. На самом деле в центре пятна
яркость уменьшена только раз в десять, а яркость полутени составляет примерно 3/4
яркости фотосферы. На основании закона Стефана-Больцмана это означает, что тем-
пература в пятне на (2-2,5)-103 К меньше, чем в фотосфере. Тень больших пятен ок-
ружена полутенью, образованной фотосферными гранулами, радиально вытянутыми
вдоль силовых линий магнитного поля пятна. Солнечное пятно возникает при выходе
из фотосферы «магнитной трубки» из конвективной зоны. Магнитное поле в центре
пятна почти вертикально и не бывает слабее нескольких сотен эрстед. Отдельное сол-
нечное пятно появляется в виде крошечной поры, едва отличающейся от темных
промежутков между гранулами. Через день пора развивается в округлое темное пят-
но с резкой границей, диаметр которого постепенно увеличивается вплоть до разме-
ров в несколько десятков тысяч километров (рис. 2.2.2а, б). Через три-четыре дня
после появления большого пятна вокруг него возникает менее темная полутень,
имеющая характерную радиальную структуру. Она окружает центральную часть
пятна, называемую тенью. С течением времени площадь, занимаемая группой пятен,
постепенно возрастает, достигая наибольшего значения примерно на десятый день.
После этого пятна начинают постепенно уменьшаться и исчезать, сначала наиболее
256
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.2.2. Группы пятен и вспышечные области (а) и солнечное пятно
с развитой полутенью (б)
мелкие из них, затем хвостовое (предварительно распавшись на несколько пятен) и,
наконец, ведущее. В целом весь этот процесс длится около двух месяцев, однако
многие группы солнечных пятен не успевают пройти всех описанных стадий и исче-
зают раньше.
Магнитное поле пятен измеряют по зеемановскому расщеплению спектральных
линий. Во время максимума развития пятна напряженность поля в центре крупных
пятен возрастает до десятка тысяч эрстед. В полутени поле горизонтально, и его на-
пряженность уменьшается к краю. В области пятна энергия магнитного поля намного
превышает кинетическую энергию плазмы, что существенно подавляет конвекцию
(главным образом ее турбулентный характер), что приводит к уменьшению темпера-
туры солнечного вещества в зоне пятна.
Отдельные пятна группы преимущественно появляются на западном и восточном
краях области, где сильнее других развиваются два пятна - ведущее (западное) и
хвостовое (восточное). Магнитные поля обоих главных пятен и примыкающих к ним
мелких всегда обладают противоположной полярностью, поэтому такую группу пя-
тен называют биполярной.
В тени пятен иногда удается заметить грануляцию, а область полутени включает в
себя радиально вытянутые волокна гранул. Диаметры пятен составляют от несколь-
ких сотен до десятков тысяч километров. Самые маленькие пятна без полутени назы-
ваются порами.
Интервалы широт 5° < | ср | < 45°, в пределах которых могут наблюдаться солнеч-
ные пятна, часто называют «королевскими зонами».
Факелы
Солнечные пятна в фотосфере всегда сопровождаются светлыми яркими волок-
нистыми образованиями - факелами. Они отличаются характерной ячеистой струк-
турой, образованной многочисленными яркими точками — факельными гранулами,
сливающимися в цепочки и прожилки. В целом картина напоминает хромосферную
сетку, но видимую в белом свете, причем тени пятен оказываются совпадающими с
центральными областями отдельных ячеек (рис. 2.2.3). Факелы всегда возникают при
небольших усилениях магнитных полей до значений в десятки и сотни эрстед. Они
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
257
Рис. 2.2.3. Факелы - ажурные
структуры из ярких точек и
волокон, напоминающие
кружева и образующие
яркие площадки
могут существовать и без пятен, чаще всего предва-
ряя их появление, или в качестве остатков активной
области. Лучше всего факелы видны на краю солнеч-
ного диска (здесь их контраст с фотосферой состав-
ляет около 20%), в то время как в центре они почти
незаметны. Это означает, что факел горячее соседней
невозмущенной области на 200-300 Кив целом
слегка выступает над уровнем невозмущенной фото-
сферы. Возникновение факелов, как и пятен, связано
со свойством магнитного поля препятствовать дви-
жению ионизованного вещества поперек его силовых
линий. Однако если в случае пятен сильное магнит-
ное поле тормозит мощные конвективные движения,
препятствуя переносу энергии из глубины, то более
слабое магнитное поле в области факела не может их
остановить. Однако оно подавляет мелкие хаотиче-
ские турбулентные движения, которые для конвек-
ции играют роль трения. В результате конвекция в слабом магнитном поле усилива-
ется и позволяет горячим газам подняться на большую высоту и перенести больший
поток энергии. Таким образом, появление факела связано с относительным усилени-
ем конвекции, обусловленным слабым магнитным полем. Факелы - достаточно ус-
тойчивые образования. Они без особых изменений могут существовать в течение
нескольких недель и даже месяцев, порой занимая значительную долю площади всей
фотосферы Солнца.
Хромосфера над пятнами и факелами увеличивает свою яркость (возмущенная
хромосфера), причем этот контраст растет с высотой.
Факелы могут существовать и без пятен, обычно они появляются раньше пятен и
пропадают после исчезновения пятен, иногда «задерживаясь» на фотосфере в тече-
ние нескольких солнечных оборотов. Верхние части факелов в хромосфере образуют
флоккулы. Эти образования весьма неоднородны по своей яркости, температуре и
напряженности магнитного поля. Структура флоккулов отражает структуру локаль-
ного магнитного поля, большая часть их волоконец ориентируется вдоль магнитных
силовых линий.
2.2.2. Протуберанцы, корональные конденсации и солнечные вспышки
Протуберан цы
Активными образованиями, наблюдаемыми в хромосфере и короне, являются
протуберанцы, которые представляют собой как бы облака сравнительно холодного
(Т= 104 К) и плотного (n = 1010—1011 см-3) хромосферного вещества, вынесенного или
выброшенного в результате взрыва в корону до высот нескольких сотен тысяч кило-
метров. На краю диска они видны в сильных спектральных линиях (Н, Не, Са+ и др.)
в виде светлых облаков или дуг причудливых форм. На диске они выглядят как тем-
ные волокна, располагающиеся в зонах пятнообразования и даже на высоких широ-
258
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
тах. Динамические процессы в протуберанцах связаны как с локальными, так и фо-
новыми магнитными полями. Протуберанцы часто располагаются вдоль арок сило-
вых линий магнитных полей. Они бывают различных форм и размеров. Чаще всего
они имеют вид длинной плоской плиты, расположенной почти вдоль радиуса Солн-
ца. Поэтому на фильтрограммах, в проекции на солнечный диск, протуберанцы вы-
глядят в виде длинных изогнутых волокон. Протуберанцы - очень крупные образова-
ния в солнечной атмосфере, их длина достигает сотен тысяч километров, хотя шири-
на не превышает 6000-10000 км. Нижние их части сливаются с хромосферой, а
верхние простираются на десятки тысяч километров в корону. Однако встречаются
протуберанцы и значительно больших размеров (рис. 2.2.4). Через протуберанцы
постоянно происходит обмен веществом между хромосферой и короной. Об этом
свидетельствуют часто наблюдаемые движения как самих протуберанцев, так и
связанных с ними потоков и струй, происходящие со скоростями в десятки и сотни
километров в секунду. Возникновение, развитие и движение протуберанцев тесно
связано с эволюцией групп солнечных пятен. На первых стадиях развития активной
области, вскоре после возникновения пятен, образуются короткоживущие и быстро
меняющиеся протуберанцы вблизи пятен. На более поздних стадиях возникают
устойчивые спокойные протуберанцы, существующие без заметных изменений в
течение нескольких недель и даже месяцев. Затем внезапно может наступить ста-
дия активизации протуберанца, проявляющаяся в возникновении сильных движе-
ний, выбросов вещества в корону и образования взрывающихся эруптивных про-
туберанцев.
б
Рис. 2.2.4. Спокойный протуберанец (а) и эруптивный протуберанец (б)
Внешний вид солнечной короны тесно связан с проявлением активности в более
низких слоях атмосферы. Над пятнами наблюдаются характерные образования в виде
изогнутых лучей, напоминающие кусты, а также уплотнения коронального вещества
в виде округлых облаков - корональных конденсаций. Над факелами видны целые
системы прямолинейных, слегка волнистых лучей. Протуберанцы обычно бывают
окружены дугами и шлемами из уплотненного вещества короны. Все эти образования
над пятнами, факелами и протуберанцами часто переходят в длинные лучи, прости-
рающиеся на расстояния нескольких радиусов Солнца и особенно хорошо заметные
на его рентгеновских изображениях.
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
259
Солнечные вспышки
Солнечные вспышки - наиболее мощные, нестационарные взрывообразные
проявления СА. Самые сильные вспышки видны даже в белом свете. Впервые
подобное явление было зарегистрировано 1 сентября 1859 г. Р. Кэррингтоном и
Ходжсоном. Чаще всего вспышки наблюдаются в красной водородной линии
На (см. рис. 2.2.5), а также в рентгеновском диапазоне и в виде всплесков ра-
диоизлучения.
Рис. 2.2.5. Солнечные вспышки
Наблюдения в красной водородной линии На показывают, что в начале
вспышки один из ярких узелков структуры хромосферы внезапно разгорается.
Часто менее чем за минуту сильное излучение распространяется вдоль длин-
ного жгута или заливает целую область протяженностью в десятки тысяч кило-
метров.
В видимой области спектра усиление свечения происходит главным образом
в спектральных линиях водорода, ионизованного кальция и других металлов.
Уровень непрерывного спектра также возрастает, иногда настолько сильно,
что вспышка становится заметной на фоне фотосферы в белом свете. После
достижения максимума излучение постепенно ослабевает за несколько десятков
минут. Помимо увеличения яркости, во время вспышек наблюдаются мощные
движения газов, а также выбросы облаков плазмы в виде отдельных конденса-
ций и «брызг».
Вспышки на Солнце известны уже более 100 лет. Около 60 лет природу сол-
нечных вспышек изучали путем анализа их спектров только в видимой области
спектра. С середины прошлого столетия стали возможными внеатмосферные
наблюдения вспышек в широком диапазоне длин волн, начиная от ультрафиоле-
тового и вплоть до жесткого гамма-излучения с энергией фотонов несколько
ГэВ (1 ГэВ = 109 эВ). В наиболее крупных вспышках при их длительности
260
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
~103 с выделяется энергия 8 = 1032-1033 эрг (1025-1026 Дж). Это соответствует
средней мощности энерговыделения < е > ~ 1029 эрг/с (1022 Дж/с). Однако эта
мощность в 104-105 раз меньше мощности полного излучения Солнца (полной
светимости Lc = 3,9-1033 эрг/с).
Модели возникновения и развития солнечной вспышки, которая адекватно
описывает причины ее возникновения и происходящие в ней процессы, до сих
пор не существует. Общие соображения сводятся к следующему.
1 - предвспышечная длинная петля
2 - послевспышечная петля
3 -предвспышечная
всплывающая петля
4 - послевспышечная петля
П - область пересоединения
X - область генерации жесткого
рентгеновского излучения
ц - область генерации
микроволнового излучения
В - вектор магнитного поля северной
(N) и южной (S) полярности
Рис. 2.2.6. Локализация пересоединения в квадрупольной конфигурации вспышечных петель:
а - вид спереди; б - вид сбоку. Показана также область генерации жесткого рентгеновского (X)
и микроволнового (ц) излучения. Квадрупольное пересоединение реализуется, как правило,
во вспышках со значительной разницей в длине петель. Рентгеновское излучение обычно
доминирует в меньшей из двух взаимодействующих петель, в то время как
радиоизлучение наблюдают из большой петли
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
261
Солнечная вспышка возникает как следствие
быстрого выделения энергии в некоторой области
солнечной атмосферы. В настоящее время считается,
что эта энергия накапливается и хранится в форме
магнитной энергии токовых систем, образующихся в
солнечной атмосфере в результате конвективного
переноса плазмы. Первичное энерговыделение, яв-
ляющееся началом вспышки, связано с разрывом
токовых систем в результате токовых неустойчи-
востей или воздействия соседних систем, например,
при вторжении нового потока вещества, несущего
магнитное поле в уже развитую плазменно-магнит-
ную конфигурацию. Разрыв / взаимодействие токо-
вых систем приводит к нагреву, движениям плазмы в
магнитных структурах и возникновению сильных
электрических полей. Часть магнитной энергии кон-
вертируется в энергию ускоренных этими полями
частиц - электронов, протонов и более тяжелых ядер
(см. рис. 2.2.6).
Наиболее вероятная высота области первичного
энерговыделения (области пересоединения) может
быть определена различными методами. В част-
ности, по экспериментальным оценкам высоты ус-
корения электронов она может располагаться в ин-
тервале от нескольких тысяч до нескольких десят-
ков тысяч километров над уровнем фотосферы, где
концентрация частиц равна 10H-109 см"3. Тепловая
волна и некоторая доля ускоренных частиц, распро-
страняясь вдоль силовых линий магнитного поля в
солнечной атмосфере, достигают плотных слоев вещества вблизи хромосферы, ра-
зогревают ее и вызывают цепочку вторичных эффектов (в частности - описанное
выше излучение в оптическом диапазоне), наблюдаемых наземными и спутни-
ковыми обсерваториями.
Магнитные силы вблизи Солнца преобладают над тепловым и динамическим
давлением плазмы (именно они вместе с давлением волн определяют концент-
рацию и потоки плазмы в различных участках короны). Магнитное поле в сол-
нечной короне обладает двумя типами плазменно-магнитных конфигураций:
• арочными структурами (замкнутые системы) (рис. 2.2.7);
• «волосообразными» струями, выходящими в межпланетную среду через сол-
нечную корону (рис. 2.2.8).
Ускоренные во вспышке частицы могут попадать в магнитные поля обоих
типов. В первом случае часть из них может быть «захвачена» так же, как проис-
ходит захват в радиационных поясах Земли. Во втором случае частицы «убегают» в
межпланетную среду. В зависимости от характера конкретной магнитной конфи-
Рис. 2.2.7. Фотографии Солнца
в линии излучения Hell
(X = 30,4 нм), показывающая
магнитные арки в солнечной
короне, более яркие, чем
окружающая корона
Рис. 2.2.8. Структура магнитного
поля с открытыми силовыми
линиями вблизи области
вспышки (Wang, Pick,
Mason, 2006)
262
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
гурации может «убегать» до 50% всех ускоренных протонов и до 0,1-3% всех
ускоренных электронов. Эти «убежавшие» частицы называют солнечными кос-
мическими лучами (СКЛ).
Более подробно процессы возникновения проникающего (жесткого) излучения
солнечных вспышек рассмотрены в гл. 2.3 и 2.4.
Корональные транзиенты
Корональные транзиенты - недавно возникший термин. Он характеризует быс-
тропротекающие изменения корональных структур (арок, корональных лучей
и др.), а также возникновение новых динамических структур в виде быстро движу-
щихся от Солнца корональных облаков и уплотнений. Все эти явления, как прави-
ло, связаны со взрывами эруптивных протуберанцев или со вспышками, но имею-
щими другую «историю». Одно из самых заметных таких явлений представляет
собой выброс огромных масс вещества (1015-1016г) на высоты, превышающие
(1-5) Rc, со скоростями от нескольких сотен до нескольких тысяч километров в
секунду. Эти спорадические выбросы получили название корональных выбросов
массы (КВМ).
Они представляют собой некоторые объемы замагниченной плазмы, иногда это
магнитные облака, распространяющиеся затем в межпланетное пространство. Ки-
нетическая энергия транзиентов достигает 1031-1033 эрг, что сравнимо с полной
энергией самых больших вспышек Эти быстрые транзиенты при своем движении в
солнечном ветре генерируют ударную волну, которая, в свою очередь, взаимодей-
ствует с магнитным полем Земли, вызывая геомагнитные бури и значительные ио-
носферные возмущения, приводящие к нарушениям радиосвязи.
Транзиенты наблюдают по излучению в корональных линиях, в рентгенов-ском
диапазоне и даже в белом свете. Большое количество таких наблюдений было про-
изведено с космического аппарата SKYLAB (США) и с Международной солнечной
и гелиосферной обсерватории SOHO. Транзиенты, возникшие вследствие мощных
плазменных выбросов и генетически связанные с мощными солнечными вспышка-
ми, распространяются со скоростями до 1500-2 000 км/с (рис. 2.2.9). Транзиенты
могут возникать и в результате активизации протуберанцев и последующего их
выброса в корону - тогда их скорости меньше, до
800 км/с.
Наблюдения показывают, что иногда транзиенты
начинают свое движение от уровня фотосферы од-
новременно с основным энерговыделением вспыш-
ки, а иногда за 5-30 минут до того момента, когда
происходит энерговыделение, приводящее к воз-
никновению солнечной вспышки.
Очень заманчиво связать эти два явления таким
образом: возмущения, вызванные движением веще-
ства и магнитного поля транзиента, приводят к
перестройке структуры магнитного поля и началу
вспышки. Однако прямые доказательства такой
Рис. 2.2.9. Солнечная вспышка
с эрупцией массы на лимбе
Солнца
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
263
причинной связи пока не подтверждены наблюдениями, а механизмы высвобожде-
ния энергии, вызывающие возникновение корональных транзиентов, пока не выяс-
нены.
Наиболее мощные вспышки ассоциированы с самыми высокоскоростными
выбросами солнечного вещества в корону и в межпланетное пространство -
^квм > 2000 км-с'1 - и сопровождаются интенсивными потоками СКЛ с энергией
протонов более 10 МэВ и потоками > 1 000 частиц-см”2-с-1.
В короне возникают также образования, которые называют корональными кон-
денсациями, их плотность в 3 раза превышает плотность окружающей корональной
плазмы.
2.2.3. Циклы солнечной активности
Развитие различных активных образований в солнечной атмосфере представляет
собой единый процесс, который может быть развитием активной области. Активные
области (АО) состоят из нескольких солнечных пятен, окруженных фоновым маг-
нитным полем. В 1843 г. Швабе опубликовал открытую им цикличность появления
пятен. Затем Вольф ввел количественный индекс, установив, что количество пятен на
Солнце меняется со средним периодом И лет. Следует отметить, что еще в 1775 г.
Горребов из Копенгагена, по-видимому, впервые заметил, что существует периодич-
ность появления солнечных пятен. К сожалению, ряд его наблюдений был слишком
мал, чтобы установить продолжительность этого периода.
Началом развития 11 -летнего цикла СА считается интервал времени, когда на
Солнце появляются первые высокоширотные пятна нового цикла. В начале цикла
число активных центров невелико, затем достигает максимума, который и называют
максимумом СА, потом число их уменьшается, наступает фаза спада. Развитие каж-
дой отдельной АО можно разбить на несколько этапов.
Первый этап - появление «холма» магнитного поля, небольших факелов и
флоккулов и возникновение слабого униполярного и сложного мелкомасштаб-
ного магнитного поля, связанного с ними. Отдельные факелы становятся более
яркими, и возникают поры (темные точки), из которых в дальнейшем образуются
пятна. Площадь области возрастает, она становится биполярной. В короне над
этой областью образуется корональная конденсация. Эта стадия продолжается
несколько дней.
Следующий этап - активный. Он характеризуется быстрым, флуктуирующим
развитием, которое продолжается несколько недель. Площадь и яркость бипо-
лярных образований достигают максимума, растет число факелов и флоккулов,
возникают активные протуберанцы и вспышки. В короне могут появляться тран-
зиенты. К концу этого этапа группа пятен начинает разрушаться, корональные
эффекты уменьшаются.
На третьем этапе, который может продолжаться в течение нескольких оборотов
Солнца, АО постепенно теряет черты биполярной области и приобретает черты уни-
полярной, пятна постепенно исчезают, факелы и флоккулы ослабевают, появляются
спокойные протуберанцы.
264
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
На последней стадии, которая может продолжаться несколько месяцев, протубе-
ранцы исчезают. Вся область становится униполярной и к концу этапа рассасывается.
Таким образом, временное поведение АО может быть описано в среднем логистиче-
ской кривой с быстрым ростом и более плавным медленным спадом.
Положение пятен на диске Солнца меняется также с фазой цикла СА. В начале
цикла пятна возникают на широтах ср = ±35-40°, с развитием цикла их широта по-
степенно понижается, и вблизи максимума СА пятна располагаются на ср = ±15°, а в
конце цикла широта уменьшается до ср = ±5-8° (закон смещения зоны пятнообразо-
вания Шперера). В высокоширотных областях, наоборот, максимальная активность
протуберанцев и короны смещается к моменту максимума цикла к полюсам. Высоко-
широтные протуберанцы и корональные области как по своим размерам, так и по
частоте и интенсивности излучения гораздо меньше по сравнению с образованиями
на широтах менее ±40°.
Среднесуточное, среднемесячное или среднегодовое число пятен служит основ-
ной количественной характеристикой \ {-летнего цикла СА (рис. 2.2.10, верхняя
панель - среднегодовые значения). Вольф собрал и систематизировал обширный ма-
териал наблюдений солнечных пятен с 1610г. и ввел индекс пятнообразования - от-
носительные числа солнечных пятен Rz (известные ныне как числа Вольфа). Именно
числа Вольфа используются чаще всего в астрофизической статистике в качестве
меры количества пятен:
Rz
1700 1720 1740 1760 1780 годы
1800 1820 1840 1860 1880 годы
1900 1920 1940 1960 1980 годы
Рис. 2.2.10. Солнечный цикл, определенный
по числу солнечных пятен, хорошо
документированных за 300 лет.
Заметна 10-11- и 80-90-летняя
периодичность активности Солнца
7?z = £(10g+7),
где f и g - соответственно количество
разрешенных наблюдаемых отдельных
пятен и образованных ими групп пятен,
а к - корректирующий множитель, оп-
ределяемый для каждого наблюдателя и
инструмента. Среднегодовые значения
чисел Вольфа имеются с 1700 г., а сред-
немесячные - начиная с 1749 г. Нумерация
11-летних циклов С А ведется с нулевого
цикла (начало в 1745 г.). По мере удале-
ния в прошлое точность определения
чисел Вольфа значительно падает
(см. рис. 2.2.10).
Между числами Вольфа и площадью
пятен существует зависимость F= 16,7 Rz,
где F выражается в миллионных долях
площади солнечного диска.
Однако число Вольфа Rz не является
единственной и всеобъемлющей харак-
теристикой СА. В частности, в цикле СА
меняется значение солнечной постоянной
(см. рис. 2.1.2 гл. 2.1). В 1970-е гг. при
измерениях в тепловом рентгеновском диа-
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
265
пазоне были обнаружены обширные тем-
ные (холодные) образования в короне,
названные «корональными дырами». Боль-
шие корональные дыры на фазе спада СА
не только присутствуют на обоих сол-
нечных полюсах, но и опускаются к эквато-
ру. На восходящей ветви цикла полярные
дыры заметно уменьшаются по площади
и отступают к полюсам. Вблизи максимума
активности дыры сосредоточены в основ-
ном на средних широтах. Этот результат
говорит о том, что солнечный цикл нельзя
описывать только с помощью числа сол-
нечных пятен. Было установлено, что цик-
лическое поведение корональных дыр явля-
ется важной и фундаментальной характери-
стикой солнечного цикла.
Изменениям со средним периодом
около 11 лет подвержены не только отно-
сительные числа солнечных пятен и ко-
Вспышечный индекс
Число рентгеновских вспышек, 103
Число протонных событий
рональные дыры, но и средние значения
площадей пятен и факелов, число вспы-
шек, протуберанцев, активных образо-
ваний в короне. Значительные изменения
от минимума активности к максимуму
претерпевают все виды излучения (ра-
диоизлучения, корпускулярного, ультра-
фиолетового). Систематическое изме-
рение эквивалентных ширин некоторых
спектральных линий также показало
зависимость от фазы 11-летнего цикла.
Таким образом, в 11-летнем цикле из-
меняется состояние всех доступных
наблюдению характеристик Солнца. На
рис. 2.2.11 для сравнения с числом Воль-
1970 1980 1990 годы
Рис. 2.2.11. Различные среднегодовые
характеристики активности Солнца:
а - Rz\ б - вспышечный индекс; в - число
рентгеновских вспышек; г - число
протонных событий с £р > 10 МэВ и
потоком более 10 частиц-см-2-с_|-ср_|.
Представлены для сравнения
с числом Вольфа Rz
фа Rz представлены также несколько других индексов, характеризующих измене-
ние среднегодовой вспышечной активности в течение цикла. В самом деле, в то
время как Rz в 21-м и 22-м циклах были приблизительно равны, число протонных
событий, зарегистрированных в этих циклах, различается вдвое. Отметим здесь,
что наиболее активные проявления СА - крупные солнечные вспышки - чаще
всего происходят не в год максимума чисел Вольфа, а на стадиях роста и спада
СА, что указывает на существование более тонкой структуры - двувершинности
11-летнего цикла. Подробнее к этому вопросу мы вернемся в главе, посвященной
СКЛ (см. гл. 2.4).
266
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Длительность разных циклов различна: от 7 до 17 лет, их средняя продолжитель-
ность составляет 11,2 года. Циклы несимметричны: от минимума до максимума
(стадия роста) - 4,6 года, а от максимума числа пятен до их минимума (стадия спада)
в среднем проходит 6,7 года (логистическая кривая). Циклы отличаются и по средне-
годовым максимальным числам Вольфа: от 46 до 190. Как правило, интенсивность
цикла связана с продолжительностью: чем более мощным является данный цикл, тем
он короче (особенно укорачивается стадия роста), тем на более высоких гелиоши-
ротах появляются его первые активные области.
Рис. 2.2.12. Значения Rz для южной и северной полусфер Солнца
для 20, 21,22-го циклов СА. Нумерация 11-летних циклов СА
ведется с нулевого цикла (начало в 1745 г.)
Образование пятен в северной и южной полусферах Солнца часто несиммет-
рично, т. е. их число может быть различно. Это различие может сохраняться в тече-
ние нескольких лет, вплоть до того, что время наступления максимума в обеих полу-
сферах может быть разным. Роль северного и южного полушарий Солнца меняется
от цикла к циклу: эпохи максимума в них иногда различаются на 1-2 года
(рис. 2.2.12). Важнейшей особенностью цикла С А является закон изменения магнит-
ной полярности пятен. Известно, что пятна чаще всего образуют биполярные группы,
в которых два главных пятна - головное (или ведущее, т. е. расположенное в направ-
лении вращения Солнца) и хвостовое - имеют противоположные магнитные поляр-
ности. В течение каждого 11-летнего цикла все ведущие пятна биполярных групп
имеют одинаковую полярность в северном полушарии и также одинаковую, но про-
тивоположную - в южном. То же самое справедливо и для хвостовых пятен. В сле-
дующем цикле полярности ведущих и хвостовых пятен меняются на противопо-
ложные. Одновременно с этим меняется полярность и общего магнитного поля
Солнца, полюсы которого находятся вблизи полюсов вращения. Поэтому правильнее
говорить не об 11-летнем, а о 22-летнем цикле СА (цикл Хейла).
Таким образом, можно говорить о физическом 22-летнем цикле СА, проявля-
ющемся, прежде всего, в смене полярности ведущих и хвостовых пятен от цикла к
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
267
циклу и сопутствующей смене полярности общего магнитного поля Солнца. Сущест-
вование 22-летнего магнитного цикла навело многих исследователей на мысль о том,
что и в числах Вольфа должна прослеживаться подобная периодичность. Так, Гне-
вышев и Оль в 1948 г. установили ряд статистических закономерностей, характерных
для циклов СА и известных как правило Гневышева-Оля. Однако при том, что
22-летний цикл несомненно существует и определяет эволюцию магнитных полей на
Солнце, во многих глобальных индексах СА он прослеживается весьма слабо. Это
говорит о том, что данный цикл является циклом качественных, а не количественных
характеристик.
Глобальный магнитный цикл Солнца проявляется в виде следующих особен-
ностей:
• 11-летняя периодичность числа солнечных пятен (закон Швабе-Вольфа);
• смещение к экватору зоны пятнообразования в течение 11-летнего цикла (закон
Шперера);
• закон Хейла о полярности пятен, согласно которому ведущие и хвостовые
пятна в биполярных группах имеют противоположную полярность. Через каж-
дые 11 лет происходит смена знака полярности в биполярных группах;
• 22-летняя смена полярности магнитного поля Солнца в эпоху максимумов
11-летних циклов;
• две ветви активности в глобальном магнитном цикле: полярная, связанная с
полярными факелами и корональными дырами, начинающаяся сразу после
смены знака магнитных полей, и низкоширотная, связанная с солнечными
пятнами.
На самом деле СА характеризуется большим числом циклов различной длитель-
ности. Наибольший интерес представляют для нас И-летний (22-летний) цикл, а
также вековой цикл. Известны также циклы и с большим периодом: 160-200- и
600-летний.
Вековой цикл определялся по квазипериодическому изменению максимумов
11-летних циклов. Вообще в истории изучения циклов известно несколько особенных
периодов:
• 1645-1715 гг. - минимум Маундера, когда на Солнце в течение 60 лет почти
не было пятен;
• 1410-1510 гг. - минимум Шперера;
• 1120-1280 гг. - средневековый максимум.
Предполагают, что первый из этих минимумов был суперпозицией минимумов
600-летнего и векового циклов. С развитием этих минимумов СА связывают
некоторые катастрофические явления в биосфере Земли и в истории человече-
ского общества. Существуют данные о том, что Маундеровский и другие мини-
мумы СА совпадают с периодом сильного ослабления или даже исчезновения
общего магнитного поля Солнца. Если 11-летний цикл является циклом частоты
появления на Солнце активных образований, то вековой цикл оказывает моду-
лирующее воздействие на амплитуду И-летнего. Асимметрия С А в северном и
южном полушариях, малозаметная в И-летнем цикле, весьма существенна в
вековом цикле.
268
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.2.4. Причины солнечной цикличности
За последние десятилетия удалось установить, что причины многообразия
рассмотренных выше проявлений СА связаны со сложными процессами взаимо-
действия магнитного поля, конвекции, меридиональной циркуляции и дифферен-
циального вращения, происходящими на Солнце. Конвективная зона представляет
собой гигантскую тепловую машину, преобразующую некоторую долю выходящего
теплового потока в конвективные движения. По-видимому, взаимодействие кон-
вективных движений с магнитным полем может объяснить появление пятен и фа-
келов. Дифференциальное вращение Солнца также должно играть важную роль в
процессе усиления (генерации) магнитного поля.
Общая качественная схема цикла СА была предложена более 40 лет назад на
основе интуитивных представлений американским астрофизиком Г. Бэбкоком (Bab-
cock, 1962). Заложенные в нее идеи оказались настолько убедительными, что до сих
пор кладутся в основу большинства разнообразных предлагаемых моделей солнечно-
го динамо, которые очень сильно различаются между собой по степени обоснованно-
сти и теоретической проработки.
В общих чертах модель Бэбкока выглядит так. Предположим, что в некоторый
момент времени, соответствующий минимуму СА, общее (глобальное) магнитное
поле имеет дипольный характер (рис. 2.2.13а). Полярные щеточки, наблюдаемые в
короне у полюсов вращения Солнца в эпоху минимума, являются подтверждением
этого предположения, а также указанием на то, что магнитные полюса близки к оси
вращения. Бэбкок исходил из предположения, что внутри Солнца магнитное поле
сосредоточено во внешней его части - конвективной зоне. Это вполне оправдано,
поскольку, если в конвективно устойчивом ядре Солнца магнитное поле и присутст-
вует, то оно там не может претерпевать быстрых изменений из-за очень высокой
проводимости вещества и отсутствия движений. Дифференциальное вращение (кото-
Рис. 2.2.13. Объяснение цикла СА по Бэбкоку
рое, как показали уже недавно данные
гелиосейсмологии, имеет место во всей
конвективной зоне) в силу «вморожен-
ности» магнитных полей в плазму долж-
но быстрее увлекать экваториальные
участки меридиональных силовых ли-
ний общего дипольного поля, вытягивая
их в направлении, параллельном эква-
тору. Так дифференциальное вращение
вырабатывает из меридионального маг-
нитного поля компоненту общего поля,
направленную по широте (рис. 2.2.136, в).
Важно, что при этом должно происхо-
дить усиление магнитного поля: диффе-
ренциальное вращение, вытягивая сило-
вые линии поля, примерно дважды за
год «обкручивает» ими все Солнце по
экватору. Пользуясь наглядными пред-
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
269
ставлениями о таком вытягивании и учитывая известный из наблюдений закон диф-
ференциального вращения поверхностных слоев, Бэбкок оценил величину азиму-
тальной (широтной) компоненты (как функцию времени вытягивания). Эта величина
пропорциональна меридиональному градиенту скорости вращения; соответственно,
она максимальна в средних широтах и спадает до нуля на экваторе и у полюсов.
Когда азимутальное поле достигает некоторого критического значения, эмпи-
рически выбранного Бэбкоком, вступает в действие механизм формирования (из это-
го поля) концентрированных магнитных силовых трубок. Поле в них дополнительно
усиливается, закручиваясь из-за присутствия гипотетической радиальной (глубин-
ной) компоненты градиента скорости вращения. Сила магнитной плавучести приво-
дит к всплыванию петель магнитных трубок. В тех местах, где вершина петли пере-
секает фотосферу, образуются головное и хвостовое пятна группы (рис. 2.2.13г, д).
По мере того как критическое значение азимутального поля достигается на все более
низких широтах, зона пятнообразования смещается к экватору, но самого экватора,
где азимутального поля нет вообще, она не достигает. Так удается объяснить закон
Шперера и диаграмму «бабочек» Маундера.
В дальнейшем магнитные петли, образовавшие биполярные группы пятен,
разворачиваются так, что хвостовые пятна приближаются к полюсам, а ведущие -
к экватору (рис. 2.2.13г). Затем магнитные поля групп пятен рассеиваются по сол-
нечной фотосфере конвективными движениями солнечной плазмы и постепенно пе-
реходят в фоновые поля. Согласно Бэбкоку, их дрейф к полюсам приводит к смене
полярностей имеющихся там полей и в конечном счете к обращению общего диполь-
ного поля (рис. 2.2.1 Зе). Эти представления подтверждаются сменой полярности
магнитного поля в полярных областях Солнца, наблюдаемой незадолго до очередно-
го минимума СА. Далее вся последовательность явлений повторяется, но уже с об-
ратными знаками как глобальных, так и локальных полей. Таким образом, модель
Бэбкока объясняет закон Хейла (смены магнитных полярностей пятен).
Впоследствии Лейтон (Leighton, 1969) развил модель Бэбкока, проведя численное
моделирование диффузии магнитных полей во взаимодействии с дифференциальным
вращением.
Усиление магнитного поля в гипотезе Бэбкока происходит за счет энергии вра-
щения, вследствие чего угловые скорости должны выравниваться и вращение при-
ближаться к твердотельному. Поскольку этого не наблюдается, должен существовать
механизм, постоянно поддерживающий более быстрое вращение экваториальных
областей конвективной зоны. По всей вероятности, таким механизмом является
взаимодействия конвекции и вращения: сила Кориолиса воздействует на конвек-
тивную турбулентность, а та, в свою очередь, возмущает вращение. Существенным
звеном в цепи явлений, составляющей механизм дифференциального вращения, яв-
ляются медленные течения плазмы, происходящие в поверхностных слоях от эквато-
ра к полюсам, а в глубине конвективной зоны - от полюсов к экватору. Эти течения
по замкнутым траекториям называют меридиональной циркуляцией, и они действи-
тельно наблюдаются в фотосфере. В настоящее время теория дифференциального
вращения достигла довольно высокой степени завершенности, и ее результаты согла-
суются как с данными наблюдений динамики фотосферы, так и с гелиосейсмологиче-
скими реконструкциями полей скорости в глубинах Солнца (Кичатинов, 2005).
270
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
После появления работы Бэбкока предпринималось множество попыток по-
строить количественную модель солнечного динамо, которая хотя бы в общих чертах
объяснила характер протекания 22-летнего цикла активности. Уже вскоре, с 1966 г.,
практически весь поток этих исследований устремился в одно русло, проложенное
так называемой электродинамикой средних полей и основанной на ней теорией гене-
рации регулярных магнитных полей турбулентностью.
Поворотным моментом здесь оказалось появление работ немецких физиков Ште-
енбека, Краузе и Рэдлера (Steenbeck, Krause, Radler, 1966; Steenbeck, Krause, 1966).
Они построили аппарат вычисления средней электродвижущей силы (эдс Е), возни-
кающей во вращающейся проводящей турбулентной среде, и показали, что эта сред-
няя эдс Е пропорциональна среднему магнитному полю В:
Е = ([uxb]) = аВ,
(здесь b - флуктуирующая часть магнитного поля, а и - поле турбулентных скорос-
тей). Коэффициент а пропорционален средней спиральности поля и - величине
< и • rot и >. Это значит, что средняя эдс отлична от нуля, если турбулентность не яв-
ляется зеркально-симметричной, - потоки, закрученные силой Кориолиса в правом и
в левом направлениях, образуются в разном количестве, обладают разной интенсив-
ностью и т. д. Это свойство спиральной турбулентности получило название альфа-
эффекта (a-эффекта) - благодаря обозначению а, введенному для соответствующего
коэффициента.
Идея a-эффекта стала господствующей в исследованиях гидромагнитных динамо.
Количество работ, посвященных турбулентным динамо с а-эффсктом, на данный
момент едва ли поддается подсчету. Наиболее обстоятельные изложения этой теории
можно найти в монографиях (Моффат, 1980; Краузе и Рэдлер, 1984), см. также
(Вайнштейн, Зельдович и Рузмайкин, 1980). В частности, многочисленны попытки
применить электродинамику средних полей к построению солнечного динамо и объ-
яснению цикличности СА. Краткий обзор таких исследований имеется, например, в
книге Стикса (Stix, 2002). Следует заметить, что, несмотря на все внешние отличия
теорий средних полей от схематического описания, данного Бэбкоком, модели тур-
булентного солнечного динамо сохраняют принципиально важные черты модели
Бэбкока - формирование азимутального поля из меридионального дифференциаль-
ным вращением и последующую регенерацию меридионального поля из азиму-
тального (которая теперь связывается с а-эффсктом). Но, несмотря на успешное
объяснение ряда свойств солнечного цикла, теория средних полей пока все же не
дала вполне удовлетворительного описания циклического поведения глобальных
магнитных полей на Солнце.
Что же касается возникновения локальных полей и их взаимодействия с глобаль-
ными в общем механизме солнечного динамо, электродинамика средних полей не
может претендовать на описание этих процессов, поскольку из ее поля зрения
локальные явления полностью выпадают. Здесь кажется более перспективным под-
ход, основанный на численном моделировании и глобальных, и локальных явлений,
хотя на данный момент расчеты, которые могли бы вполне удовлетворить исследова-
теля, все еще находятся за пределами возможностей вычислительной техники:
слишком уж детально нужно описывать мелкомасштабные процессы в рамках
ГЛАВА 2.2
СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ
271
глобальной, крупномасштабной модели. Попытка приблизиться к такому описанию
была недавно сделана Гетлингом, Симитевым и Буссе (Getting, Simitev, Busse, 2005),
но разработка сколько-нибудь совершенной модели еще продолжается (см., напри-
мер, Соловьев и Киричек, 2004).
ЛИТЕРАТУРА
Вайнштейн С.И., Зельдович Я.Б., Рузмайкин А.А. Турбулентное динамо в астрофизике. М.: Наука, 1980.
Вальдмайер М. Результаты и проблемы исследования Солнца. М.: ИЛ, 240 с., 1950.
ГетлингА.В., Тверской Б.А. Магнитные поля конвективных ячеек зоны супергрануляции. Астрономиче-
ский Журнал, 45, № 6, с. 1222-1228, 1968.
ГетлингА.В. Конвективный механизм формирования фотосферных магнитных полей. Астрон. ж., 78 (7),
с. 661-668, 2001.
Гневышев М.Н., Оль А.И. Подтверждение правила образования 22-летних циклов солнечной активности.
Солнечные данные, № 8, с. 90-92, 1987.
Де Ягер К. Строение и динамика атмосферы Солнца. М.: ИЛ, 1962.
Зирин Г. Солнечная атмосфера. М.: Мир, 504 с., 1969.
Каплан С.А., Пикельнер С.Б., Цытович В.Н. Физика плазмы солнечной атмосферы. М.: Наука, 255 с., 1977.
Кичатинов Л.Л. УФН, 175(5), с. 457-476, 2005.
Кононович Э.В., Мороз В.И. Общий курс астрономии, гл. 8. М.: УРСС, 2005.
Краузе Ф., Рэдлер К.-Х. Магнитная гидродинамика средних полей и теория динамо. М.: Мир, 1984.
Мартынов Д.Я. Курс общей астрофизики, гл. 1. М.: Наука, 1965.
Моффат Г. Возбуждение магнитного поля в проводящей среде. М.: Мир, 1980.
Обридко В.Н. Солнечные пятна и комплексы активности. М.: Наука, 256 с., 1985.
Паркер Е.Н. Космические магнитные поля. М.: Мир, 608 с., 1982.
Соловьев А.А., Киричек Е.А. Диффузионная теория солнечного магнитного цикла. Элиста-СПб.: Изд-во
Калмыцкого ГУ, 2004.
Тверской Б.А. К теории гидродинамического самовозбуждения регулярных магнитных полей. Геомагне-
тизм и аэрономия, 6, № 1, с. 11-18, 1966.
Babcock H.W. The solar magnetic cycle. Trans. I AU, 1 IB, p. 419-434, 1962.
Dobler W., Getling A.V. Compressible magnetoconvection as the local producer of solar-type magnetic structures.
In: Multi-Wavelength Investigations of Solar Activity. Proc. IAU Symp., 2004.
Getling A.V., Simitev R.D., Busse F.H. Astron. Nachr., 326(3/4), pp. 241-244, 2005.
Gnevyshev M.N. Essential features of the 11-yr solar cycle. Solar Physics, v. 51. pp. 175-183, 1977.
Leighton R.B. Transport of magnetic fields on the Sun. Astrophys. J., v. 140, No 4, pp. 1547-1562, 1964.
Parker E.N. Hydraulic concentration of magnetic fields in the solar photosphere. III. Astrophys. J., v. 204, No 1,
Part l,pp. 259-267, 1976.
Parker E.N. Sunspots and the physics of magnetic flux tubes. The general nature of the sunspot. Astrophys. J.,
v. 230, No 3, Part l,pp. 905-913, 1979.
Parker E.N. Depth of origin of solar active regions. Astrophys. J., 250, pp. 423-427, 1984.
Parker E.N. Magnetic buoyancy and the escape of magnetic fields from stars. Astrophys. J., 251, No 2, Part 1.
Steenbeck M., Krause F., Radler K.-H. Zs. Naturforsch, 21a, pp. 369-376, 1966.
Stix M. The Sun. Springer, 2002.
Zirin H., Marquette W. BEARALERTS: A Successful Flare Prediction System. Solar Physics, 131, pp. 149-164, 1991.
Zwaan C. The solar magnetic structure and the solar activity cycle. Review of observational data. In: The Sun as a
star. Ed. Jordan S. NASA SP-450, pp. 163-179, 1981.
Zwaan C. A Dynamo Scenario: Observational Constraints on Dynamo Theory. Solar Physics, 169, pp. 265-276, 1996.
Waldmeier M. Ergenbnisse und Probleme der Sonnenforschung. Leipzig, Geest u. Portig, 1955.
Wang Y.-M., Pick M., Mason G. M. ApJ, 639, 495-509, 2006.
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
Курт В.Г.
НИИядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Уже за первые 30 лет космической эры было обнаружено, что нестационар-
ные процессы на Солнце, обусловленные его циклической активностью, оказывают
сильное воздействие на всю гелиосферу. Особенно активными оказались следу-
ющие явления.
1. Нестационарные явления в солнечном ветре, такие как распространение вспы-
шечных ударных волн, транзиентов (корональных выбросов массы) и взаимодей-
ствие разноскоростных потоков в солнечном ветре.
2. Энергичные частицы - электроны, протоны (солнечные космические лучи -
СКЛ) и жесткое нейтральное излучение (ультрафиолетовое, рентгеновское, гамма-
излучение) солнечных вспышек. Однако суммарный поток энергии, переносимый
этими вспышечными излучениями, составляет мизерную величину от потока энергии
спокойного Солнца. Этот парадокс объясняется тем, что потоки энергии, перено-
симые упомянутыми корпускулярными и электромагнитными излучениями, хотя и
превышают фоновые потоки в этой области энергий в 103-108 раз, но только на
короткое время становятся сравнимыми с постоянным излучением Солнца. Тем не
менее они эффективно воздействуют на магнитосферу Земли, и в особенности - на
атмосферу и биосферу.
Напомним ниже коротко основные сведения об электромагнитном и корпус-
кулярном излучении Солнца.
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
273
Практически вся энергия излучения спокойного Солнца сосредоточена в ви-
димом и инфракрасном диапазонах длин волн (150 нм - 0,5 см). Внеатмосферные
и радиоастрономические методы позволили измерить распределение солнечного
излучения в широком диапазоне длин волн - от 10-5 нм (10-12 см) до 1 км. Под-
робное описание свойств электромагнитного излучения спокойного Солнца дано
в гл. 2.1 и 2.2.
Общее впечатление можно получить из рис. 2.3.1, на котором изображена зави-
симость спектральной плотности излучения от длины волны как для спокойного
Солнца, так и во время солнечных вспышек.
Корпускулярное излучение спокойного Солнца представляет собой непрерыв-
но расширяющуюся корону и называется солнечным ветром. Солнечный ветер -
это поток солнечной плазмы, непрерывно истекающий из Солнца и выносящий с
собой солнечное магнитное поле. Подробно история открытия солнечного ветра,
модели возникновения и основные экспериментально измеренные свойства сол-
нечного ветра и межпланетного магнитного поля (ММП) изложены в гл. 2.5. Об-
разование солнечного ветра связано с потоком энергии, направленным наружу
из недр Солнца в корону. Область, занятая солнечным ветром, называется гелио-
сферой. Взаимодействие плазмы солнечного ветра, движущейся со сверхзвуковой
скоростью, с атмосферами планет и газовыми оболочками комет приводит к обра-
зованию стоячей ударной волны с дневной стороны планеты (кометы) и «хвоста»
разрежения с ночной стороны (рис. 2.3.2). Полный поток энергии, уносимый спо-
койным солнечным ветром, не превышает 10-4£с (^с ~ полная светимость Солнца,
£с « 4-1033 эрг/с).
Традиционно к крупномасштабным эруптивным явлениям причисляют три типа
явлений, происходящих в атмосфере Солнца: выброс корональной массы (Coronal
Mass Ejection - КВМ), эруптивные протуберанцы и большие двухленточные вспыш-
ки. Со временем все в большей мере становится очевидным, что все эти явления яв-
ляются результатом одного и того же физического процесса - процесса пересоедине-
ния магнитных силовых линий. Описание эруптивных протуберанцев и КВМ, а так-
же краткие сведения о солнечных вспышках были приведены в гл. 2.2.
Данная глава посвящена более подробному описанию явлений, наблюдаемых в
солнечных вспышках.
2.3.1. Нейтральное излучение солнечных вспышек
Феномен солнечной вспышки далек от полного объяснения. Началом развития
теории вспышек можно считать работу «Теория хромосферных вспышек» (Giovanelli,
1946). Поразительные достижения рентгеновской и радиоастрономии показали, что
вспышки, которые наблюдают наземными оптическими телескопами как хромосфер-
ные, на самом деле являются результатом корональной активности. Во время вспыш-
ки плазма в короне нагревается до столь высоких температур (Е> 107 К), что испус-
каемое излучение лежит вне видимой области спектра. По существу, Джиованелли
предложил идею, из которой развилась сегодняшняя теория вспышек. Он показал,
Спектральная плотность, эрг см 2-с ' мкм 1 1017 1016 1015 1014 1013 1012 10" 1О10 109 v, Гц
10’
106
105
104
103
102
10
1
10*'
10-" io-io
10’3
Рис. 2.3.1. Электромагнитное излучение Солнца
10-'3
10’"
10’12
10’13
ю-14
1045
Ю-16
ю-1’
Ю-is
10'”
274 СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА _____________РАЗДЕЛ 2
ГЛАВА 2.3 СОЛНЕЧНЫЕ вспышки 275
что электроны ускоряются в короне и, попадая в плотные слои, возбуждают излуче-
ние, наблюдаемое во время вспышки в хромосфере. Однако сценария развития собы-
тия, адекватного наблюдениям, и, в частности, моделей ускорения заряженных час-
тиц до высоких энергий, до сих пор не существует.
Современные исследования локализации, потоков и спектров излучений сол-
нечных вспышек позволили только лишь приблизиться к пониманию самого яв-
ления. Прежде всего, пространственные измерения мягкого рентгеновского излу-
чения на ИСЗ SKYLAB в 70-с гг. прошлого века обнаружили, что магнитные пет-
ли в солнечной атмосфере должны играть доминирующую роль во вспышечном
процессе. Последующие эксперименты убедительно показали, что изменение пе-
тельной магнитной структуры играет основную роль в возникновении вспышки.
Этот процесс пересоединения высвобождает энергию, запасенную магнитным
полем, которое связано с корональными токами. Вопрос, на котором сфокусиро-
вано внимание теории, можно сформулировать следующим образом: может ли
процесс пересоединения перевести энергию магнитного поля в кинетическую и
тепловую энергию плазмы достаточно быстро, чтобы дать объяснение наблюдае-
мому выделению энергии в солнечных вспышках. Этот вопрос обсуждался и в
первых работах, в которых была предложена модель освобождения энергии при
сжатии газа с магнитным полем к нейтральной линии. В этом случае энергия маг-
нитного поля переходит преимущественно в кинетическую и тепловую энергии, и
объяснить появление большого количества быстрых частиц трудно. По другим
Рис. 2.3.2. Модельная картина структурных образований
в солнечном ветре и обтекания им магнитосферы Земли
(врезка справа внизу, увеличение в 10 раз)
216
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Медианный поток больших вспышек, отн. ед.
Рис. 2.3.3. Зависимость усредненной
по активной области мощности мощных
вспышек в мягком рентгеновском излучении
(SXR) от наибольшей измеренной площади
активной области, выраженной в
микродолях площади Солнца (phs).
Зависимости построены для четырех
последовательно усложняющихся
конфигураций магнитного поля области:
1 - р; 2 - Ру; 3 - pg; 4 - pgy
предположениям, освобождение энергии
магнитного поля происходит в токовом
слое (см. Сыроватский, 1961, 1966; Петчек,
1963). Это вопрос и до сих пор является
предметом бурных дискуссий (см. моно-
графии (Сомов, 1993; Priest, 1981)).
Наиболее интенсивные вспышки воз-
никают в сложных магнитных областях
с бу- и рбу-конфигурацией магнитного
поля пятен (см. гл. 2.2). На рис. 2.3.3 по-
казана зависимость усредненной ин-
тенсивности вспышек, измеренных в
мягком рентгеновском диапазоне, для
различных магнитных конфигураций от
площади активной области. Видно, что
при приблизительно одинаковой площа-
ди активных областей самые мощные
события произошли в сложных магнит-
ных структурах.
Поэтому нет ничего удивительного в
том, что современная модель солнечной
вспышки основана на процессах, происходящих во взаимодействующих между
собой магнитных петлях, часть которых простирается в корону. Как можно ви-
деть из рис. 2.3.4, различные излучения возникают в разных областях петли. На
рис. 2.3.4 изображена лишь одна петля, однако даже в самых простых вспышках в
процесс бывают вовлечены аркады петель. Процесс первичного энерговыделения
не виден в солнечной атмосфере, а вспышечное событие регистрируется по из-
лучениям вторичных эффектов, которые возникают в других областях и запаз-
дывают по отношению к первичному энерговыделению иногда на доли секунды,
а иногда на десятки секунд. В результате диссипации запасенной энергии маг-
нитного поля корональная плазма нагревается, возможно, до температур > 107 К,
а электроны, протоны и ядра импульсно ускоряются до высоких энергий. Как эта
энергия распределяется между нагретой плазмой, ускоренными частицами и ки-
нетическими движениями вещества, до сих пор достоверно неизвестно, и вопрос
этот является дискуссионным.
Излучения солнечных вспышек представляют собой:
• электромагнитное излучение, длина волны которого перекрывает диапазон
от нескольких километров (радиоизлучение) до 2-10-5 нм (жесткое гам-
ма-излучение с энергией фотонов 8ф>100МэВ (в крупных вспышках))
(1 МэВ = 10’3 нм);
• «убежавшие» в межпланетное пространство ускоренные во вспышечном про-
цессе (надтепловые) протоны, ядра химических элементов и электроны;
• вышедшие нейтроны, рожденные в атмосфере Солнца в ядерных реакциях
во время развития очень больших вспышек.
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
277
Рис. 2.3.4. Схема простой вспышки, показывающая этапы вспышки и области
возникновения различных излучений (Dennis, Schwarz, 1989)
Обобщенная временная картина возникновения различных излучений про-
текания физических процессов во вспышке представлена на рис. 2.3.5.
Часть наблюдаемых вспышечных электромагнитных излучений возникает преж-
де, чем ускоренные частицы потеряют всю свою энергию в окружающей атмо-
сфере; эти излучения несут основную информацию о процессах ускорения частиц и
их движении во вспышечном объеме. Оптическое излучение, ультрафиолетовое
(UV) и тепловое рентгеновское излучение (SXR) с энергией фотонов < 20 кэВ
(А, < 0,05 нм) возникают вследствие разогрева фотосферы и нижней короны тепло-
вым фронтом и как следствие торможения в ней и полной потери энергии ускорен-
ных частиц (рис. 2.3.4, 2.3.6). Если нагревание достаточно сильное, так что радиа-
ционные потери и теплопроводность не уравновешивают прогрев, то возникает
278
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
взрыв в солнечной атмосфере. Вещество выбрасывается в корону, и если его ско-
рость превышает локальную альвеновскую скорость (см. гл. 2.5), его движение ста-
новится сверхзвуковым, образуется ударная волна, вызывающая различные эффекты
(например, дополнительное ускорение заряженных частиц).
Рис. 2.3.5. Схема временного развития вспышки: а - компактная вспышка малой
мощности; б - мощная вспышка. Фазы вспышки: I - начальная; II - импульсная;
III - взрывная; IV - горячая. Серым цветом выделены периоды
первичного импульсного освобождения энергии
С точки зрения понимания процесса ускорения частиц и, следовательно,
самого процесса первичного энерговыделения наиболее важны характеристики
возбуждаемого частицами жесткого рентгеновского излучения (HXR - энергия
квантов 20-300 кэВ), гамма-излучения (энергия квантов > 300 кэВ), а также ра-
диоизлучение и нейтроны.
С точки зрения радиационной опасности от солнечных вспышек важнее
всего вышедшие из солнечной атмосферы и появившиеся в окрестности Зем-
ли или вблизи КА частицы высоких энергий, которые называют солнечными
космическими лучами (СКЛ). Описанию общих свойств потоков СКЛ и
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
279
Рис. 2.3.6. Изображение лимбовой солнечной вспышки 13 января
1992 г., полученное на спутнике YOKHOO: изображение в
мягком рентгеновском (SXR) диапазоне (слева); уровни
интенсивности SXR, комбинированные с положением контуров
интенсивности в жестком рентгеновском (HXR) диапазоне
(справа). 1 - лимб Солнца; 2 - линии магнитного поля, 3 - место
энерговыделения; 4 - источники HXR; 5 - источник SXR
вероятности их регистрации на расстоянии, равном одной астрономической еди-
нице, посвящена гл. 2.4.
Ниже будут рассмотрены наблюдаемые виды нейтрального излучения
вспышек.
2.3.2. Радиоизлучение
Радиоизлучение солнечных вспышек не представляет радиационной опас-
ности, однако для понимания «феномена вспышки» оно, безусловно, необходимо,
поэтому описание вспышечных излучений начнем с него.
Радиоизлучение короны отличается переменностью. Регистрируя наименьшее
значение мощности, наблюдаемое радиоизлучение можно разделить на две части:
постоянную и переменную. Первая называется радиоизлучением спокойного
Солнца, вторая - радиоизлучением возмущенного Солнца и, в основном, ассо-
циирована со вспышками.
Первая присуща Солнцу постоянно, хотя несколько изменяется. Ее можно
считать тепловой составляющей излучения Солнца, вызванной главным образом
свободно-свободными переходами электронов в электрическом поле ионов. Оп-
ределение яркостной температуры Солнца по радиоизлучению привело к лю-
бопытному результату - температура Т зависит от используемой длины волны:
на метровом диапазоне она достигает 106К, а на сантиметровых и миллиметро-
вых волнах оказывается порядка и ниже 104К. Вместе с тем измерения, про-
веденные на радиотелескопах с высоким разрешением, показали, что в санти-
метровом диапазоне размеры Солнца лишь немногим превосходят оптические.
Отсюда непосредственно следует, что коротковолновое излучение Солнца вы-
ходит из больших глубин, вплоть до нижней хромосферы, а длинноволновое - из
280
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
короны, из ее слоев, тем более высоких, чем длиннее используемая волна. Тео-
рия распространения радиоволн в плазме показывает, что показатель преломле-
ния для них:
к =
(2.3.1)
где v - частота радиоволны, a v0- собственная частота колебаний плазмы (альве-
новская частота), определяемая ее плотностью:
v0 [МГц] =
Г г \'/2
е пе
(2.3.2)
= 8,98-Ю’3 у/п^,
где nQ - плотность электронов; т и е - масса и заряд электрона. Если v < v0, излу-
чение не может выйти, т. е. показатель преломления к для таких волн становится
мнимым.
Область, где показатель к переходит через нуль, лежит в атмосфере тем выше,
чем больше длина волны X или чем меньше частота v. Слой, где к = 0, становит-
ся непроходимым для частот v < v0, как извне, так и изнутри, где распростра-
нение таких волн становится невозможным, поскольку с увеличением nQ пока-
затель к стал мнимым. Кроме того, поглощение вблизи частоты v0 становится
очень большим: коэффициент поглощения % обратно пропорционален пока-
зателю к:
kv2T2'2’
(2.3.3)
где TQ - электронная температура. Из формулы (2.3.3) вытекает, что волны с Х= 1 м
не могут пройти через плазму, имеющую г?е>109см-3; для Х=10см плазма не-
проходима, если ие>10исм~3. Но как раз плотности такого порядка и найдены
в переходном слое. Для Х = 3м (v= 100 МГц) критическое значение электрон-
ной концентрации ие=108см"3, что следует признать типичным для внутрен-
ней короны. Из (2.3.3) видно, что при высокой температуре короны погло-
щение в ней уменьшается, за исключением частот, близких к критической; с
высотой коэффициент еще сильнее падает из-за падения электронной концент-
рации.
Радиоизлучение, ассоциированное с вспышками на Солнце, создается при
возникновении турбулентности и нетепловых движений высокотемпературной
плазмы, а также при движении энергичных электронов в магнитных полях.
Вспышечное радиоизлучение очень разнообразно, имеет всплески различной
длительности и амплитуды со сложным частотным спектром.
Всплески в дециметровом, декаметровом и километровом диапазонах могут
возникать лишь высоко в короне или в солнечном ветре, микроволновые и мил-
лиметровые всплески возникают в нижней короне. Недавно были обнаружены
всплески в субмиллиметровом диапазоне, появляющиеся после очень мощных
вспышек. Природа этих всплесков пока не объяснена. Подробное объяснение
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
281
природы возникновения и распространения различных мод плазменных колеба-
ний и конверсию их в радиоизлучение можно найти в монографиях (Железнякова,
1966; Каплан, Пикельнер, Цытович, 1977; Каплан, Цытович, 1972). Наблюдения
поведения радиоизлучения во времени при измерении на разных частотах (вид
динамических спектров) позволили построить классификацию всплесков, приве-
денную на рис. 2.3.7. Ниже приведена лишь краткая сводка различных типов
радиоизлучения и краткое объяснение механизмов их возбуждения.
X, м
10
1
10“'
1СГ2
О 10 20 30 40 50 60 70
Время после начала вспышки, мин
Рис. 2.3.7. Схема динамических спектров радиоизлучения
солнечных вспышек, представляющих собой зависимость частоты
излучения от времени. Поведение излучения во времени при
измерении на различных частотах (длинах волн)
(Solar geophysical data, descriptive issue)
Радиоизлучение III типа - быстродрейфующий по частоте всплеск со скоро-
стью около 1010cm-c4, а также иногда сопровождающий его континуум в неши-
рокой полосе близких к нему частот (V тип) создаются узконаправленным пото-
ком (пучком) электронов, движущихся в короне. Частота всплеска уменьшается
по мере движения пучка в область меньшей корональной плотности. Радиовспле-
ски III типа тесно связаны с выходом электронов на открытые силовые линии и
убеганием их в межпланетное пространство. При определенных условиях пучки
электронов сохраняются до 1 а. е. и непрерывно возбуждают при своем движении
радиовсплески III типа. Отметим здесь также, что иногда наблюдают всплески U-
и J-типов (названных так за форму их изображений на динамических спектрах). В
этих случаях пучки электронов, генерирующие всплески, движутся вдоль маг-
нитной вспышечной петли. У всплесков типа U обратный пробег сравним с дли-
ной пути вверх, у всплесков типа J радиоизлучение затухает вскоре после пово-
рота пучка.
Радиовсплеск V типа обычно объясняют захватом части ускоренного пучка
электронов в арку магнитного поля и удержанием в магнитной ловушке. Всплеск
282
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
V типа часто возникает вместе с всплесками III типа, немного запаздывая по отно-
шению к ним. Длительность всплесков V типа достигает минут, в то время как
длительность всплесков III типа (в том же интервале частот) - всего нескольких
секунд, а иногда и долей секунд.
Всплески II типа - медленно дрейфующие по частоте со скоростью
400-2 000 км-с"1 всплески прослеживаются иногда до орбиты Земли. С этими вспле-
сками часто ассоциирует длительно существующий континуум (всплески IV типа) в
солнечной короне. Длительность всплесков II типа порядка 2-10 мин, иногда до
20-30 мин. Эти всплески появляются только после мощных хромосферных вспышек
и представляют собой несравненно более редкое событие, чем всплески III типа. Эти
всплески ассоциируют с распространением ударной волны в короне и солнечном
ветре. Обычно считают, что эти всплески генерированы потоками электронов, уско-
ренных на фронте ударной волны.
Радиовсплески IV типа обладают сложной и разнообразной структурой, мно-
гие из них тесно связаны с всплесками II типа, источники всплесков IV типа могут
двигаться со скоростями около 300 км-с"1, но могут быть и неподвижными. Наблю-
датели выделяют во всплесках IV типа фазы, различающиеся временем появления,
полной длительностью (от нескольких десятков секунд до многих часов) и разными
интервалами частот.
Сложность и разнообразие структуры радиовсплесков IV типа затрудняют их
интерпретацию. Обычно полагают, что длительные всплески возникают, если осу-
ществляется захват быстрых электронов в стабильные магнитные ловушки, кото-
рые могут либо быть неподвижными, либо перемещаться с небольшой скоростью
(подробнее о движении заряженных частиц в магнитных ловушках можно прочесть
в гл. 3.1). При этом считается, что механизм излучения всплесков IV типа синхро-
тронный, т. е. предполагается захват электронов с энергией не менее нескольких
сотен кэВ.
Всплески II и IV типов часто связаны с мощными вспышками, после которых в
межпланетном пространстве регистрируют энергичные электроны и протоны.
Кроме того, непосредственное ускорение протонов и электронов на фронтах удар-
ных волн, рожденных в крупных вспышках, считается установленным фактом в
экспериментах in situ.
Наблюдаются также шумовые бури I типа, длящиеся иногда в течение
многих часов после вспышек и представляющие собой декамстровый конти-
нуум.
Микроволновое (Яи-излучение) на частотах >109Гц обычно продолжается
столько времени, сколько длится вспышка в жестком рентгеновском излучении, и
хорошо с ним коррелирует. Возможные механизмы излучения подобных всплесков
7?и-излучения:
• излучение нагретого до высоких температур газа в области вспышки;
• излучение быстрых электронов, движущихся в магнитных полях;
• возбуждение излучения при взаимодействии электронов с плазменной турбу-
лентностью, развившейся во вспышечной арке.
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
283
2.3.3. Жесткое рентгеновское и гамма-излучение
Энергичные электроны с энергией 5 < Ее < 40 кэВ во вспышке возникают либо в
результате ускорения каким-либо механизмом, либо в результате разогрева плазмы
во вспышечном объеме в сотни раз по сравнению с температурой нижней короны
Тк~ 10б к.
Электроны с энергиями более 30-40 кэВ всегда появляются во вспышечном
объеме в результате ускорения. Энергичные электроны, взаимодействуя с окру-
жающим веществом, теряют свою энергию, возбуждая при этом жесткое рентге-
новское излучение - называемое тормозным излучением. Дойдя до хромосферы, где
п = 10и-1012 см-3, электроны быстро за время ~0,1-2 с теряют всю свою энергию
при торможении. При этом энергия излученных квантов будет лежать в широком
интервале. Максимально возможная энергия, отданная электроном при взаимодей-
ствии, не намного меньше его энергии £е. Потери энергии электронов происходят
так быстро, что поведение рентгеновского излучения отражает временные и энер-
гетические характеристики ускорительного механизма (рис. 2.3.8). Зависимость от
времени интенсивности жесткого рентгеновского излучения (кривые светимости) в
интервале энергий 20-1 000 кэВ имеет сложную структуру. Длительность рентге-
новских всплесков меняется от нескольких секунд до десятков минут.
тормозное X- и у-излучение
у-излучение в линиях (1-8 МэВ)
«убегающие» от Солнца
захват на Н = 2.22 МэВ линию
е1 -> Ysi
(распад е*, тормозное излучение ysi)
Рис. 2.3.8. Схема генерации жесткого рентгеновского HXR и у-излучения
в солнечных вспышках
На основании изучения кривых светимости именно жесткого рентгеновского
излучения были обнаружены и поняты многие аспекты вспышечного процесса. В
частности, длительность актов ускорения была определена из наблюдений жестко-
го рентгеновского и гамма-излучений. Было обнаружено, что частицы ускоряются
цугами импульсов. Длительность цуга составляет 1-4 с (рис. 2.3.9). Внутри каждо-
го цуга можно видеть цепочку отдельных коротких импульсов, длящихся десятки
микросекунд. Минимальная длительность таких «элементарных актов» ускорения
равна 30-100 мкс даже в случаях ускорения до ультрарелятивистских энергий
(рис. 2.3.10).
284
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Сопоставление рентгеновских кривых светимости с вспышечными излучениями
в других диапазонах длин волн (в частности, с 7?и-излучением) позволило постро-
ить некоторый общий наблюдательный сценарий вспышечного события.
Поток, имп.-с'
О 3 6 9 12 /, с
Поток, имп.-с'
1350 -
900 -
0 20 40 /, с
Рис. 2.3.9. Зависимость от времени потока HXR-излучения,
измеренного на КА «Венера-14» в импульсной вспышке
22 ноября 1982 г. Верхняя кривая получена для первых 15 с
вспышки с разрешением 1/64 с. Нижняя кривая показывает
полную длительность этой вспышки ®60 с
В частности, на основании кривых светимости удалось классифицировать
вспышки по их длительности. Рентгеновские и 7?и-вспышки делят на импульсные
(impulsive) - до нескольких минут - и постепенные (gradual) события - от несколь-
ких минут до десятков минут. Короткие (импульсные) события оказалось возмож-
ным ассоциировать с компактными вспышечными активными областями, в то же
время продолжительные-постепенные события были ассоциированы с протяжен-
ными активными областями, магнитные арки в которых достигают высоты
(О,1-О,3)7?с над фотосферой, простираясь высоко в корону. Высота места ускорения
частиц, определенная по совокупности экспериментальных фактов, может быть
(6-10)-109 см над уровнем фотосферы в импульсных событиях и достигать значе-
ний (3-6)-1010 см в длительных вспышках. Типичная длительность жестких рент-
геновских всплесков в больших вспышках составляет ДТ~103с, в то вре-
мя как малые импульсные события обычно имеют длительность ДТ ~ 5-20 с
(рис. 2.3.9). Во вспышках поток HXR-фотонов возрастает иногда за время, не пре-
вышающее доли секунды, достигая в наиболее мощных вспышках величин
Jx~ 105 фотон-см~2-с~’, что на много порядков превышает фоновый уровень спо-
койного Солнца в этом диапазоне.
Функция распределения числа каких-либо событий по их энергии dn!dE =f(E)
называется энергетическим спектром.
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
285
Форма энергетического спектра рентге-
новского всплеска - распределение числа
фотонов от их энергии:
dJldEx=f(Ex\
связана с энергетическим спектром элект-
ронов и потому может служить ключом к
определению типа ускорительного меха-
низма во вспышках. Обычно форму спектра
во всплесках аппроксимируют степенным
законом dJ/ dEx = Exv в диапазоне энергий
20-300 кэВ. Показатели спектров лежат в
интервале значений v от 5 (мягкие спектры)
до 2,3 (жесткие спектры). Для событий с
Время после 20:27.25 UT, с
Рис. 2.3.10. Временной ход всплеска
у-излучения с энергией > 30 МэВ,
измеренный на ИСЗ ГАММА
во вспышке 26 марта 1991 г.
спектра и динамики спектра во
большой амплитудой характерен спектр с
v < 3, т. е. более жесткие спектры, что со-
ответствует большей эффективности ме-
ханизма ускорения. Наиболее вероятное
значение v » 3,8. Кроме того, знание формы
вспышке позволяет корректно определить полную энергию, уносимую рентге-
новским излучением в том или ином интервале энергий.
Частота возникновения вспышек в мягком рентгеновском излучении и частота
всплесков жесткого рентгеновского излучения с энергией 20-40 кэВ сопоставимы с
частотой оптических вспышек и также изменяются в цикле СА.
Энергичные протоны и ионы во вспышках с энергией Ер > 0,01-1 000 МэВ-нуклон~х
могут возникать только в результате ускорения.
Протоны и ионы низких энергий £р < 10-30 МэВ никак не проявляют себя в атмо-
сфере Солнца. Вся информация о потоках и спектрах этих «малоэнергичных» прото-
нов и ионов может быть получена только при помощи прямых измерений СКЛ в сво-
бодном космическом пространстве.
Протоны (ионы) с энергиями > 10-30 МэВ взаимодействуют с веществом солнеч-
ной атмосферы, теряют свою энергию и, в зависимости от энергии, рождают нейт-
ральное излучение, которое может быть разделено по энергии частиц и механизму их
возникновения.
Излучение в узких гамма-линиях
Излучение в узких гамма-линиях возникает вследствие ядерных реакций ускорен-
ных до энергий -10-30 МэВ/нуклон протонов, альфа-частиц и тяжелых ядер с прото-
нами, ядрами гелия и другими тяжелыми ядрами солнечной атмосферы. Область
энергии фотонов этих гамма-линий лежит в интервале энергий 0,15-17 МэВ.
Наиболее интенсивные линии возникают при переходе из возбужденных со-
стояний ядер 12С и имеют энергию 4,438 МэВ, и ядер |6О с энергией 6,129 МэВ
(см. рис. 2.3.11-2.3.13). На рис. 2.3.11 приведены временные профили излучения,
измеренные в различных энергетических интервалах на ИСЗ INTEGRAL во вспышке
28 октября 2003 г. Временной профиль в интервале энергий 7-15 МэВ отражает по-
ведение тормозного излучения электронов. Временной профиль излучения в интер-
286
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.3.11. Усредненные по 15 с временные профили излучения,
измеренные в различных энергетических интервалах
на ИСЗ INTEGRAL во вспышке 28 октября 2003 г.
Рис. 2.3.12. Спектры у-излучения, полученные во временных
интервалах А, В, С. Пунктирными вертикальными линиями
отмечены номинальные энергии линий 2,223, 4,4 и 6,1 МэВ,
обозначенные на рис. 2.3.11
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
287
вале энергий 4,4-6,1 МэВ представляет со-
бой сумму наиболее сильных ядерных ли-
ний излучения 12С (4,4 МэВ) и 16О (6,1 МэВ),
полученную после вычитания непрерыв-
ного излучения в этом диапазоне. Верти-
кальными линиями отмечены фазы вспыш-
ки А, В, С, в которых изменяется интен-
сивность излучения и его спектральный
состав (133-208 с, 208-403 с и 403-853 с
после 11:00.00 UT соответственно).
Высоко эффективны для возбуждения
подобных наиболее интенсивных линий
протоны с энергией Ер = 10-30 МэВ. Время
жизни возбужденных состояний т=10"12с
или меньше, поэтому линии излучаются
немедленно без видимого запаздывания и
носят название прямых линий. К нас-
тоящему времени было идентифицировано
17 таких относительно узких линий.
В табл. 2.3.1 приведен список этих ли-
ний и ядер, которые излучают эти линии
при снятии возбуждения. Также в табл. 2.3.1
приведена энергия аннигиляционной линии
и линии захвата нейтронов, о которых речь
пойдет ниже.
Приведенные в табл. 2.3.1 значения па-
раметров и их неопределенности были по-
лучены при аппроксимации суммы спектров
19 вспышек, измеренных на ИСЗ Solar Ma-
ximum Mission (SMM) прибором GRS. Зна-
Рис. 2.3.13. Измеренные в интервалах
В и С линии и формы этих линий,
рассчитанные в предположениях
различных угловых распределений
падающих протонов. Видно, что
различить их практически невозможно
чения энергий этих линий находятся в хорошем согласии с лабораторными данными
(табл. 2.3.1 взята из работы (Share and Murphy, 1998)).
Нейтроны
Нейтроны возникают в ядерных реакциях ускоренных ионов с веществом атмо-
сферы Солнца, как и прямые у-линии. Наиболее важная реакция образования нейтро-
нов - это взаимодействие протонов с ядрами 4Не. Энергетический порог такой реак-
ции Ер = 30 МэВ. Возникшие в этой реакции нейтроны могут иметь различную даль-
нейшую судьбу.
Оставшиеся на Солнце нейтроны могут быть захвачены ядрами прежде, чем они
распадутся. Реакция захвата 3Не + п —* 3Н + р происходит без излучения фотонов, в
то время как в результате реакции Н + п —* 2Н + у испускаются фотоны с энергией
Еу = 2,223 МэВ. Линия Еу = 2,223 МэВ запаздывает относительно прямых гамма-ли-
ний приблизительно на 80 секунд (см. рис. 2.3.11). Ее запаздывание возникает из-за
288
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Таблица 2.3.1
Прямые гамма-линии
Энергия, МэВ Полуширина линии, кэВ Идентификация линий, энергия, МэВ
- ”Ni (0,339)
0,452 ± 0,003 17 ± 2 ’Be, ’Li (0,429; 0,478)
0,513 ±0,002 <2 е+е~-аннигиляция (0,511)
-0,841 - 56Fe (0,847)
0,937 - i8F (0,937)
1,03 ±0,01 7±3 18F, 58Co, 58Ni, 59Ni (1,00; 1,04; 1,05; 1,08)
1,234 - 56Fe (1,238)
1,317 - 5SFe (1,317)
1,371 ±0,005 1,9 ±2,0 24Mg (1,369)
1,630 ±0,002 2,8 ±0,5 20Ne (1,633)
1,781 ±0,005 3,0 ± 1,4 28Si (1,779)
2,221 ±0,001 < 1,5 захват нейтрона атомом H (2,223)
2,27 - 14N, 32S (2,313; 2,230)
3,332 - 20Ne (3,334)
4,429 ± 0,003 3,5 ± 0,3 12C (4,439)
5,300 - 14n, 15n, ,5O
6,134 ±0,005 2,3 ± 0,3 16O (6,130)
6,43 - “C (6,337; 6,476)
6,981 ±0,012 4,1 ±0,4 14N, 16O (7,028; 6,919)
конечного времени захвата нейтронов протонами, так как нейтрон, прежде чем быть
захваченным протоном, должен замедлиться до тепловой энергии.
Поскольку время захвата нейтронов зависит от плотности протонов и ядер 3Не,
изучение временного поведения линии 2,223 МэВ может дать информацию об отно-
сительном содержании ядер 3Не и глубине атмосферы, на которой произошло взаи-
модействие. Анализ спада интенсивности линий в нескольких вспышках показал, что
захват осуществляется, в основном, в фотосфере при концентрации водорода
пр > 1,3-1017 см~3. Отношение 3Не/Н, полученное из временного хода линии 2,223 МэВ
во вспышке 3 июня 1982 г., составляет (2,3 ± 1,2)-10~5. Эта величина близка к значе-
нию, которое было оценено в предположении, что турбулентное перемешивание сол-
нечного вещества не меняет значительно содержание 3Не, созданное в результате
изначального ядерного синтеза в центре Солнца.
Некоторые нейтроны могут покинуть Солнце. Время жизни нейтрона составляет
«11,5 мин. Часть нейтронов распадается на пути согласно реакции п —> р + е + у. Это
время сравнимо с временем пролета энергичных нейтронов от Солнца до R = 1 а. е.
Поэтому лишь некоторая доля потока (зависящая от их скорости/энергии) может
достичь окрестности Земли. Продукты распада нейтронов наблюдались в экспери-
менте на ИСЗ Solar Maximum Mission (SMM). Энергичные протоны, образующиеся
при таком распаде, распространяются затем в ММП.
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
289
Поток, фотон см 2-с ’-кэВ 1
Ю10
10-
Непрерывный
SXR-спектр
л°-распад
Рентгеновское
и у-излучение
Излучение
в у-линиях
10(
10'
Потенциальная энергия
магнитного поля короны:
горячая плазма
Т>2-107К
ускоренные электроны
с энергией 10-100 кэВ
ускоренные ионы
с энергией 10 МэВ - 2-4 ГэВ
Е, эВ
Рис. 2.3.14. Композитный спектр солнечной вспышки
Гамма-излучение от распада л-мезонов (пионов}
Возникновение пионов, для которого требуются протоны с энергией
Ер > 300 МэВ, приводит к появлению фотонов с энергией Еу > 10 МэВ либо в резуль-
тате прямого распада нейтральных пионов, либо в результате распада заряженного
пиона л1 на электрон и позитрон, которые, в свою очередь, замедляются, взаимодей-
ствуя с солнечным веществом, возбуждая при этом излучение. Потеряв энергию, по-
зитроны аннигилируют с окружающими электронами, либо испуская два у-кванта с
энергией 0,511 МэВ (аннигиляционная линия), либо через позитроний, распадаю-
щийся на три фотона с энергией меньше
0,511 МэВ.
Распад нейтральных пионов л° при-
водит к возникновению характерного ши-
рокого максимума в спектре в области
энергий 60-100 МэВ. Если энергия про-
тонов значительно превышает порог ре-
акции, приведший к рождению пионов, то
непрерывный спектр гамма-излучения с
энергиями фотонов > 100 МэВ должен
простираться до энергий, сравнимых с
максимальной энергией ускоренных во
вспышке протонов. Такое жесткое у-из-
лучение с выраженной широкой линией
распада л° было зарегистрировано в не-
скольких мощных вспышках вблизи мак-
симума 22-го цикла СА на ИСЗ CGRO,
ГРАНАТ и ГАММА, а в 23-м цикле на
ИСЗ КОРОНАС-Ф. На рис. 2.3.14 пред-
ставлен расчетный композитный спектр
Поток, фотон-см 2-с ’-МэВ 1
10'7 --------------1-------------------1-------------
102 103 Е, МэВ
Рис. 2.3.15. Спектр жесткого у-излучения,
зарегистрированного в мощной солнечной
вспышке 15 июня 1991 г. на ИСЗ ГАММА
с помощью гамма-телескопа «Гамма-1».
Энергия фотонов во вспышке превышает
2 000 МэВ, что свидетельствует
об ускорении протонов
до сверхвысоких энергий
290
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
всех излучений с энергией > 1 кэВ, которые могут быть зарегистрированы в мощ-
ных вспышках. Далее на рис. 2.3.15 и 2.3.16 приведены два примера реальных
спектров с жестким у-излучением, в которых была достоверно выявлена широкая
линия распада л°.
Рис. 2.3.16. Развертка во времени спектров жесткого у-излучепия,
зарегистрированного на ИСЗ КОРОНАС-Ф с помощью
гамма-спектрометра «СОНГ» во время развития мощной солнечной
вспышки 28 октября 2003 г. (данные о у-излучении в линиях
для этой вспышки приведены на рис. 2.3.11-2.3.13)
2.3.4. Классификация вспышек по энергии и сопоставление энергии
различных видов солнечных излучений
Раньше в литературе энергию вспышки определяли по одному из вторичных из-
лучений - произведению площади свечения в линии На, характеризующей нагрев
нижней хромосферы, на яркость этого свечения, связанную также с мощностью ис-
точника. В последние годы используют также классификацию, основанную на пат-
рульных однородных измерениях на серии ИСЗ GOES амплитуды теплового рентге-
новского всплеска во вспышке в интервале энергий \ЕХ= 0,5-10 кэВ (0,8-0,05 нм).
Рентгеновские вспышки дают наилучшую основу для долгопериодных исследований,
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
291
в частности, для сопоставления с большим числом протонных событий. Измерения в
рентгеновском диапазоне на ИСЗ серии GOES предоставили исследователям длин-
ные, полученные за 30 лет, и однородные ряды данных почти без пропусков, разно-
образие и количественный характер которых облегчают классификацию. Рентгенов-
ские наблюдения не так зависят от долготы вспышки как оптические и позволяют
регистрировать близкие залимбовые события. Главные недостатки рентгеновских
наблюдений: отсутствие данных до 1975 г. и до последнего времени (доСОЕБ-12)
невозможность непосредственно локализовать событие на Солнце. Использование
оптических наблюдений вместе с рентгеновскими позволяет нивелировать этот не-
достаток.
Эта вторая (новая) классификация точнее, в ней присутствует гораздо меньше
наблюдательного субъективизма и модельных предположений. На рис. 2.3.17
приведен пример регистрации рентгеновского излучения на ИСЗ GOES-12 в сен-
тябре 2005 г.
В табл. 2.3.2 и 2.3.3 приведены обе эти классификации.
Сентябрь 2005 г., UT
Рис. 2.3.17. Временной ход рентгеновского излучения,
зарегистрированного на ИСЗ GOES-12 в период всплеска вспышечной
активности в сентябре 2005 г. для длин волн: 1 - 0,1-0,8 нм;
2 - 0,05-0,4 нм. Видно, что вспышка 7 сентября имела балл XI7.
Иными словами, эта вспышка была одна из самых мощных вспышек,
зарегистрированных за 30 лет рентгеновских измерений
Комплексные наземные и космические эксперименты последних лет позволили
измерить и сопоставить доли энергии, уносимой тем или иным видом вспышечных
излучений. Безусловно, эти соотношения могут изменяться от события к событию.
Однако было показано, что в среднем энергия, излученная в оптическом диапазоне в
мягком SXR Ех < 20 кэВ и в жестком HXR Ех > 20 кэВ рентгеновском излучении, в
у-излучении, и энергия частиц солнечных космических лучей могут служить некото-
рой мерой полной энергии солнечной вспышки (см. табл. 2.3.2).
292
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Таблица 2.3.2
Классификация вспышек по яркости и площади свечения линии На
Относительная интенсивность (яркость) Площадь, кв. град.
<2,0° 2,1-5,1 5,2-12,4 12,5-24,7 >24,7
Слабая (f) Sf If 2f 3f 4f
Нормальная (N) SN IN 2N 3N 4N
Яркая (В) SB IB 2B 3B 4B
Субвспышка.
Таблица 2.3.3
Классификация вспышек по амплитуде рентгеновского всплеска
с энергией 0,5-10 кэВ (классификация GOES)
Балл вспышки А В С М X
Амплитуда рентгеновского всплеска на 1 а. е., Втм'2 (1-9,9)! О'8 А1-А9 (1-9,9)! О"7 В1-В9 (1—9,9)-10-6 С1-С9 (1-9,9)! 0'5 М1-М9 (1-30)1(Г4 Х1-Х30
В табл. 2.3.4 приведены наиболее вероятные значения энергии, уносимой различ-
ными электромагнитными излучениями солнечной вспышки, а также полная энергия
быстрых электронов (определенная из данных о жестком рентгеновском излучении с
энергией 20-1 000 кэВ) в зависимости от ее балла в Ha-излучении. Эти соотношения
могут быть использованы для вычисления энергетического баланса во вспышке и
для определения роли быстрых электронов во вспышечном процессе. Отметим здесь,
что ускоренные протоны, энергия которых превышает 100-200 кэВ, могут содержать
приблизительно такую же или даже большую долю энергии, чем электроны.
Таблица 2.3.4
Оценка энергии, [эрг] различных излучений солнечной вспышки
в зависимости от ее балла по линии На на 17?с (Kurt, 1990)
Балл На Вид излучения
оптическое тепловое рентгеновское Ее ( > 25 кэВ)
SN (2-6)-1027 11028 (2—3)-1028 (3-9)-1028
SB (0,4-1,5)! О28 2-1028 (0,8-2)10” (1-2) 10”
IN (2-5)-1028 110” (2-4)10” (2-3) 10”
IB (0,4-1,5)! О2’ (2-3)10” (2-5)10” (3-10)10”
2N (2-5)-102’ (1,5-2,5)-1О30 (0,4-1,7)! О30 (1-3)1030
2В (О,5-1,5)-1О30 (3-5)-1030 (1-3)1О30 (2-4)-103'
ЗВ (0,9-2)! О32 (3-5)-1031 (1-4)1031 (3—7)-1031
ГЛАВА 2.3
СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ
293
Число вспышек, измеренное в единицу времени, зависит от их полной энергии 8
(в баллах) следующим образом:
^сП(е>£о)«Я£-°'4±о’15.
Величина А - среднесуточное число вспышек с энергией 8о - меняется в цикле
солнечной активности. Самые мощные вспышки балла > ЗВ (б ~ 1032-1033 эрг) по-
являются несколько раз в год во время максимума солнечной активности. В такие
периоды частота самых маленьких вспышек - микровспышек е~ 1026 эрг - может
составлять примерно 1 вспышку в 5 минут.
ЛИТЕРАТУРА
Де Ягер К. Строение и динамика солнечной атмосферы Солнца. М.: ИЛ, 1962.
Железняков В.В. Радиоизлучение Солнца и планет. М.: Наука, 1964.
Каплан С.А., Пикельнер С.Б., Цытович В.И. Физика плазмы солнечной атмосферы. М.: Наука, 255 с., 1977.
Каплан С.А., Цытович В.Н. Плазменная астрофизика. М.: Наука, с. 437, 1972.
Логачев Ю.И., Писаренко Н.Ф., Курт В.Г. Космическая биология и медицина. Под общ. ред. Газенко О.Г.,
Григорьева А.И., Никогосяна А.Е., Молера С.Р., 1996.
Прист Т. Форбс. Магнитное пересоединение. М.: Физматиздат, с. 591, 2005.
Сомов Б.В. Космическая электродинамика и физика Солнца. М.: Изд-во Московского ун-та, с. 287, 1993.
Сыроватский С.И. ЖЭТФ, т. 40, 1788, 1961.
Сыроватский С.И. ЖЭТФ, т. 50, 1133, 1966.
Сыроватский С.И. АЖ, т. 43, 2, 1966.
Dennis B.R., Schwarz R.A. Solar flares: The impulsive phase. Solar Physics, v. 121, p. 77, 1989.
Giovanelli R.G. A Theory of chromospheric flares. Nature, v. 158, pp. 81-82, 1946.
Kiener J., Gros M., Tatischeff V., Weidenspointner G. Properties of the energetic particle distributions during the
October 28, 2003 solar flare from INTEGRAL/SPI observations, p. 445, 2006.
Kuznetsov S., Kurt Victoria, Yushkov B., Myagkova I., Kudela K., Belov A., Mavromichalaki H., Caroubalos C.,
HilarisA., Preka-Papadema G., MussasX. October 28, 2003 X10 Flare: High Energy Gamma Emission,
Type II Radio Emission and Solar Particle Observations. International Journal of Modem Physics A, 2005.
Kurt V.G., Akimov V.V., Leikov N.G. In: AIP Conf. Proc. Eds. Ramaty R., Mandzhavidze N. High Energy Solar
Physics, v. 374, 237, 1996.
Petchek H.T. AAS NASA Symp. Phys. Solar Flares, p. 426, 1963.
Priest E.R. Solar Flare Magnetohydrodynamics. L., Gordon and Breach, 1981.
Share G.H., Murfy R. J. Ap. J., v. 508, 876, 1998.
Somov B.V. Physical Processes in Solar Flares. Dordrecht: Kluwer Academic, 121, p. 77, 1992.
Wang Y.-M., Pick M., Mason G.M. Coronal Holes, Jets and the Origin of ЗНе-Rich Particle Events. Ap. J., v. 639,
pp. 495-509, 2006.
Zirin H., Sammis I., Tang F. The Magnetic Circumstances of Large Flares. In: High Energy Physics. Eds.
Ramaty R., Mandzhavidze N. ASP Conf. Series, v. 206, 2000.
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
Белов А.В.1; Курт В.Г.2
1ИЗМИРАН
2 НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
В космической плазме благодаря высокой проводимости генерируются маг-
нитные поля. Энергия магнитных полей накапливается, и при определенных ус-
ловиях происходит быстрое освобождение этой накопленной энергии - своеоб-
разный электродинамический взрыв. Этот взрыв сопровождается направленными
выбросами плазмы, мощными потоками тепла и излучения, импульсным ускоре-
нием частиц до высоких энергий. Это явление весьма распространено. Его можно
наблюдать в различных нестационарных процессах на звездах, в частности, на
Солнце, в магнитосфере Земли. Рентгеновские и УФ-телескопы позволили изу-
чать возникновение и развитие таких нестационарных явлений в атмосфере
Солнца.
Частицы могут также быть ускорены и на фронте ударной волны при ее рас-
пространении в межпланетном пространстве, и в областях взаимодействия разно-
скоростных потоков солнечного ветра.
Однако наиболее интенсивные потоки энергичных (надтепловых частиц) ока-
зываются ассоциированными с солнечными вспышками и иногда с другим неста-
ционарным процессом на Солнце - исчезновением волокна. Солнечными косми-
ческими лучами (СКЛ) называют ускоренные на Солнце и затем «убежавшие» в
межпланетное пространство заряженные частицы: электроны, протоны и ядра бо-
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
295
лее тяжелых элементов, энергия которых заключена в интервале от нескольких де-
сятков кэВ до десятков и сотен МэВ, а иногда и выше. Динамические процессы в
гелиосфере изменяют распределение частиц в пространстве и их энергию, что при-
водит к огромному разнообразию наблюдаемых характеристик СКЛ.
СКЛ интенсивно изучаются уже свыше 50 лет, первое событие в СКЛ зареги-
стрировано в 1942 г. наземными детекторами. Уже первые наблюдатели отмечали
связь потоков СКЛ с солнечными вспышками. Эта связь вполне очевидна для на-
земных возрастаний СКЛ, которые обычно наблюдаются одновременно или непо-
средственно после очень больших вспышек. В тех случаях, когда нет явных дан-
ных о мощной вспышке на видимой части Солнца, существуют убедительные
косвенные свидетельства того, что такая вспышка происходила за солнечным
лимбом. Наземными приборами могли быть замечены события в СКЛ огромной
мощности. Измерения в стратосфере и на космических аппаратах, повышение
чувствительности методик регистрации частиц привело к значительному увели-
чению числа зарегистрированных событий СКЛ. Сейчас аппаратура на спутниках
реагирует практически на все возрастания потоков СКЛ над фоновым уровнем,
имеющие место в околоземном космическом пространстве. Можно утверждать,
что в настоящее время ни одно такое событие в СКЛ в окрестности Земли не ос-
тается незамеченным.
Движение ускоренных частиц определяется не только магнитным полем актив-
ной области, но и более крупномасштабными полями. Большая часть ускоренных
во вспышках заряженных частиц сразу попадает в плотные слои атмосферы Солнца
и теряет свою энергию на столкновения с ионами и электронами вещества плазмы.
Заряженные частицы, попавшие на замкнутые силовые линии (в своеобразную маг-
нитную «ловушку»), могут достаточно долго на них находиться, иногда до пол-
ной потери энергии. В частности, именно такие захваченные электроны излучают
радиовсплески I и IV типов.
При столкновениях с веществом электроны создают непрерывное излучение с
падающим спектром. При этом энергия фотонов всегда меньше энергии электрона.
Это излучение называют тормозным. Эффективность такого процесса не превы-
шает 10’3. Протоны создают у-линии, излучаемые наиболее интенсивно в диапазоне
энергий 0,5-10 МэВ, и нейтроны. Если же протоны были ускорены до энергий
200-300 МэВ и выше, то в результате их взаимодействия с веществом возникает
также гамма-излучение с энергиями > 30 МэВ и непрерывным спектром с харак-
терным широким максимумом в области энергий 60-100 МэВ (см. гл. 2.3).
Может оказаться, что некоторые силовые линии магнитного поля вблизи облас-
ти ускорения уходят непосредственно в межпланетное пространство (открытая
конфигурация магнитного поля), тогда частицы могут покинуть область сильного
поля сразу. Если частицы оказались захваченными в магнитной ловушке, то из-за
дрейфа в магнитном поле и рассеяния при взаимодействии с веществом короны с
потерей энергии или рассеяния на плазменной турбулентности они постепенно
попадают на открытые силовые линии и уходят из области вспышки.
Итак, процесс ухода частиц из области вспышки на большие расстояния от
Солнца - случайный процесс, ибо движение заряженных частиц происходит в
296
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
24 ноября 1997 г.
18 июня 1999 г.
3 июля 1999 г.
Рис. 2.4.1. Структура магнитного поля с открытыми силовыми линиями
вблизи области вспышки (Wang, Pick, Mason, 2006). Стрелкой указано
направление выхода заряженных частиц, ромбиками
отмечены области вспышек
магнитном поле нескольких источников. В результате этого наблюдаемые на
1 а. е. потоки СКЛ обусловлены не только мощностью солнечной вспышки и ее
координатами, но также и конфигурацией магнитного поля активной области
и солнечной короны (рис. 2.4.1). Состояние межпланетной среды также пере-
менно как во времени, так и в пространстве. Все эти факторы приводят к боль-
шому разбросу наблюдаемых временных профилей интенсивности тяжелых
частиц и электронов различных энергий, ядерного состава и энергетических
спектров СКЛ.
2.4.1. Распространение частиц СКЛ в межпланетном пространстве
После выхода из ближайших окрестностей Солнца - (1-5)7?с - частицы попадут в
межпланетное магнитное поле (ММП). При движении в магнитном поле сохраняется
магнитный момент частицы, т. е. остается постоянным отношение:
sin2a(r) / B(r) = const,
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
297
где а - угол между силовой линией ММП и вектором
скорости частиц (питч-угол частицы); В(г) - напря-
женность ММП; г - расстояние от Солнца.
Вследствие этого в расходящемся (уменьша-
ющемся) с расстоянием поле должна происходить
коллимация частиц. На пути от Солнца до Земли
магнитное поле убывает больше чем в 100 раз,
следовательно, на орбите Земли угол а —> 0 при
любом начальном угле вылета частиц вблизи Солн-
ца. Ничего подобного в эксперименте не обнару-
жено. Измеренные на 1 а. е. потоки частиц наблю-
даются в широком интервале питч-углов, довольно
часто они распределены практически изотропно по
отношению к силовой линии ММП, что связано с
рассеянием частиц по пути от Солнца. Рассея-
ние частиц вызывается флуктуациями (неоднород-
ностями различных размеров) в ММП, рассеива-
ющими частицы различных энергий. ММП посто-
Рис. 2.4.2. Геометрия линий
ММП. Показаны три возможных
случая: а - нет флуктуаций;
б - флуктуации средних
масштабов; в - флуктуации,
меняющиеся во времени
и в пространстве
янно изменяется во времени и в пространстве
(см. рис. 2.4.2). Мощность колебаний магнитного поля меняется в цикле солнеч-
ной активности сильно - в несколько раз или даже на порядок величины. Кроме
того, при удалении от Солнца мощность колебаний уменьшается Л(г) ~ г-3
(см. гл. 2.6).
Движение заряженных частиц в таком поле будет состоять из движения вдоль
среднего регулярного поля <В(г)> с коллимацией частиц при этом движении и
их рассеяния на встречающихся магнитных неоднородностях (турбулентности).
При взаимодействиях с магнитными неоднородностями частицы наиболее эффек-
тивно рассеиваются на неоднородностях поля с размером £, близким к лармо-
ровскому радиусу частицы:
Rl = ср/z <В(г)>,
где р - импульс частицы; z - ее заряд; с - скорость света.
При L<^Rl частицы рассеиваются на очень малый угол, при L^>Rl части-
ца, двигаясь вдоль силовой линии, огибает неоднородность так, что угол рассея-
ния оказывается также малым. При взаимодействии частицы с крупномасш-
табным усилением поля может произойти также ее зеркальное отражение от не-
однородности. Как правило, угловое распределение частиц относительно силовой
линии магнитного поля имеет осевую симметрию - осью служит направление
ММП.
Классическое описание движения заряженных частиц в квазилинейном при-
ближении при рассеянии на магнитных неоднородностях (Jokipii, 1966; Дорман,
1968) остается краеугольным камнем нашего понимания распространения косми-
ческих лучей в гелиосфере и Галактике в течение 40 лет. Наиболее простой моде-
лью, описывающей процесс распространения частиц, учитывающий рассеяние на
298
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
магнитных неоднородностях, является модель
изотропной диффузии, предложенная в самом на-
чале изучения СКЛ (см. Дорман, 1968). Эта про-
стейшая модель в случае неограниченной среды и
не зависящего от г коэффициента диффузии k(E)
дает правильное описание временной зависимости
потока частиц с энергией Е, времени наступления
максимума потока заданной энергии и ряда других
характеристик, например, скорости спада потока
со временем. Эксперимент, однако, показывает,
что событий, которые можно описать простой
диффузией, сравнительно немного. Как правило,
такие события были зарегистрированы для про-
тонов и ядер достаточно высоких энергий, напри-
мер, для протонов энергией Ер > 100 МэВ и для
электронов с энергиями > 40 кэВ. Протоны и ядра
Рис. 2.4.3. Образование
регулярного ММП
меньших энергий имеют значительно более разнообразные временные профили
потоков, что говорит о существовании различных возможностей при распростра-
нении частиц в межпланетном пространстве.
N, имп.-с 1
Рис. 2.4.4. Временное поведение потоков
протонов и электронов, зарегистрированное
приборами ИСЗ «Прогноз-6» после удобно
расположенной вспышки балла 2В
22 ноября 1977 г. Коэффициент р
определяет радиальную зависимость
коэффициента диффузии,
т. e.K(E,r)«/C(£)r’p
В системе координат, неподвижной
относительно Солнца, линии квазире-
гулярного магнитного поля приобрета-
ют вид спиралей Архимеда:
r=(t/CB/^)<P>
степень закрученности которых на кон-
кретном расстоянии г определяется ради-
альной скоростью истечения солнечного
ветра (7св (рис. 2.4.3). Таким образом,
наиболее удобная силовая линия, связы-
вающая Солнце с Землей, может выхо-
дить из разных солнечных долгот: если
[/св ~ 300-400 км-с"1, долгота связи близ-
ка к 60-70°W, при [/св ~ 700-800 км с’1
долгота связи перемещается к централь-
ному меридиану и становится близкой к
30-40°W. Теоретически в случаях, когда
частицы были ускорены во вспышке,
расположенной вблизи такой «удобной»
силовой линии, они получают больше
шансов быть зарегистрированными на
1 а. е. На рис. 2.4.4-2.4.6 приведена ти-
пичная зависимость потока частиц раз-
личной энергии от времени, наблюда-
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
299
Январь
Рис. 2.4.5. Пример диффузионного возрастания потоков частиц
от вспышки Х7.1/2В (14°N, 60°W) для энергий: 1 - более 10 МэВ;
2 - более 50 МэВ; 3 - более 100 МэВ. Овалом выделен интервал
времени вблизи прохождения фронта ударной волны
емая на 1 а. е. при диффузионном распространении от солнечных вспышек, распо-
ложенных в интервале «удобных» долгот. Эта картина получила название диффу-
зионной волны и в той или иной степени всегда присутствует в каждом одиночном
событии. Однако следует отметить, что общее предположение о том, что долгота
вспышки (источника СКЛ) является основанием спирали Архимеда и именно уда-
ление этой долготы от основания силовой линии магнитного поля, проходящей че-
рез точку наблюдения СКЛ, определяет возможность их регистрации, может в не-
которых случаях быть неверным. См., в
частности рис. 2.4.7, когда частицы при-
шли от вспышки, расположенной на вос-
точном лимбе Солнца.
Внутреннее корональное поле нера-
диально, именно оно контролирует дви-
жение заряженных частиц ниже 2,57?с- В
частности, следует ожидать, что если про-
изошло импульсное вспышечное событие,
которое не сопровождалось выбросом
масс (КВМ) и глобальной перестройкой
магнитного поля, то ассоциированные с
ним СКЛ должны регистрироваться толь-
ко тогда, когда биполярные закрытые
структуры, в которых произошло ускоре-
ние, имеют связь с открытыми силовыми
линиями магнитного поля, связывающими
Солнце и Землю. А эти, последние, могут
Поток протонов, см 2-с '-ср '-МэВ 1
Рис. 2.4.6. Временное поведение потоков
протонов высоких энергий,
зарегистрированное приборами ИСЗ GOES
и наземными нейтронными мониторами
после удобно расположенной вспышки
балла ЗВ 15 июня 1991 г.
300
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Сентябрь 2005 г.
Рис. 2.4.7. Уникальный случай возрастания СКЛ от вспышки XI7,
произошедшей на восточном лимбе. Энергия частиц:
1 - более 10 МэВ; 2 - более 50 МэВ; 3 - более 100 МэВ
быть удалены от вспышечной области. В настоящее время стало ясно, что одна
лишь локализация вспышки На недостаточна для целей предсказания возможности
регистрации СКЛ и может оказаться в некоторых случаях ошибочной без восста-
новления общей структуры поля и пространственных измерений в ультрафиолето-
вом, рентгеновском диапазонах и радиоданных. Процедура такого трассирования
линий коронального поля, описанная в (Pick et al., 2006, см. рис. 2.4.1), позволяет
локализовать область выхода СКЛ после таких вспышек, так как частицы дви-
жутся по уже существующим открытым силовым линиям, конфигурация которых
хорошо может быть восстановлена на основании карты фотосферных магнитных
полей.
Генерация КВМ, его распространение во внешней короне и ММП и образование
ударной волны на его фронте значительно изменяет условия распространения
протонов и ядер с энергиями < 10-30 МэВ/нуклон, приводя к дополнительному
их ускорению иногда до 50-100 МэВ вблизи ударной волны и накоплению частиц за
фронтом.
Итак, основные свойства СКЛ, наблюдаемые на 1 а. е., могут определяться не
только величиной солнечного события и эффективностью солнечного ускори-
теля, но также и конфигурацией магнитного поля активной области и солнечной
короны и состоянием межпланетной среды.
Подробнее об экспериментально полученных характеристиках СКЛ, в част-
ности, о гелиодолготной зависимости вероятности наблюдения СКЛ, будет написа-
но ниже.
Сложный закон проникновения заряженных частиц внутрь магнитосферы Зем-
ли вносит изменения в наблюдаемый поток по сравнению с потоком частиц в сво-
бодном космическом пространстве. Поэтому как абсолютная величина потока, так
и его зависимость от времени могут заметно отличаться для одинаковых детек-
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
301
торов (обычно нейтронных мониторов),
расположенных в различных географиче-
ских пунктах.
Примером этому может служить по-
следнее наземное возрастание GLE
{ground level enhancement), которое было
зарегистрировано 20 января 2005 г. после
вспышки балла ЗВ/XI7. Максимальная
энергия протонов в этом событии пре-
вышала 10-15 ГэВ. На рис. 2.4.5 приве-
дена зависимость величины возрастания
от времени, измеренная на ИСЗ GOES на
геостационарной орбите. На рис. 2.4.8
приведены временные профили наземно-
го возрастания, измеренные несколькими
станциями. Видна огромная разница в
интенсивности и во временном профиле
наземного возрастания, измеренного
станциями, расположенными на различ-
ных высотах и геомагнитных широтах и,
кроме того, принимающих излучение,
приходящее с различных направлений.
Время, UT
Рис. 2.4.8. Наземное возрастание СКЛ после
вспышки 20.01.2005 г. Х7.1 /2В
(14°N, 60°W). Станция Южный полюс:
широта ф = -90°, долгота X = 0°,
ЯэФФ = 0,11 ГВ; Мак-Мердо:
ф = 77,7°, X = 166,2°, /?эфф = 0,05 ГВ;
Клаймакс: ф = 39,37°, X = 253,2°,
ЯЭфф = 3,03 ГВ; Апатиты: ф = 67,55°,
X = 33,43°, /?эфф = 0,64 ГВ
Этот пример свидетельствует о том, что угловое распределение высокоэнергичных
частиц, приходящих к Земле, бывает крайне анизотропным.
2.4.2. Состав СКЛ, распределение СКЛ по энергиям (спектры частиц)
Состав ускоренных во вспышках частиц передает состав атмосферы Солнца в
области ускорения. Условия, обеспечивающие ускорение частиц, возникают во
вспышках, как правило, в активных областях, где наблюдаются динамические про-
цессы, движения солнечного вещества-плазмы и изменения магнитного поля, т. е. в
центрах активности Солнца. Состав атмосферы в центрах активности может значи-
тельно отличаться от среднего состава атмосферы Солнца. В очень мощных
вспышках появляется большое число энергичных частиц, и обычно предполагают,
что ускорение захватывает очень большие объемы солнечной атмосферы и частич-
но осуществляется ударной волной. В этом случае различные аномалии солнечной
атмосферы, относящиеся к области первоначального ускорения, оказываются сгла-
женными, и состав ускоренных частиц в широком интервале энергий достаточно
хорошо передает средний состав атмосферы Солнца. В импульсных вспышках об-
ласть ускорения расположена довольно низко на высотах (4-10)-109 см над уровнем
фотосферы или даже в переходном слое. Таким образом, она оказывается значи-
тельно меньшей, обладает химическим составом, отличным от среднего, и веще-
ство в ней не полностью ионизовано.
302
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Кроме того, механизмы ускорения частиц обладают различной эффективностью
для разных частиц и изотопов, в частности, некоторые могут быть более эффектив-
ны для изотопа 3Не и некоторых тяжелых ядер. В самом деле, были зарегистри-
рованы очень слабые по интенсивности возрастания СКЛ, обогащенные 3Не и
тяжелыми элементами (коэффициент обогащения в таких событиях мог достигать
значений /С = 3Не/4Не~ 1). Такие богатые гелием-3 вспышки, как правило, обога-
щены также тяжелыми элементами по сравнению с составом элементов на Солнце.
Практически все обогащенные 3Не события с энергией Е = 1 МэВ/нуклон были
ассоциированы с очень слабыми вспышками и потоками солнечных электронов с
энергией Ее~ 2-100 кэВ. Очень хорошая временная корреляция и подобная форма
спектров всех компонентов этих событий свидетельствует о том, что один и тот же
ускорительный процесс в этих событиях отвечает за ускорение электронов, про-
тонов и ядер.
Измерения потоков электронов представляют большую область в исследовании
СКЛ и межпланетной среды. В составе СКЛ обязательно присутствуют и элект-
роны, хотя доля вышедших в межпланетное пространство электронов всего 10"3 от
полного числа ускоренных электронов.
Распределение частиц в зависимости от их энергии /(£) или их жесткости /(7?)
называется энергетическим, или жесткостным спектром:
dN!dE=f(E), или dN!dR=f(R).
Жесткостью частиц называется характеристика, определяющая поведение заря-
женных частиц в магнитном поле. Жесткость равна R=plz, где р - импульс частицы,
z - ее электрический заряд.
Ускоренные во вспышках заряженные часпнщы имеют падающий спектр, т. е.
чем больше энергия (импульс) частиц,
Рис. 2.4.9. Спектр инжекции протонов во
вспышке 8 декабря 1981 г. по измерениям
на межпланетной станции «Венера-13»,
т. е. пересчитанное к Солнцу полное число
испущенных во время вспышки частиц.
5 - показатель спектра
в степенном представлении
тем меньше их число. Это универсальный
закон всех естественных ускорительных
процессов. Здесь важны форма спектра,
вид функции: степенная или экспоненци-
альная, по энергии или по импульсу (же-
сткости) частиц.
Строго говоря, форму спектра уско-
ренных во вспышке частиц можно опре-
делить только из наблюдения у-квантов и
нейтронов для тяжелых частиц и рент-
геновского и радиоизлучения для элек-
тронов. Однако измерения нейтронов,
у-линий и, тем более, у-континуума в об-
ласти энергий > 50 МэВ до сих пор были
немногочисленны, и поэтому о спектре
ускоренных протонов судили на основа-
нии измерений протонов СКЛ.
Спектр вышедших из Солнца частиц
определяют из величин максимальных
амплитуд потоков различных энергий. На
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
303
практике чаще всего используют степен-
ное представление по энергиям, особенно
в интервале энергий 5-100 МэВ/нуклон
для протонов и ядер и 0,03-10 МэВ для
электронов. Наиболее вероятное значение
показателя спектра <8> = 2,5-3 получено
для большинства вспышек СКЛ, в кото-
рых максимальная энергия ускоренных
тяжелых частиц не превышает 100 МэВ.
На рис. 2.4.9 представлен спектр инжек-
ции частиц, полученный в результате из-
мерений максимальных потоков, пере-
считанный потом к Солнцу.
В очень мощных вспышках, когда
энергии ускоренных частиц превышают
20-500 МэВ, спектр, как правило, нельзя
описать простым законом. Этот факт кос-
венно свидетельствует в пользу предполо-
жения о том, что в этих вспышках дейст-
вовал не один механизм ускорения тяже-
лых частиц. Для описания спектра частиц
в таких вспышках в качестве аппроксими-
рующей функции используют экспоненци-
альный закон (в жесткостном представле-
нии спектра) или функцию Бесселя
(рис. 2.4.10).
Для понимания вспышечного процесса
необходимо сопоставление данных о СКЛ
и результатов исследования рентгеновско-
го излучения, у-линий и у-континуума, воз-
никающего при торможении ускоренных
во вспышках электронов и тяжелых час-
тиц. В частности, наибольшая энергия про-
тонов во вспышках определяется на основе
измерений наземных возрастаний GLE.
Эти данные позволили утверждать, что
Рис. 2.4.10. Комбинированные спектры,
полученные для нескольких самых мощных
событий СКЛ. Видно, что спектр
невозможно описать единым степенным
законом и что максимальная энергия
в этих событиях превышала 5 ГэВ
Рис. 2.4.11. Спектр межпланетных
электронов, потоки которых были
измерены на ИСЗ IMP-8. 5 - показатель
спектра в степенном представлении
максимальная энергия ускоренных во
вспышках протонов может достигать 15-20 ГэВ. Максимальная энергия электронов,
зарегистрированная на ИСЗ в СКЛ, не превышала 80 МэВ. С другой стороны, во
вспышке 26 марта 1991 г. максимальная энергия тормозного спектра у-континуума
достигала 300 МэВ.
Итак, совокупность данных о нейтральном и заряженном излучении солнечных
вспышек позволяет утверждать, что ускорение частиц даже до релятивистских энер-
гий может происходить за доли секунд. Максимальная энергия ускоренных электро-
нов достигает нескольких сотен МэВ, а максимальная энергия ускоренных протонов
превышает 15 ГэВ.
304
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.4.3. Статистические закономерности наблюдаемых протонных событий,
их связь с положением вспышек на диске Солнца и с характеристиками
вспышек в рентгеновском излучении
В статистических моделях космической погоды рассматривают и детально ис-
следуют характеристики потоков протонов с энергией Ер > 10 МэВ и величиной
потока /р > 10 частиц-см"2-с_1-ср_1 (единицы измерения которого обозначаются pfu -
particle flux unit). При этом, как правило, многие исследователи и инженеры поль-
зуются определением протонного события (СПС), введенного National Oceanic and
Atmospheric Administration of the Space Environment Services Center (NOAA SESC
2000). Согласно ему, протонный поток с энергией Ер > 10 МэВ представляет собой
результат 5-минутного усреднения данных, полученных на борту серии ИСЗ GOES
на геостационарной орбите. Начало протонного события определено как превыше-
ние над уровнем 10 pfu, измеренное в течение 15 мин. Конец события - это послед-
ний временной интервал, когда поток > 10 pfu. Таким образом, это определение,
мотивированное практическими нуждами, рассматривает возрастание потока про-
тонов после нескольких протонных событий и/или вызванное ударной волной как
одно протонное событие независимо от количества возможных солнечных (и меж-
планетных) источников.
Однако, на наш взгляд, важным является описание как физических свойств
СПС, так и их связи с солнечными источниками. Поэтому мы в нашем изложении
отдаем предпочтение статистическим результатам, основанным на каталогах СПС,
разделивших эффекты от различных источников. Следуя авторам этих каталогов,
мы считаем протонным событием эффект, связанный с одним источником. Мы по-
лагаем, что поток протонов вблизи Земли связан с полным энерговыделением во
вспышечном событии во время развития «родительской» - ассоциированной с
ним - вспышки. В результате этого энерговыделения происходит прямое ускорение
частиц, а затем может происходить ускорение на фронте ударной волны в короне
Солнца и в межпланетной среде. Все эти факторы формируют величину потоков
частиц, их энергетическое и угловое распределения вблизи Земли. Такой подход
делает выделение событий более трудным и менее доступным для формализации,
однако именно он позволяет получить основные статистические закономерности
протонных событий, наблюдаемых на 1 а. е.
Различие в подходе демонстрирует рис. 2.4.12 с известными событиями октября
1989 г. Из рисунка видно, что в реальности было несколько источников возрас-
таний потока СКЛ. В то же время в рамках системы NOAA этот период рассмотрен
как одно событие.
Наземными нейтронными мониторами с 1942 г. по настоящее время было заре-
гистрировано 69 событий СКЛ. Такие события называют наземными возрастаниями
(GLE). В настоящее время порог чувствительности аппаратуры, установленной на
ИСЗ, выше, чем 10"3 pfu. Таким образом, событие СКЛ, которое превышают фоно-
вый уровень в данный интервал времени, даже если величина потока в нем не пре-
вышает 10"2pfu, может быть выделено. С другой стороны, ясно, что если в каком
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
305
либо интервале времени потоки частиц достаточно велики, то даже возрастание
интенсивностью 103 pfu может быть пропущенным.
Рентгеновский поток, Вт м 2
Октябрь 1989 г.
Рис. 2.4.12. Пример серии протонных событий, связанных с активной
областью AR5747 в октябре 1989 г. Представлены рентгеновские (б)
и протонные (а) измерения на GOES-7 и 15-минутные данные
нейтронного монитора ст. Оулу (в). Пунктирная вертикальная линия
показывает начало геомагнитной бури с внезапным началом (SSC),
которая вызвана приходом ударной волны
Наиболее современная база данных, объединяющая информацию о протонных
возрастаниях у Земли и их возможных солнечных источниках, была создана в
ИЗМИР АН и НИИЯФ МГУ. За 28 лет (1975-2003) выделено 1144 протонных события
с энергией > 10 МэВ интенсивности /р > 10"2 pfu (Белов и др., 2005). В работе Белова
и др. подробно описана методика выделения событий и привязки их к солнечным
источникам. База создана на основе измерений потоков протонов на спутниках GOES
и IMP-8, данных нейтронных мониторов и измерений рентгеновского излучения
вспышек патрульным детектором GOES. Эта база данных легла в основу статистиче-
ского исследования характеристик СПС. Представленные ниже результаты исследо-
вания представляют собой статистически обоснованный фундамент для создания
моделей радиационной обстановки в свободном космическом пространстве.
306
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.4.3.1. Распределение протонных возрастаний по величине
В большинстве СПС максимальная энергия протонов не превышает 50-100 МэВ.
Такие события регистрируют достаточно часто, в годы высокой солнечной активно-
сти 2-3 раза в месяц. Реже, 2-3 раза в год, наблюдают события с энергией частиц
> 500 МэВ. Особенно мощные события, возникающие 1-2 раза за И-летний цикл
солнечной активности, характеризуются очень большими потоками ускоренных час-
тиц во вспышке, максимальные энергии которых достигают 10 ГэВ и выше.
Назовем функцией дифференциального распределения всех протонных событий
(с энергией частиц выше заданной) по величине потока частиц зависимость:
W(I) = dN(I)/dI,
где dN - это число зарегистрированных событий с величиной потока в интервале от I
до I + di.
Экспериментально полученные распределения (рис. 2.4.13) достаточно хорошо
могут быть аппроксимированы степенной зависимостью с показателями 0 = 1,37 ± 0,03
и р = 1,47 ± 0,06 для энергий > 10 МэВ и > 100 МэВ соответственно в широком интер-
вале максимальных потоков. Из рисунка видно, что в области малых потоков часть
событий недосчитывается. Этот эффект обусловлен просчетами слабых событий. В
области самых больших интенсивностей как будто наблюдается укручение наклона.
У кручение может свидетельствовать об особенностях ускорения частиц в суперсобы-
тиях. Однако число таких событий невелико и статистическая достоверность в этом
интервале потоков гораздо хуже, чем в остальных. Увеличение статистики со време-
нем может пролить свет на этот вопрос. Так произошло, в частности, с функциями
распределения числа рентгеновских вспышек от их амплитуды: завал в области
больших потоков распрямился, когда число событий значительно возросло.
Эта простая зависимость позволяет рассчитывать средние значения числа СПС
с заданной величиной потока протонов с энергией > 10 МэВ и > 100 МэВ за дли-
тельный период времени, например, за солнечный цикл.
Рис. 2.4.13. Распределение по величине протонных возрастаний для энергий протонов:
а - Е? > 10; б - Ер > 100 МэВ. Линии соответствуют степенной аппроксимации
взвешенных данных. Распределение получено за 28 лет
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
307
Более половины из выделенных 1 144 СПС с энергией Ер > 10 МэВ удалось доста-
точно надежно связать с рентгеновскими вспышками, положение которых на диске
Солнца практически всегда известно.
Примерно 600 СПС, потоки в большинстве из которых не превышают величину
10 частиц-см"2-с"1-ср"1, не удалось отождествить с конкретными вспышками на
Солнце, хотя их солнечное происхождение не вызывает сомнения.
2.4.3.2. Протонные события и активные области на Солнце
Часто протонные события наблюдаются сериями, когда одна из активных об-
ластей создает несколько протонных вспышек подряд. Создается впечатление, что
умение генерировать ускоренные частицы в различной степени присуще активным
областям. Некоторые из них могут ускорять частицы до ультрарелятивистких энер-
гий и демонстрируют это неоднократно (см. рис. 2.4.12), другие способны на ус-
корение только до десятков МэВ. Чрезвычайно продуктивной оказалась активная
область 10486 (3 GLE и не менее 10 протонных возрастаний в конце октября - на-
чале ноября 2003 г.).
Случаются большие группы пятен, не создающие ускоренных частиц, но обычно
они непродуктивны и в отношении мощных вспышек. Редко область, серийно соз-
дающая большие вспышки, оказывается не связанной с протонными событиями.
2.4.3.3. Временная зависимость появления СПС
Изучение долгопериодной временной зависимости показывает, что количество
рентгеновских вспышек с баллом > М4-М5 - можно использовать как индекс сол-
нечной активности, определяющий протонную продуктивность Солнца.
Были рассчитаны коэффициенты корреляции между среднемесячным количест-
вом вспышек с рентгеновским баллом > Ml, > М2, ... и т. д. до > ХЗ и количеством
всех СПС. Для вспышек > М5 коэффициент корреляции р оказался максимален и
равен 0,743. Сходство в поведении количеств мощных > М5 вспышек и протонных
событий хорошо видно на рис. 2.4.14. Соответствующая величина коэффициента
корреляции СПС с числом солнечных пятен Rz заметно меньше (р = 0,65). Для кор-
реляций с Rz величины р оказываются высокими лишь для среднегодовых значений
(см. также гл. 2.7).
Для среднегодовых значений коэффициенты корреляции выше. Наиболее тес-
ная линейная корреляция (с коэффициентом р = 0,933) приходится здесь на вспыш-
ки > М4.
2.4.3.4. Мощность вспышки и вероятность протонного события
617 СПС были надежно привязаны к солнечным вспышкам. Для вспышек с
рентгеновским баллом выше заданного порога была рассчитана доля вспышек,
после которых были зарегистрированы СПС. Для вычисления вероятности регист-
рации СПС использовались только центральные и западные (западнее 20°Е) вспыш-
ки (рис. 2.4.15).
308
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.4.14. Временные вариации количества вспышек балла
> М4 (а) и солнечных протонных событий (> 10 МэВ) (б),
наблюдавшихся за месяц в 1975-2003 гг.
Из рисунка видно, что произвольная рентгеновская вспышка имеет немно-
го (< 0,4%) шансов оказаться протонной. Хотя надо заметить, что истинная ве-
роятность, скорее всего, оказалась бы выше, если бы удалось увеличить число на-
дежных отождествлений. Доля протонных вспышек становится заметной, начиная с
интервала СЗ-М1. Каждая четвертая вспышка с баллом > М3 дает протоны. Начи-
ная со вспышек балла > XI становится значительной вероятность наземных возрас-
таний (GLE). В базе данных было восемь удобно расположенных западнее 20°Е
вспышек балла >Х10. Все они сопровождались протонными возрастаниями не
только для
> 100 МэВ.
вождались
НИЯМИ.
энергий > 10 МэВ, но и для
Большинство из них сопро-
также наземными возраста-
2.4.3.5. Распределение ассоциированных
вспышек по широте Солнца
Солнечные вспышки, в подавляющем
большинстве, возникают вблизи пятен в
активных областях. Напомним, что поло-
жение пятен на диске Солнца меняется с
фазой цикла солнечной активности: в на-
чале цикла пятна возникают на широтах
ср = ±35-40°, с развитием цикла их широта
постепенно понижается, и вблизи макси-
мума С А пятна располагаются на ср = ±15°.
Мощность рентгеновской вспышки
Рис. 2.4.15. Вероятность регистрации
протонного события от мощности (балла)
рентгеновской вспышки, расположенной
западнее 20°Е
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
309
В конце цикла пятна лежат на ср = ±5-8°. Поэтому расположение вспышек по
отношению к солнечному экватору (бабочки Маундера) меняется во время цикла СА
подобно положению пятен.
Положение «родительских» для СПС вспышек по отношению к солнечному эква-
тору повторяет циклическую широтную зависимость, обнаруженную ранее для всех
вспышек (рис. 2.4.16). Это означает, что потоки СКЛ, отождествленные с вспышка-
ми, могут приходить на 1 а. е. с солнечных широт, удаленных от плоскости эклипти-
ки на 40-50°. Этот экспериментальный факт требует отдельного обсуждения, при
этом следует учитывать и наличие гелиосферного токового слоя.
Гелиоширота, град.
1980 1985 1990 1995 2000 годы
Рис. 2.4.16. Бабочки Маундера для всех рентгеновских
вспышек (серые точки) и вспышек, связанных
с протонными возрастаниями (светлые кружки)
2.4.3.6. Гел иодол готная зависимость
Характеристики СПС зависят и от мощности, и от гелиодолготы солнечного ис-
точника. Гелиодолготная зависимость хорошо известна для GLE, но она существует
и для меньших энергий, в частности для протонов с энергией выше 10 МэВ. СПС
являются редкостью для самых восточных вспышек. Напротив, для достаточно мощ-
ных западных вспышек протонность является нормой. Для самых мощных вспышек
это распространяется и на центральные, и на восточные вспышки. Так, вспышка бал-
ла XI7, происшедшая на восточном лимбе 7 сентября 2005 г., сопровождалась интен-
сивным СПС (см. рис. 2.4.7).
На рис. 2.4.17 приведено долготное распределение протонных вспышек, коли-
чество которых рассчитывалось для каждого 15-градусного интервала гелиодолгот и
для трех энергетических диапазонов. Использовались все хорошо привязанные про-
тонные события для энергии > 10 МэВ, все GLE, и все события с потоком > 0,1 pfu
для энергии > 100 МэВ.
310
СОЛНЦЕ II ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Гелиодолгота, град.
Рис. 2.4.17. Распределение по гелиодолготе
вспышек, связанных с протонными
событиями различных типов
Рис. 2.4.18. Гелиодолготное распределение
доли протонных вспышек среди вспышек
с рентгеновским баллом М8-ХЗ. После
западной вспышки мы имеем значительно
более высокие шансы зарегистрировать
протоны у Земли. Это относится
и к релятивистским, и к относительно
малоэнергичным (> 10 МэВ)
протонам, однако для последних
долготное распределение источников
намного шире, чем для GLE
В самом западном интервале собраны
все залимбовые источники. Для большин-
ства этих событий (а они оказались дос-
таточно многочисленными) точная гелио-
долгота отсутствовала. Для этого интервала
было сделано предположение, что коли-
чество событий и(ф) линейно убывает с
долготой от максимального значения при
90°W (равного количеству событий в ин-
тервале 75°W-90°W) до 0 при предельной
долготе <ри. Долгота фи определялась так,
чтобы интеграл
<ри
90
был равен полному числу залимбовых
протонных источников.
Зависимость количества событий от ге-
лиодолготы источника наблюдается во всех
энергетических диапазонах. Для наземных
протонных возрастаний долгота 30°Е явля-
ется предельной, не было ни одного более
восточного источника GLE. В диапазонах
> 100 МэВ и > 10 МэВ такие источники на-
блюдались многократно, но и для них дол-
гота 30°Е является выделенной. Количество
источников восточнее и западнее этой гра-
ницы существенно различается. Подавляю-
щее большинство всех протонных вспышек
сосредоточено в интервале долгот
30°E-120°W (97% - для GLE, 96% - для
>100 МэВ и 94% для >10 МэВ). Внутри
этого диапазона долгот изменения и(ф) не
так велики, хотя для долгот 30°W-105°W
его значения выше, чем для более восточ-
ных долгот. Особенно ясно это видно для
GLE, хотя и максимум распределения и(ф)
для >10 МэВ, по-видимому, не случайно
находится в интервале 45°W-60°W, т. е.
там, откуда в спокойном солнечном ветре выходит силовая линия межпланетного
магнитного поля, соединяющая Солнце и Землю. Если учесть реальный диапазон
скоростей солнечного ветра, то эта силовая линия может выходить из широкого
диапазона долгот 25°W-75°W, который перекрывает большую часть диапазона дол-
гот солнечных протонных источников. Естественно, протоны могут переходить на
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
311
открытые околоземные силовые линии и из соседних долготных интервалов, особен-
но из более западных (см. рис. 2.4.1).
Зависимость вероятности протонного события от гелиодолготы источника при-
ведена на рис. 2.4.18. Для построения этого рисунка были взяты только вспышки в
диапазоне М8-ХЗ для того, чтобы уменьшить эффект мощности вспышек.
2.4.3.7. Запаздывание протонного возрастания относительно вспышки
На рис. 2.4.19 приведено распределение времени /ю запаздывания максимума
протонного возрастания с энергией протонов £р>10МэВ относительно момента
вспышки. За То выбрано время начала
рентгеновской вспышки, так как известно,
что импульсно ускоренные частицы, по-
падая в плотные слои солнечной атмо-
сферы, вызывают ее нагрев и последу-
ющее свечение вспышечных петель в мяг-
ком рентгеновском диапазоне.
Главный максимум распределения на-
блюдается на запаздывании 3-4 часа, но
видны и другие группы событий с суще-
ственно большими временами запазды-
вания. Широкое распределение обус-
ловлено, прежде всего, различным гелио-
долготным расположением солнечных
источников, что демонстрирует рис. 2.4.20,
для которого величины усреднялись в
различных долготных интервалах. Быст-
рее всего приходят протоны из зоны
60°W-90°W. Всем залимбовым вспышкам
здесь произвольно приписана долгота
105°W, и у них запаздывание приблизи-
тельно такое же, как в зоне 0°-60°W. Для
восточных вспышек наблюдается быстрое
увеличение запаздывания с удалением от
центрального меридиана.
Почти для половины (48,3%) восточ-
ных вспышек запаздывание превышало
20 часов, тогда как для всех западных
вспышек 0°-90°W доля таких запазды-
ваний < 8%.
Выше мы почти не затрагивали воп-
росы, связанные с выходом частиц в меж-
планетное пространство, и только коротко
коснулись их диффузионного распростра-
нения в межпланетном пространстве. Но
Количество СПС
0 10 20 30 40 50 60 70
Запаздывание максимума потока, ч
Рис. 2.4.19. Распределение времени
запаздывания максимума протонного
(> 10 МэВ) возрастания относительно
начала ассоциированной
рентгеновской вспышки
Запаздывание максимума СПС, ч
Гелиодолгота вспышки, град.
Рис. 2.4.20. Зависимость запаздывания
максимума протонного возрастания
(при Ер > 10 МэВ) от долготы
ассоциированной вспышки
312
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
не потому, что считаем эти вопросы маловажными. Напротив, мы уверены, что осо-
бенности межпланетного распространения солнечных частиц существенно сказы-
ваются на наблюдаемых у Земли потоках протонов. Большую роль в перерас-
пределении и часто в ускорении частиц до энергий 10 МэВ играют ударные волны,
которые в некоторых случаях препятствуют появлению потоков протонов в опреде-
ленных участках космического пространства. Межпланетное распространение сол-
нечных частиц в связи с характеристиками околоземных протонных событий - это
обширная тема, требующая отдельного обстоятельного рассмотрения.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Итак, свойства околоземного и межпланетного пространства определяются глав-
ным образом центральным телом Солнечной системы - самим Солнцем, которое яв-
ляется мощным источником энергии, выделяемой в виде потоков электромагнитного
излучения в широком диапазоне длин волн (от радиоизлучения до видимого и далее
до жесткого рентгеновского и гамма-излучения), а также корпускулярных потоков с
энергиями частиц от плазмы солнечного ветра до спорадических выбросов частиц
высоких энергий. Кроме того, магнитное поле Солнечной системы, модулируемое
циклом солнечной активности, определяет уровень потока галактических косми-
ческих лучей (ГКЛ), спектр которых простирается до энергий 1О20 эВ.
При практическом освоении космического пространства особенно важно знать
характеристики проникающих излучений.
Вариация ГКЛ (10 ГВ), %
0 -
-10 -
-20
1970
1980
1990
годы
-30
1950 1960
Рис. 2.4.21. Зависимость от времени поведения числа солнечных
пятен Rz (а) в сравнении с интенсивностью ГКЛ (б)
СКЛ и ГКЛ являются основным фактором, воздействующим на трассах меж-
планетных полетов на космические аппараты и живые организмы. Соотношение
между вызываемыми ими последствиями меняется как во времени, так и в простран-
ГЛАВА 2.4
СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
313
стве на разных расстояниях от Солнца. В
период максимума СА поток ГКЛ в
2-3 раза ниже, чем в период минимума
(см. рис. 2.4.21). Абсолютная величина
поражающего фактора от ГКЛ в период
минимума солнечной активности близка к
критической, а защититься от этой радиа-
ции практически невозможно. С другой
стороны, самые большие потоки СКЛ, соз-
дающие реальную опасность радиацион-
ного поражения (наибольшие радиацион-
ные дозы), появляются в межпланетном
пространстве и вблизи Земли после мощ-
ных вспышек на Солнце. В первые два
десятилетия исследований в открытом кос-
мосе полагали, что такие радиационно
опасные события могут происходить
вблизи максимума (±3 года) цикла СА.
Основываясь на этом, все существующие
модели радиационной обстановки давали
прогноз, что периоды на фазе роста и спада
могут быть самыми радиационно безопас-
ными. Однако в 1989 г. и в октябре-ноябре
2003 г., январе 2005 г. и сентябре 2005 г. на
Солнце произошли отстоящие всего на два
года от времени минимума СА радиаци-
онно опасные суперсобытия. Эти мощней-
шие явления показали, что вспышечная
Рис. 2.4.22. Зависимость от времени
поведения числа солнечных вспышек
балла > Х5 (по классификации GOES)
в сравнении с числом СПС
активность не повторяет подобно ход солнечного цикла, измеряемого по среднему
числу пятен Rz. В настоящее время стало очевидным, что радиационно опасные
вспышки на Солнце могут возникать практически в течение всего цикла СА
(рис. 2.4.22).
Итак, ГКЛ, протоны, ядра и электроны СКЛ, нейтральное излучение мощных
солнечных вспышек и корональные выбросы массы в межпланетное пространство
представляют собой основные факторы, определяющие космическую погоду.
ЛИТЕРАТУРА
Астрофизика космических лучей. Под ред. Гинзбурга В.Л. М.: Наука, 528 с., 1990.
Белов А.В., Гарсия Г., Курт В.Г., Мавромикалаки Е. Космические исследования, т. 43, вып. 3, с. 165-178,2005.
Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И. Происхождение космических лучей. М.: Наука, 178 с., 1983.
Дорман Л.И., Мирошниченко Л.И. Солнечные космические лучи. М.: Наука, 1968.
Мирошничеко Л.М. Динамика радиационных условий в космосе. Под ред. Петрова В.М. и Мирошни-
чеко Л.М. М.: Атомиздат, 1986.
Топтыгин И.Н. Космические лучи в межпланетных магнитных полях. М.: Наука, 302 с., 1983.
NOAA SEC Solar proton Events. Solar Geophysical Data, NOAA Boulder Co., 2003.
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
Веселовский И.С.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Истечение плазмы из Солнца образно назвали солнечным ветром довольно давно,
еще до первых прямых измерений в космосе, до создания правильных физических
представлений о физической природе этого явления и до разработки первых коли-
чественных теоретических моделей. Сначала этот красивый термин, по-видимому,
появился в немецкоязычной литературе (JSonnenwind). Он был введен в обиход ис-
следователями кометных хвостов более полувека назад. С течением времени этот
термин практически полностью вытеснил все другие названия и сейчас является об-
щепринятым.
Цель данного раздела - дать самое общее представление об основных характери-
стиках солнечного ветра и гелиосферы, о состоянии исследований в данной области
науки для достаточно широкого круга читателей, не являющихся в ней специалиста-
ми. Количество оригинальных исследований и публикаций по соответствующим во-
просам в настоящее время огромно, поэтому мы не приводим сколько-нибудь полной
библиографии, отсылая за ней, а также за деталями и дополнительной информацией к
имеющимся книгам, обзорам и трудам конференций. Наиболее подробные и точные
сведения о свойствах солнечного ветра и межпланетного магнитного поля можно
найти в специальной литературе, оригинальных журнальных статьях, обзорах и кни-
гах, посвященных этим вопросам. Удобным источником современной информации
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
315
могут служить труды конференций по солнечному ветру, проводившихся на протя-
жении последних десятилетий. Первая из них состоялась в 1970 г., а самая недавняя,
одиннадцатая по счету, - в июне 2005 г. (Solar Wind 11 - SOHO 16). Вопросам физики
внутренней гелиосферы посвящен двухтомник (Physics of the Inner..., 1990, 1991).
Некоторые современные проблемы физики внешней гелиосферы более подробно
освещены в сборниках статей и трудах недавних конференций (The Outer..., 2000;
Physics of the Outer..., 2004). Многие вопросы в данной области исследований уже
изучены весьма детально и приобрели вполне ясные количественные ответы, неко-
торые же проблемы продолжают оставаться практически полностью нерешенными
даже в чисто качественном отношении. Обходить их стороной значило бы созда-
вать у читателей неправильную иллюзию полной ясности и завершенности.
Благодаря дистанционным наблюдениям с Земли и многочисленным прямым
измерениям на космических аппаратах и спутниках уже на протяжении многих
десятков лет хорошо известно, что межпланетное пространство постоянно запол-
нено плазмой, движущейся от Солнца. Потоки плазмы, направленные от Солнца, и
магнитные поля в них были обнаружены косвенно намного раньше по наблюде-
ниям связанных с ними геомагнитных возмущений, отклонений кометных хвостов
и вариаций космических лучей. Эти потоки существуют всегда и всюду вокруг
Солнца на достаточно больших расстояниях, превышающих несколько солнечных
радиусов за пределами внешней короны. Они приобретают там почти радиальное
направление, а их скорость превосходит скорость звука и альвеновскую скорость в
несколько раз, так что поток носит сверхмагнитозвуковой характер. Поток плазмы
практически всегда, за очень редкими исключениями, постоянно сохраняет свой
сверхмагнитозвуковой характер до очень больших расстояний порядка сотни астро-
номических единиц.
Солнечный ветер формируется как перманентный поток коронального вещества
наружу от Солнца из-за отсутствия там полного термодинамического и механиче-
ского равновесия. Обширная область вокруг Солнца, занятая солнечным ветром и
магнитными полями вплоть до контакта с локальной межзвездной средой, получила
свое название - гелиосфера - в 50-х гг. прошлого века в связи с исследованиями
модуляции галактических космических лучей.
Большую, но часто недооцениваемую роль наряду с хорошо исследованными ин-
дукционными электродинамическими процессами здесь также играют и гораздо ме-
нее изученные потенциальные электростатические поля, связанные с поляризацией
плазмы, частичным разделением зарядов и дрейфом в скрещенных электрических и
магнитных полях. Избыточная свободная энергия самосогласованных плазменных и
электродинамических процессов переноса в атмосфере Солнца поддерживается
потоками энергии из его недр и проявляется в нагреве солнечной атмосферы вплоть
до корональных температур порядка миллиона градусов. Потоки солнечного ветра
возникают в атмосфере Солнца вместе с ее нагревом. Это единый и сложный дис-
сипативный процесс, многообразные детали которого продолжают активно и всесто-
ронне исследоваться. В основе этого процесса лежит преобразование одних видов
свободной энергии (тепловой, электромагнитной и гравитационной) в другие виды.
Энергия направленного движения плазмы в сформировавшемся солнечном ветре
316
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
преобладает надо всеми остальными видами энергии на один-два порядка величины,
если отвлечься от гораздо более мощного потока света, который слабо «сцеплен» с
плазмой из-за ее крайней разреженности и практически полной прозрачности в верх-
ней атмосфере Солнца и гелиосфере.
До сих пор довольно широко распространено исторически сложившееся заблуж-
дение, связанное с полным пренебрежением радиационными потерями Солнца при
рассмотрении проблемы формирования солнечного ветра. В действительности же
можно сказать, что атмосфера Солнца не может находиться в состоянии полного ме-
ханического и термодинамического равновесия именно из-за ее перегрева и вытал-
кивания вещества наружу суммой всех действующих сил и источников свободной
энергии, а не потому, что действует одна какая-либо преобладающая и сосредо-
точенная сила. Разнообразие действующих сил и возможных количественных соот-
ношений между ними порождает огромное богатство наблюдаемых комбинаций и
вариантов реализации этих возможностей для потери энергии и вещества Солнца в
виде солнечного ветра.
Происхождение солнечного ветра связано с отсутствием механического и термо-
динамического равновесия на Солнце и в межзвездной среде. В настоящее время
неизвестен определенный ответ на вопрос о том, когда произошел переход от накоп-
ления массы к ее потере у формировавшегося и эволюционирующего Солнца. Этот
вопрос не может быть решен в рамках квазистационарных моделей. За время сущест-
вования Солнца должна была образоваться полость, заполненная веществом солнеч-
ного ветра. Простые оценки показывают, что размер этой полости сравним с рас-
стоянием до ближайших к нам звезд. Вопрос о взаимодействии звездных ветров и
аккрецирующих потоков разработан пока еще недостаточно полно. Интересно в этой
связи отметить возможность существования звездных объектов, являющихся доно-
рами, акцепторами или же выполняющих частично, одновременно или попеременно
и ту, и другую роль в смысле обмена веществом с ближайшим к ним окружением.
В области формирования солнечного ветра вплоть до некоторой условной грани-
цы, так называемой «турбопаузы», преобладают неупорядоченные конвективные и
волновые движения плазмы, а за ее пределами существует относительно более упо-
рядоченный и регулярный поток плазмы наружу от Солнца. Но даже и там флуктуа-
ции скорости, тем не менее, довольно часто превышают характеристические скоро-
сти магнитогидродинамических волн. Область атмосферы Солнца с не очень четкими
и переменными границами, ограничиваемая снаружи «турбопаузой», называется
«турбосферой». Напомним в связи с этим об условности и относительности основ-
ных понятий о турбулентности и ламинарности течения хотя бы уже потому, что при
попытках их количественного и объективного разграничения часто используется без-
размерное число Рейнольдса, которое представляет собой неинвариантную величину,
так как по определению содержит в себе скорость потока, которая зависит от выбора
системы отсчета и наблюдателя. Независимо от выбора системы отсчета можно
определенно утверждать, что процессы формирования регулярного потока солнеч-
ного ветра имеют эволюционную природу и тесно связаны с преобразованием энер-
гии мощных упорядоченных и неупорядоченных движений и электромагнитных
полей в энергию радиально направленного течения.
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
317
Аналогичные явления - астросферы и звездные ветры - обнаружены и у многих
других астрофизических объектов, однако Солнце и гелиосфера, естественно, были
и остаются наиболее изученными. Тем не менее, количественных, а порой даже и
качественных данных до сих пор недостаточно и требуются все новые усилия для
их получения.
Исторический очерк
Открытие солнечного ветра и гелиосферы не было единовременным актом, кото-
рый можно было бы приписать какому-то одному ученому. Это был длительный и
непростой процесс. История исследований в этой области до сих пор хранит в себе
отголоски острой борьбы правильных и ошибочных идей, различных мнений и за-
блуждений, которые возникали порой на почве недостатка знаний. А иногда, как это
ни покажется странным для научного спора, - на почве субъективного нежелания
считаться с фактами в угоду сохранения своих ошибочных представлений, навязы-
ваемых другим людям отдельными влиятельными «авторитетами». Наше время не
исключение в этом плане. Новые примеры подобной ситуации встречаются в данной
области и поныне. Характерным в этом отношении представляется видение солнеч-
ной короны и протуберанцев в ней в основном как равновесных образований, лишь
иногда подверженных неустойчивостям или процессам так называемого «магнитного
пересоединения». Эти взгляды не всегда являются правильными, так как недооцени-
вают роль электрических полей и постоянных движений в атмосфере Солнца. Физи-
чески корректные подходы к описанию динамических плазменных процессов в кос-
мосе изложены в книге (Альвен и Фельтхаммер, 1967).
Первая монография, посвященная физике межпланетной среды с изложением
простых гидродинамических моделей солнечного ветра, служит весьма полезным и
часто цитируемым пособием (Паркер, 1965). Однако это вовсе не означает, что пред-
положение или предсказание существования солнечного ветра было впервые сделано
ее автором на основе теории, как иногда об этом неправильно пишут в зарубежной,
да и в нашей литературе. О существовании перманентного «ветра» из Солнца и его
основных свойствах, как уже отмечалось выше, многое было фактически известно
людям задолго до того из косвенных наблюдений. Весьма поучительная более ранняя
история развития идей и фактов, далеко не полностью отраженных в этой моногра-
фии, может быть почерпнута в других источниках, например, в книге (Солнце, 1957).
См. также труды упоминавшихся конференций по солнечному ветру, книги и обзоры
(Брандт, 1973; Веселовский, 1974, 1984, 1986, 2003; Хундхаузен, 1976; Spitzer, 1978;
Burlaga, 1995).
Структура семейства политропных течений в поле тяжести центральной звезды, в
том числе с переходом через скорость звука, была исчерпывающе полно исследована
применительно к аккреции (Bondi, 1952). Сейчас это может показаться парадоксаль-
ным, но эта работа, крайне важная в математическом и модельном плане, была про-
должением поиска источников солнечной короны в виде падающего на Солнце меж-
звездного вещества. О возможности точно таких же течений, только с обратным зна-
ком скорости, и о применении полученных решений для постоянно расширяющегося
солнечного вещества, по-видимому, тогда не думал ни этот автор, ни его соавторы по
более ранним теоретическим исследованиям (Bondi et al., 1947), хотя богатство физи-
318
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
ческих идей в них - учет важной роли излучения, нестационарное™ и нерадиаль-
ности течений, влияния магнитных полей и т. п. - не менее поразителен для того вре-
мени. Это кажущееся ныне очевидным и существенным простое предложение не бы-
ло высказано. Следует здесь еще напомнить и о том, что в сороковые-пятидесятые
годы большим авторитетом пользовался С. Чепмен, который придерживался теории
гидростатической короны, разрабатывая весьма детальные модели в этом духе. Твор-
ческая лаборатория исследователей не всегда открыта для посторонних глаз, и сейчас
трудно догадываться, что и как было в деталях, которые иной раз выглядят для ны-
нешнего читателя загадочно и непонятно.
Так или иначе, но факт состоит в том, что именно эта упущенная возможность не-
сколькими годами позже была подробно описана Паркером практически полностью с
теми же формальными математическими выкладками для политропной модели.
Странно, что при этом вовсе не упоминалась принципиально важная работа Бонди, а
также то, что правильные порядки величин для потока, плотности, скорости и темпе-
ратуры «ветра» были уже известны к тому времени в обзорной литературе, описы-
вающей кометные наблюдения (Kiepcnhcuer, 1953). Правда, большинство авторов в
ту пору придерживались сильно завышенных оценок Бирмана для плотности «ветра»,
хотя в связи с этим и было много дискуссий. «Консенсус» поддерживался авторитет-
ными учеными, но был необоснованным. Как видим, роль авторитетных мнений в
науке не всегда однозначна.
Другой пример из истории исследований не менее поучителен для нашего рас-
смотрения. О существовании практически полностью ионизованных каверн размером
порядка 200 парсек под действием ультрафиолетового излучения центральной звезды
в нейтральном межзвездном водороде с плотностью порядка 3 см-3 вокруг звезд
О-типа было тоже давно известно. Явление получило название зон Стремгрена
(Stromgren, 1939). К Солнцу подобное рассмотрение долго не применялось просто
потому, что предполагали его расположение вне межзвездного облака. Существенное
отличие от статических зон Стремгрена возникает при учете звездных ветров и дви-
жения межзвездной среды. Для Солнца эта ситуация сейчас является предметом
многочисленных экспериментальных и теоретических исследований, объединяемых
иногда понятием «физика внешней гелиосферы». Удобный и емкий термин «гелио-
сфера» появился в научной литературе также в 50-х гг. XX века. К настоящему вре-
мени он получил широкое, но не всегда однозначное употребление. Понятия о внут-
ренней и внешней гелиосфере носят несколько условный и относительный характер.
Желательно всегда их уточнять количественными параметрами или числовыми
характеристиками для большей определенности.
Первые прямые измерения потоков солнечного ветра в космосе были выполнены
группой сотрудников под руководством Грингауза К.И. с помощью цилиндров Фара-
дея и модуляционных ионных ловушек на советских лунных ракетах в 1959 г., хотя
осознание этого факта пришло несколько позже. В частности, один из соавторов -
теоретик, приглашенный для интерпретации полученных данных и подготовки со-
вместных публикаций, - допускал существование покоящегося межзвездного газа
вокруг Солнца и считал сверхзвуковые решения следствием ошибочного выбора
констант интегрирования, как это ни покажется сейчас странным, но без достаточных
к тому оснований. К сожалению, эта ошибка сохранилась и в его книге «Физика сол-
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
319
нечной короны» (Шкловский, 1962). Американские исследователи в 1962 г. выпол-
нили более детальные измерения параметров солнечного ветра в течение нескольких
месяцев на трассе полета КА MARINER-2 к Венере и убедительно показали перма-
нентный характер потоков плазмы от Солнца и их зависимость от времени. С тех пор
и до настоящего времени ведутся практически непрерывные исследования солнечно-
го ветра и межпланетного магнитного поля на космических аппаратах и спутниках.
Солнечный ветер и гелиосферное магнитное поле в последнее время привлекают
внимание не только ученых-специалистов, но и многих других исследователей, для
которых ниже дается сводка основных определений, терминов и параметров. В тех-
нических применениях следует руководствоваться соответствующими стандартами
(Ветер солнечный, 1984, 1986; Поле магнитное межпланетное, 1984, 1986а, б).
2.5.1. Основные параметры солнечного ветра и гелиосферного
магнитного поля
2.5.1.1. Плазма солнечного ветра
Представление о типичных значениях параметров солнечного ветра дает табл. 2.5.1,
где приведены средние данные, полученные вблизи орбиты Земли за несколько лет в
период возрастания солнечной активности.
Здесь п - плотность плазмы, и - скорость; Тр,е - температура протонов, электро-
нов; 7||/71 - анизотропия температур вдоль и поперек магнитного поля; В - напря-
Таблица 2.5.1
Типичные значения параметров солнечного ветра
Параметр Все данные за 1965-1968 гг. Медленный ветер <350 км/с
Среднее значение а1* Интервал изменений (на уровне 90%) Среднее значение
п, см'3 7 з,з 3-14,7 8,3 3,6
w, км/с 400 72 305-550
ГР, К 9,1-104 4-Ю4 (2-24)-104 4,6-104 2,6-104
Ге, К 1,4-105 0,32-105 (0,85-2,1)-105 1,3-105 0,27-105
(Гц/ГД 1,9 0,47 1,1-3,7 2,0 1,0
(Гц/ГД 1,1 0,08 1,01-1,3 1,07 0,57
В, 1 СТ5 Гс 5,2 4,2 2,2-9,9 4,7 2,2
Fc, эрг-см'2-с'1 7-10'3 6-10"3 (0,6-20)-10'3 5-Ю'3 4,2-10'3
Рр 0,95 0,74 0,09-2,5 0,78 0,69
км/с 43 42 18-88 36 16
мА 10,7 10,1 4,4-20 10,7 5,0
” о - среднеквадратичное отклонение.
320
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Таблица 2.5.2
Средние характеристики плазмы солнечного ветра
«0, С 1 с 1 С <0А1, с 1 СО/,2, С ' Ие, см/с Ир, с м/с ге, см Гр, см rD, см
1,5-105 0,9-103 0,5 1,5-105 20 2,1-10® 4-10б 1,8-105 7-106 10’
женность межпланетного магнитного поля; FQ - тепловой поток, переносимый элект-
ронами вдоль магнитного поля; 3Р = ЪппТ?1 В2 - отношение кинетического давления
протонов к магнитному давлению; VA = (2?2/4ти?тр)1/2 - альвеновская скорость;
МА = и/ VA - альвеновское число Маха.
По этим данным оцениваются средние характеристики плазмы солнечного ветра
(табл. 2.5.2): со0 = (4тше2/те)1/2 - электронная плазменная частота; ti)CQ = eB/mQc -
электронная циклотронная частота; соср = еВ/т?с - циклотронная частота протонов;
со/,1 = (со2 + сосе2)1/2 - верхняя гибридная частота; со/,2 = (соо сосе)1/2 - нижняя гибридная
частота; Ие,р = (2Те>р/тс,р)1/2 - тепловая скорость электронов, протонов;
ге,Р = ^е,р/сосе,р - ларморовский радиус электронов, протонов; rD = (Ге/4тше2)1/2 - де-
баевский радиус.
В табл. 2.5.3 приведены результаты, полученные в 1965-1967 гг. на спутни-
ках VELA-ЗА, ЗВ. Здесь Кп - число Кнудсена, равное отношению времени между
кулоновскими столкновениями протонов к времени расширения r/w, где r = 1 а. е.,
М - число Маха, вычисленное по скорости звука. Здесь и далее г означает гелио-
центрическое расстояние, измеряемое в астрономических единицах.
Из этих данных видно, что скорость солнечного ветра всегда в несколько раз
больше скорости звука и альвеновской скорости: М> 1, МА> 1. Время движения
плазмы от Солнца до Земли при и = 400 км/с составляет около 4 суток. Число Кнуд-
сена Кп > 1, так что кулоновские столкновения не могут обеспечить полностью
гидродинамический характер течения вблизи орбиты Земли.
Концентрация электронов совпадает с концентрацией ионов в пределах ошибок
измерений. Вектор скорости солнечного ветра направлен практически радиально.
Таблица 2.5.3
Некоторые параметры солнечного ветра
Параметр Все данные Медленный ветер <350 км/с
Среднее значение СУ Интервал изменений Среднее значение СУ
пи, см"2-с-1 3,0-1 о8 1,8-108 (1,2-6,5)10® 2,8-108 1,5-108
ширп2/2, эрг-см-3 1,0-10'8 0,73-10"8 (0,35-2,6)-10"8 7,8-10-’ 4,3-Ю’9
ЗлГр/2, эрг-см-3 1,2-10“‘° 1,0-10-'° (0,1-5)10-'° 8,2-10-" 6,8-10-"
ширп3/2, эрг-см-2-с-1 0,42 0,36 0,12-1,1 0,26 0,14
Кп 17 0,7-70
М 9,5 2,6 5,6-14,5 10,4 2,7
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
321
Отклонения от этого направления могут достигать 10-15° при средней дисперсии
~5°. Наблюдаемая дисперсия объясняется неоднородностями межпланетной среды и
вкладом альвеновских волн. Подробный анализ ориентации кометных хвостов, а
также непосредственные измерения позволили обнаружить небольшую регулярную
азимутальную составляющую в скорости солнечного ветра 3-10 км/с. Направление
этой составляющей совпадает с направлением вращения Солнца. Меридиональная
составляющая обычно лежит в пределах ошибок измерений (~2 км/с).
Температура электронов обычно в 2-4 раза выше температуры протонов. Она
подвержена гораздо меньшим колебаниям, чем протонная температура. Стремление
электронной температуры к постоянству объясняется высоким значением электрон-
ной теплопроводности, так что возникающие неоднородности Тс быстро сглаживают-
ся. Передача тепла от электронов к протонам в солнечном ветре затруднена из-за
редкости кулоновских столкновений.
Параметры солнечного ветра зависят от координат и времени. Во-первых,
средние значения в данной точке пространства меняются по определенным законам
в ходе И-летних циклов солнечной активности на величину порядка десятков
процентов.
Средняя скорость солнечного ветра на орбите Земли оказывается наибольшей в
годы спада солнечной активности. Объясняется это тем, что в этот промежуток вре-
мени Земля дольше всего оказывается погруженной в зону действия высокоско-
ростных потоков из циркумполярных корональных дыр, располагающихся вокруг
магнитных полюсов на Солнце. Подобное явление имеет место и в годы роста сол-
нечной активности перед ее максимумом, но этот промежуток времени более крат-
ковременный. Эта кратковременность фазы роста по сравнению с фазой спада воз-
никает из-за нелинейного характера солнечной цикличности. В ходе солнечных
циклов несколько меняется средняя плотность и температура солнечного ветра.
Квазипериодическая часть соответствующих изменений находится приблизительно
в фазе и в противофазе с изменениями скорости в солнечных циклах. На эти регу-
лярные изменения наложены сильные спорадические флуктуации, связанные с от-
дельными корональными выбросами массы. Большинство из них приурочено к
периодам высокой солнечной активности. Измерения основных параметров пря-
мыми методами уже охватывают более четырех солнечных циклов и постоянно
продолжаются в настоящее время.
Для выяснения интересных вопросов о более длительных циклах необходимы
более длинные ряды данных, которые в настоящее время могут быть восстанов-
лены лишь косвенным путем и во многом являются не очень надежными. Парамет-
ры солнечного ветра в далеком прошлом устанавливаются по анализу метеоритов и
лунных образцов. По некоторым данным плотность ветра в прошлом могла быть на
несколько порядков выше современной. Однако большинство исследователей счи-
тает, что существенных изменений на протяжении последних нескольких милли-
ардов лет не было.
Солнечный ветер неоднороден в пространстве. Радиальная зависимость наиболее
подробно изучена прямыми методами вблизи плоскости эклиптики на расстояниях от
приблизительно 0,3 а. е. до нескольких десятков астрономических единиц. Наиболее
322
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
удаленные космические аппараты PIONEER-10, 11, VOYAGER-1, 2 после трех десят-
ков лет своего полета достигли расстояний порядка 80-100 а. е. Плотность п и поток
пи убывают с удалением от Солнца пропорционально г"2. Скорость солнечного ветра
мало меняется с расстоянием. Температура электронов также слабо зависит от рас-
стояния. Температура протонов за орбитой Земли Тр~г"0’52, согласно данным
KAPIONEER-10 при полете от 1 до 12,2 а. е. в 1972-1977 гг. Магнитное поле ослаб-
ляется с удалением от Солнца в грубом соответствии с моделью Паркера.
Порядок величины плотности электронной компоненты в короне и межпла-
нетной среде неплохо описывается, особенно в годы максимума солнечной актив-
ности, полуэмпирической формулой:
. ч Гяс¥ ( Rc
п(г) = по еХР 67
г ) Ч г
с параметрами, указанными в табл. 2.5.4. При этом скорость течения меняется по
закону:
(
и - ехр -а— I.
к г )
Здесь 7?с - радиус Солнца.
Таблица 2.5.4
Электронная концентрация в короне и межпланетной среде
»0,Ю5 см 3 а и(/?с), 108 см’3 я(1 а. е.), см 3
Над экватором, макс, активность 5,7 7,46 9,9 12
Над экватором, мин. активность 9,25 5,35 2,0 20
Над полюсом, макс, активность 4,28 7,2 5,7 9
Для выяснения зависимости параметров СВ от гелиошироты были использованы
данные о кометах и радионаблюдения. Плотность солнечного ветра в целом падает с
ростом гелиошироты, а скорость растет. По измерениям на КА PIONEER-10 широт-
ный градиент радиальной скорости - 11 км/(с-град.). Наблюдается небольшое (~10%)
сезонное изменение параметров солнечного ветра при измерениях на ИСЗ вблизи
Земли. Эти изменения обусловлены наклоном плоскости эклиптики к плоскости сол-
нечного экватора на 7,3° и неоднородностью солнечного ветра по гелиошироте. В
ходе дальнейших исследований выяснилось, что крупномасштабная структура плаз-
мы и магнитных полей в гелиосфере может быть более удобно представлена в «маг-
нитных», а не в гелиографических координатах.
Трехмерная структура гелиосферы в самых крупных масштабах сильно конт-
ролируется положением и наклоном гелиосферного токового слоя. Последний по-
гружен в более плотную и медленную плазму, являющуюся продолжением пояса
корональных стримеров, опоясывающих все Солнце. Форма и положение этой по-
верхности изменяются определенным образом во времени в течение солнечного
цикла и под действием более кратковременных проявлений солнечной активности.
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
323
Главный гелиосферный токовый слой разделяет всю гелиосферу на две половины с
равными по абсолютной величине, но противоположными по знаку магнитными
потоками в них. Он определяет собой положение поверхности магнитного экватора
в гелиосфере. Электрический ток в этом слое течет по гиперболическим спиралям,
ортогональным к линиям магнитного поля, имеющим вид спиралей Архимеда.
Помимо главного токового слоя могут существовать другие токовые слои срав-
нимой интенсивности, что часто делает структуру гелиосферы очень сложной и
динамичной.
Измерения на КА ULYSSES с 1990 г. и по настоящее время показывают, что
квазистационарные высокоскоростные потоки солнечного ветра приурочены к
крупным корональным дырам, которые в годы низкой солнечной активности рас-
полагаются вблизи магнитных полюсов Солнца, которые сами в это время находят-
ся около гелиографических полюсов. Магнитный диполь Солнца в эти годы ярко
выражен. Магнитная конфигурация короны в области формирования солнечного
ветра в грубых чертах неплохо воспроизводится аналитической моделью
«диполь + тонкий токовый слой в плоскости экватора». С развитием цикла уве-
личивается активность и уровень флуктуаций, наклон диполя относительно оси
также увеличивается и быстро растет вклад более высоких гармоник. Наиболее
низкие из них - квадруполь и октуполь - в сумме достигают или даже несколько
превосходят вклад диполя на поверхности источника солнечного ветра вблизи мак-
симума цикла. Квадруполь проявляется в виде северо-южной асимметрии солнеч-
ной короны и гелиосферы. Процесс переполюсовки дипольной составляющей маг-
нитного поля отвечает двадцатидвухлетнему циклу Хейла и происходит как нерав-
номерный поворот оси дипольного поля относительно оси вращения. В годы
максимума магнитная ось Солнца проходит при своем повороте через плоскость
гелиографического экватора и пересекает плоскость эклиптики. Такое явление на-
блюдалось, например, в августе 1999 г., т. е. вблизи максимума 23-го цикла сол-
нечной активности. Поэтому в это время с орбиты Земли можно хорошо видеть
магнитные полюса Солнца и корональные дыры вокруг них. Роль квадруполя при
сложении с диполем ярко выражается в том, что на одном обороте Солнца может
длительно наблюдаться сильно выраженное преобладание сектора поля с одной
магнитной полярностью и одного высокоскоростного потока из соответствующей
самой крупной корональной дыры. На фазе спада роль квадруполя и остальных
гармоник ослабляется, и симметрия потоков, по-видимому, выглядит более упоря-
доченной с преобладанием двух высокоскоростных потоков за один оборот. Это
дает возможность строить неплохие прогнозы крупномасштабной структуры коро-
тирующих высокоскоростных потоков солнечного ветра в это время.
Зависимость солнечного ветра и межпланетного магнитного поля от гелиодол-
готы также является весьма сильной. Установлено существование 27-28-дневной
(синодической) периодичности, связанной с вращением Солнца и гелиодолготной
неоднородностью граничных условий на Солнце. В отдельные относительно спокой-
ные периоды времени длительностью несколько солнечных оборотов наблюдается
так называемая секторная структура, когда в течение нескольких дней поле направ-
лено к Солнцу, затем от Солнца и т. д. (см. ниже). Эта картина может состоять из 2, 4
324
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Яр
(W
март апрель май июнь
Рис. 2.5.1. Трехчасовые средние значения скорости и\ плотности л;
температуры Тр; безразмерного третьего момента протонной
функции распределения qp = Qp(3/2)nTp(2TpJQp - третий
момент (тепловой поток); (7||/7х)р - анизотропия протонной
температуры. Измерения выполнены в 1971 г. на ИСЗ IMP-6
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
325
или 6 секторов. Она приблизительно повторяется с периодом вращения Солнца. Па-
раметры плазмы также меняются в секторной структуре: скорость на десятки про-
центов, плотность и температура протонов - в несколько раз. Пример четырехсек-
торной структуры по плазменным данным ИСЗ IMP-6 показан на рис. 2.5.1. В возму-
щенные периоды времени такие рекуррентные изменения трудно выделить на фоне
сильных нерегулярных колебаний.
2.5.1.2. Состав солнечного ветра
Основными компонентами солнечного ветра являются электроны и протоны. От-
носительная концентрация других ионных составляющих, как правило, мала. Среди
них наиболее обильными являются ядра гелия (а-частицы). Содержание а-частиц
относительно протонов меняется от долей процента до 25% при возмущениях после
вспышек, составляя в спокойном солнечном ветре в среднем 4-5%. Температура
а-частиц обычно выше протонной, Та/Тр = 3-5. Массовая скорость а-частиц, как
правило, не отличается от скорости протонов на величину больше альвеновской ско-
рости. Обнаружены также более тяжелые многозарядные ионы. Измерения ионного
состава были выполнены с помощью анализаторов на спутниках, а также в экспери-
ментах с алюминиевыми фольгами, экспонированными на Луне и за пределами маг-
нитосферы в ходе выполнения проекта «Genesis». Типичный энергетический спектр
ионов показан на рис. 2.5.2.
0,3 0,5 1 2 4
Энергия на единичный заряд, эВ
1 -Н+
2 - Не*2
З-О*6
4 - Si*10, N*3
5 - Si*’, S*'°
6 - Si*8, S*’
7 - Si*7, He*, S*8, Fe*14
8 - Fe*13
9 - Fe*12
10-Fe*"
11 - Fe*'°
12-Fe*’
13-Fe*8
Рис. 2.5.2. Типичный энергетический спектр ионов солнечного ветра.
Данные получены на ИСЗ VELA. Стрелками показано положение
различных ионов, которые можно отнести к данному максимуму
Замечено различие в составе взаимопроникающих потоков солнечного ветра.
Обычно поток с более высокой скоростью отличается повышенным содержанием
гелия. Среднее отношение по-видимому, растет вместе со скоростью солнеч-
ного ветра. Разница скоростей во взаимопроникающих потоках для протонов
больше, чем разница для а-частиц.
Причинами больших вариаций химического состава являются процессы диффу-
зионного разделения частиц по массам и зарядам в гравитационном, электрическом и
магнитном полях и под действием градиентов температур в короне при частых
326
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
столкновениях в стационарных условиях, а также при нестационарных движениях в
солнечном ветре. Процессы разделения ионов происходят под действием многих
сил - тяжести, электромагнитных полей, столкновений между частицами и сил
инерции. Этим процессам часто препятствует сильное перемешивание на кинети-
ческом уровне. Динамика всех этих процессов весьма разнообразна, чем объяс-
няются наблюдаемые сильные вариации ионного состава солнечного ветра. Однако
следует отметить, что во всех случаях протоны остаются главной ионной сос-
тавляющей. В последние годы собрана большая информация о нейтральной ком-
поненте в гелиосфере. Соответствующие вопросы подробно рассматриваются
при обсуждении свойств гелиосферы. Здесь же достаточно отметить, что нейтраль-
ный газ проникает в гелиосферу из разных источников и несет в себе важную
информацию о свойствах межзвездной среды, кометных атмосфер, межпланетной
пыли и т. п.
2.5.1.З. Функции распределения по скоростям
Для электронов, протонов, альфа-частиц они измерялись неоднократно. Плазма
солнечного ветра не находится в состоянии локального термодинамического равно-
весия. Этот факт выражается в различии температур TJT? и значительной анизотро-
пии функций распределения вдоль и поперек магнитного поля, Тц > Т±. Соответст-
венно, аппроксимация распределений максвелловскими функциями:
/~ехр^-^(у-и)2^
является лишь грубым приближением. Более точное описание учитывает анизот-
ропию:
( \
m 2 m 2
/~ехР (V-u)„ (V-u)± .
к Л1\\ J
Во многих случаях такая аппроксимация для протонов оказывается достаточной
при современном уровне экспериментальных возможностей. Однако наряду с типич-
ными энергетическими спектрами, показанными на рис. 2.5.2, характеризующимися
энергией направленного движения протонов ~500 эВ и тепловым разбросом ~10эВ,
иногда наблюдаются высокоэнергичные хвосты с энергией 5-50 кэВ. Плотность
энергии этих групп протонов в возмущенных условиях может на порядок превосхо-
дить плотность тепловой энергии электронов и протонов в спокойном солнечном
ветре. Спектр этих протонов имеет максимум при энергии 10-20 кэВ, плотность чис-
ла таких частиц 10"3-10"2 см"3. Интенсивность этой группы протонов в невозмущен-
ном солнечном ветре в несколько сот раз меньше и оказывается ниже порога измере-
ний используемых приборов. Присутствие таких протонов в возмущенном солнеч-
ном ветре важно с точки зрения развития возможных неустойчивостей. Кроме того,
предполагается, что они могут играть роль в динамике геомагнитных бурь. Проис-
хождение этой группы протонов в настоящее время остается неясным. Они могут
ускоряться на Солнце либо в межпланетной среде.
Наиболее сильные отклонения протонной функции распределения от термоди-
намического равновесия довольно часто наблюдаются в высокоскоростных струях.
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
327
Здесь обычно регистрируются взаимопроникающие потоки, относительная ско-
рость движения которых может превосходить местную альвеновскую скорость.
Взаимопроникающие потоки формируются в результате «опрокидывания» не-
линейных движений плазмы, возникающих как следствие нестационарных про-
цессов на Солнце.
Тепловой поток, переносимый в спокойном солнечном ветре протонами
вдоль магнитного поля,-----10"5 эрг-см"2-с-1 - направлен от Солнца. Он мал по
сравнению с потоком кинетической энергии 0,1-1 эрг-см"2-с-1, потоком энтальпии
~102 эрг-см-2-с"1 и потоком тепла, переносимого электронами, ~10"2 эрг-см"2-с-1.
Прямые измерения электронной функции распределения сильно осложняются
присутствием фотоэлектронов с поверхности космического аппарата и влиянием
его заряда на потенциал плазмы. Эти трудности до конца не преодолены и в на-
стоящее время. Поэтому данные об электронах менее надежны.
Измерения электронной функции распределения на ИСЗ IMP-7, 8 привели к су-
щественному уточнению ее вида. По результатам этих измерений предложены две
аппроксимационные формулы:
• Л(П =Л(П где fc ~ функция распределения «ядра» и fH - «гало»;
• Ж)=ДИ + едЖ где Сн(Е) = ехр(ЕВА-Е)/Тс при Е>ЕВ^ С^Е)=\
при Е < Ева.
Здесь fc - бимаксвелловская функция + ряд по нечетным степеням Иц. Гало /н
описывается бимаксвелловской функцией со сдвигом &ин относительно ядра. Ве-
личина Ева определяется из условия fc=fn- Средние и среднеквадратичные пара-
метры ядра приведены в табл. 2.5.5, гало - в табл. 2.5.6. Иногда наблюдается силь-
но анизотропное распределение - «луч» и другие более сложные отклонения от
равновесия.
Ядро электронной функции переносит ничтожную долю полного теплового по-
тока Fe. Практически весь тепловой поток переносят частицы гало. Из приведенных
данных видно, что гало составляет ~5% относительно всего числа электронов, имеет
более высокую температуру -7-105 К по сравнению с температурой ядра ~105К и
значительно более высокую скорость движения от Солнца. Ядро, в свою очередь,
Таблица 2.5.5
Ядро электронной функции распределения
ис, см 3 и, км/с тс,к (Гн/та Ге, эрг-см 1 Ева, эВ
10,0 ±4,8 425 ± 73 (1,25 ±0,29)-10'5 1,08 ±0,08 (7,8 ± 5,4)-10“’ 62,5 ± 13
Таблица 2.5.6
Гало электронной функции распределения
Модель 77/у, см 3 Дц//, км/с Тн, Ю5 К тн/тс ПН/пс пцТц1псТс
1 0,57 ± 0,23 689 ±369 6,9 ± 1,1 1,22 ± 0,18 5,7 ± 1,3 0,065 ± 0,027 0,36 ±0,13
2 0,34 ±0,15 1215 ±579 8,7 ± 1,4 1,29 ±0,28 7,2 ± 1,4 0,038 ±0,017 0,27 ±0,11
328
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
движется несколько медленнее протонов (на величину ~50 км/с), так что полный
электрический ток в солнечном ветре равен нулю в пределах ошибок этих измерений.
Для измерения электрических токов данным способом требуются более точные из-
мерения функций распределения всех частиц. Следует еще отметить, что температура
частиц гало ниже температуры электронов в солнечной короне примерно втрое.
Сравнивая порядки величин для солнечного ветра и излучения, можно видеть,
что основная доля энергии, импульса и массы покоя уносится от Солнца в виде све-
тового излучения (табл. 2.5.7).
Таблица 2.5.7
Сравнение порядков величин для солнечного ветра и излучения (г = 1 а. е.)
Полные потоки Плотности
энергии, эрг-см-1 импульса, дин массы, г-с-1 потока энергии, эрг-см"2-с-1 потока импульса, г-см"2-с-1 энергии, эрг-см-3
Излучение 3,9-10” 1,3-Ю2’ 4-Ю12 1,4-106 10“'5 5-Ю’5
Солнечный ветер 1027 310” 10'2 0,4 3-10'16 10‘8
2.5.2. Стационарные модели солнечного ветра
2.5.2.1. Короналыюе истечение плазмы
В большинстве современных моделей предполагается, что формирование регу-
лярного сверхмагнитозвукового потока плазмы от Солнца происходит в короне. В
действительности это, конечно, не совсем так. Течения, в том числе сверхзвуковые и
сверхальвеновские, существуют на Солнце повсеместно, а перенос вещества из од-
них областей в другие - обычная динамическая картина, в которой нельзя выделить
какие-то постоянно покоящиеся элементы. Ионизация и высокая температура короны
~2-106К поддерживаются за счет диссипации свободной энергии движений и элек-
трических токов, тесно связанных с процессами внутри Солнца. Энергетические по-
тери короны на электромагнитное и корпускулярное излучения сравнимы друг с дру-
гом и вместе составляют 105 эрг-см"2-с-1.
Концентрация плазмы в короне быстро уменьшается с высотой (~108-109 см~3
на границе с хромосферой, 107см"3 на высоте 3-105 км над поверхностью, 106на
расстоянии (2-2,5) 7?с)- Крупномасштабное магнитное поле имеет напряженность
порядка 1 Гс. Форма короны и концентрация меняются с циклом солнечной ак-
тивности. При уменьшении активности корона «сплющивается», концентрация
уменьшается в несколько раз.
Кинетические свойства коронального газа оказываются такими, что частоты
столкновений достаточно высоки, а длины пробега достаточно малы для при-
ближенного использования уравнений гидродинамики, по крайней мере, для не
очень быстрых процессов в нижних плотных областях. Это дает некоторое осно-
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
329
вание для использования гидродинамических
моделей. Рассмотрим простейшие гидроди-
намические модели истечения плазмы из
Солнца.
2.5.2.2. Политропная модель
Сферически симметричное течение газа в
поле тяжести было исследовано Бонди, а за-
тем Паркером. Без учета действия магнитных
сил оно описывается следующими уравне-
ниями:
• уравнением непрерывности
Рис. 2.5.3. Семейство решений для
зависимости скорости от расстояния.
Данное семейство решений с
точностью до знака скорости идентично
тому, которое впервые было
рассмотрено Bondi (1952) для случая
дозвуковой и сверхзвуковой аккреции
(гс и Мс обозначают критический
радиус и критическое число Маха)
nui^ = riQUQp = const; (2.5.1)
• уравнением движения
du 1 dP GMC _
и — +-----+ —7s-= 0:
dR nM dr r2
(2.5.2)
• уравнением состояния (политропа с по-
казателем а):
Р//> =(»/«„)“. (2.5.3)
Здесь п - концентрация плазмы (п = гц = пеу М - масса протона; и - радиальцая
скорость солнечного ветра; Мс - масса Солнца; G - гравитационная постоянная; Р -
давление. Из этих уравнений следует уравнение Бернулли:
1 /
-(w-w0) +
а Ро
((n/«0)“‘'-l)-GA/c
(2.5.4)
а-1 nQM
Рис. 2.5.4. Расчетная зависимость скорости
солнечного ветра от гелиоцентрического
расстояния г для изотермического
расширения при различных значениях
температуры короны Т
Существует однопараметрическое се-
мейство решений, показанное на рис. 2.5.3.
Характерной особенностью этого семей-
ства служит существование седловой осо-
бой точки г = гс, в которой скорость равна
местной скорости звука и = Vs, Условиям
и(0) = 0, w(oo) = Woo 0 отвечает единствен-
ное, критическое решение, которое и бы-
ло указано Паркером для описания сол-
нечного ветра. Для этого критического
решения w —> я —> 0, Р —> 0 при г —> оо.
Очевидно, при этом п r~2, Р г"2а. При
увеличении температуры короны скорость
ее расширения растет (рис. 2.5.4).
Проанализированы варианты теории
с различными значениями а и возмож-
ные отклонения от сферической сим-
330
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
метрии. Наилучшее согласие с наблюдаемой плотностью солнечного ветра полу-
чается при а = 1,1-1,2. Еще ближе к реальной короне была бы модель с а = 1 при
а < г < Z? и а = 5/3 при г> Ь.
2.5.2.3. Модели с теплопроводностью и вязкостью
Исследование политропных моделей и сравнение их с экспериментом ясно указы-
вает на неадиабатичность течения. Первые попытки учесть это обстоятельство при-
вели к учету теплопроводности и вязкости. Вместо уравнения (2.5.3) при этом ис-
пользуется уравнение переноса энергии:
л 2 Г ,Ми2 г.„ GMCM 3 „
4лг2 пи(----+ 5Т-------—) + F = 5 = const,
ч 2 г j
где F- поток тепла и вязкая диссипация:
_ dT 4 (du и У
F = -х------гш--------I;
dr 3 \ dr г)
х - коэффициент теплопроводности, г| - коэффициент вязкости. В правую часть
уравнения движения (2.5.2) при этом добавляется сила вязкости.
Следует отметить, что при использовании кулоновского коэффициента
электронной теплопроводности ке = 6-10“7Т5/2 эрг-см“2-с“1-К“1 и ионной вязкости
г| = 1(Г16Г5/2 г-см^-с"1 также были получены решения со сверхзвуковым переходом,
качественно правильно описывающие солнечный ветер. Количественного согласия
с наблюдениями вблизи 1 а. е. эти модели дать не могут, так как на столь больших
расстояниях нарушаются условия применимости гидродинамики.
Вследствие редкости столкновений и слабого обмена энергией между электрона-
ми и ионами в солнечном ветре Те Ф Тр. Это обстоятельство дало повод для рассмот-
рения двухжидкостных моделей солнечного ветра.
(2.5.5)
2.5.2.4. Двухжидкостные модели
Двухкомпонентность плазмы фактически неявно учитывается и в одножидкостной
модели с теплопроводностью, которая, в основном, обеспечивается электронами.
Уравнения двухжидкостной гидродинамики для стационарного сферически сим-
метричного течения имеют вид:
• уравнение непрерывности
лиг2 = const;
(2.5.6)
уравнения движения:
du
nmu— +
dr
du
ПМи----F
dr
уравнения баланса энергии:
3 ^Р,е т dn
2 dr р’ dr г2 dr
г2 dr
GMcMn c d(nT)
r2 dr
(2.5.7)
(2.5.8)
1 d ( dT e
“2|Kp.e-7£ =±v»(7;-re).
dr )
(2.5.9)
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
331
При записи этих уравнений учтено, что пр = пе = п - плазма электрически нейт-
ральна; wp = ие = и - электрический заряд Солнца стационарен, ке,р - теплопровод-
ность электронов и протонов; v = 2mve/М - эффективная частота обмена энергией
между электронами и протонами.
Частоты кулоновских столкновений электронов и протонов между собой суть:
4(2л)|/2«? In А
Ve “ ЗтТ?12
т
v = —v .
р М е
Кулоновский логарифм равен In А = 9,43 - 1,1511g п + 3,451g Те, где п [см“3], Те [К].
Учитывая, что
к- ( т
m к Мр ( m ) ,
— < 1 и — ~ — — « 1,
М ке {MJ
из уравнений движения (2.5.7)-(2.5.8) получаем электрическое поле:
F 1 d(Tt)
n =---------,
еп dr
и, складывая уравнения импульса для электронов и протонов, приближенно по-
лучаем:
(2.5.10)
A,du d GMcMn
пМ— = ~—п(Т' + Гр)--2--
dr dr г
(2.5.11)
Решение уравнений двухжидкостной гидродинамики (2.5.9)-(2.5.11) приводит
к различию Те и Тр (рис. 2.5.5). Однако Те/Тр~ 103 в данной модели, что гораздо
больше наблюдаемых значений этого отношения на орбите Земли.
Построены улучшенные варианты двухжидкостной модели.
1. Учет вязкости приводит к дополнительному нагреву протонов и снижению
расчетных отношений Те / Тр до значений ~3.
2. В модель вводится дополнительный источник нагрева протонов, вязкость
при этом не учитывается. Механизм нагрева может быть различным: нагрев
затухающими волнами малой амплитуды или сильными возмущениями из короны
или какая-либо неустойчивость в самом потоке солнечного ветра. Независимо от
конкретного механизма нагрева можно указать местоположение эффективного до-
полнительного источника тепла, который должен располагаться при г = (2-2,5) 7?с.
Только при этом условии удается объяснить эмпирическое соотношение между
температурой и скоростью протонов:
= (0,036 ± 0,003) и - (5,54 ± 1,50), (2.5.12)
где и [км/с], Гр [ 103 К].
Если же дополнительный источник нагрева протонов располагать ближе к
Солнцу, то сильно увеличивается скорость и и незначительно - Гр. При распо-
ложении такого источника дальше от Солнца - за точкой сверхзвукового пере-
хода - скорость и практически меняется мало, увеличивается только Тр.
332
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.5.5. Результаты расчетов по двухжидкостной модели: а - концентрация,
б - температура протонов и электронов, в - скорость, г - кулоновская частота столкновений
для протонов и электронов, /расш = г /и- время расширения до данного расстояния
3. Модификация коэффициентов переноса под действием плазменной турбулент-
ности. Предполагается, что возбуждение коллективных степеней свободы может
привести к усилению энергообмена между электронами и ионами и значительному
снижению электронной теплопроводности. Существует несколько «рецептов» фено-
менологического изменения коэффициентов переноса, при которых для расчетных
параметров плазмы получаются близкие к эксперименту результаты.
2.5.2.5. Роль волн
Оценки показывают, что движение гранул может обеспечить плотность потока
энергии ~107 эрг-см“2-с-1, что приблизительно на два порядка больше энергетических
потерь в короне. В соответствии с наблюдаемыми спектрами колебаний в фотосфере
и хромосфере предполагается, что основную роль играют движения с периодом
1-10 мин. Характерные частоты определяются размером гранул ~103 км, толщиной
хромосферы ~104 * км и фазовой скоростью ионного звука ~ 106 см/с.
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
333
В хромосфере сот ~ 10“7-10“5 для этих колебаний, их частота со значительно ниже
частоты столкновений т"1. Звуковые колебания затухают здесь относительно слабо.
Основную роль в затухании играют вязкость и теплопроводность. Длина затухания
5 ~ Мсот)"2 ~ ^со-’Ссот)'1.
На высоте ~104 км над поверхностью Солнца параметр сот - 1 и увеличива-
ется с высотой. Здесь начинается область сильной дисперсии и затухания зву-
ка. Более, длинные волны затухают слабее и глубже проникают в корону. При
сот» 1 длина затухания в однородной изотермической плазме (Гс = Гр) не зависит
от частоты, и оказывается порядка длины пробега 5 ~ X ~ («пк)-1, где о к - куло-
новское сечение.
В короне
и низкочастотные колебания фактически распространяются как магнитогидро-
динамические волны, а не как звук.
Предполагается, что мощность волн, затухающих в короне, ~1028 эрг/с, тратится
на нагрев коронального газа до -2-106 К. По-видимому, основная доля выделя-
емой при этом энергии возвращается в виде теплового потока назад, в нижние, бо-
лее холодные слои солнечной атмосферы. Остальная часть уходит в виде излуче-
ния, уносится солнечным ветром и постепенно затухает. Остаток этих колебаний
наблюдается вблизи орбиты Земли в виде альвеновских волн (уровень мощности
1024 эрг/с).
Действие волн не сводится к одному лишь нагреву. Переносимый ими поток им-
пульса направлен от Солнца. При затухании волн этот импульс передается плазме,
приводя к ее ускорению. Учет действия волн улучшает согласие теории с экспе-
риментом.
2.5.2.6. Вращение и магнитное поле
Область совместного вращения плазмы с Солнцем, согласно оценкам, лежит при
г < (10-40) 7?с. Предполагается, что граница этой области совпадает с переходом ско-
рости ветра через альвеновскую скорость:
Поскольку здесь р = 1, то М = и/Ks« 1.
Согласно теоретическим расчетам, азимутальная скорость плазмы в этой области
растет с удалением от Солнца почти линейно, достигает максимума на границе и за-
тем уменьшается. Линейная скорость вращения Солнца на экваторе ~2 км/с. Азиму-
тальная скорость солнечного ветра на орбите Земли -3-10 км/с.
Спиральная структура магнитного поля в солнечном ветре вблизи плоскости эк-
ватора, как уже отмечалось, была в основных чертах описана Паркером. Для опре-
деления поля им был использован кинематический подход. Основанием для такого
подхода служит, во-первых, приближение «вмороженности» поля в плазму. Дейст-
вительно, ввиду большой проводимости плазмы в короне и в солнечном ветре
334
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
вдоль магнитного поля су = 2-107Т3/2 см 1 характерные значения магнитного числа
Рейнольдса оказываются очень большими:
„ Lua
— »h
с
где L - характерная длина. Во-вторых, магнитное давление В2/8п в солнечном ветре
за точкой альвеновского перехода становится меньше динамического давления
пМи2/2. Отношение этих величин равно (VA/u)2 и на орбите Земли составляет 10“2.
Поэтому обратное действие магнитных сил на плазму в этой области в первом при-
ближении можно не учитывать.
Паркер предполагал, что при r<Rc линии магнитного поля вращаются вместе с
Солнцем, поле на исходной поверхности радиально и далее вморожено в поток. При
г > Rc поле вытягивается радиальным потоком плазмы из Солнца и закручивается в
спираль Архимеда под действием вращения исходной поверхности. Ясно, что воз-
мущения скорости и будут искажать картину идеальных спиралей.
В теории рассмотрены основные механизмы обратного действия магнитного поля
на поток плазмы. Во-первых, плазма в магнитном поле становится анизотропной
средой. Уменьшаются коэффициенты переноса поперек поля. Вследствие этого ста-
новится анизотропным тензор давления, Гц Ф Т±. Учет этого обстоятельства в рамках
двухжидкостной гидродинамики с анизотропным давлением приводит к моделям,
качественно правильно описывающим наблюдаемую анизотропию протонов на ор-
бите Земли. Во-вторых, магнитное поле оказывает сильное действие на поток в об-
ласти его формирования, где МА < 1, 0 < 1.
Магнитные силы вблизи Солнца преобладают над тепловым и динамическим дав-
лением плазмы. Именно они вместе с давлением волн определяют концентрацию и
потоки плазмы в различных участках короны. Большая часть линий магнитного поля
в этой области замыкается на Солнце и имеет арочную структуру, хорошо прослежи-
ваемую по свечению плазмы в видимом, ультрафиолетовом и тепловом рентгенов-
ском диапазонах. Кроме того, имеются открытые структуры шлемовидной и веерной
формы.
Измерения ультрафиолетового и рентгеновского излучения на ИСЗ OSO-7 и
КА SKYLAB и все последующие исследования показали, что в участках короны с
открытой конфигурацией поля яркость в этих диапазонах понижена по сравнению с
остальной короной. Области с пониженной яркостью эмиссионной короны получи-
ли название корональных дыр еще до этих измерений. Та же картина хорошо про-
слеживается и в видимом диапазоне, например, в зеленой корональной линии. Тем-
пература и плотность в корональных дырах в несколько раз ниже, чем в окружаю-
щей короне, а скорость квазистационарных потоков плазмы солнечного ветра из
них - выше.
Построены многочисленные теоретические и численные модели, учитыва-
ющие существование таких долгоживущих структур в короне. Таким способом
удается объяснить присутствие рекуррентных высокоскоростных потоков плазмы
с низкой плотностью. При этом предполагается, что охлаждение и понижение
плотности в корональных дырах происходит вследствие более быстрого расши-
рения вещества, уносимого в межпланетное пространство. Секторная структура
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
335
межпланетного магнитного поля при этом служит продолжением поля корональ-
ных дыр, разграниченных плотными стримерами и находящимися в них тонкими
токовыми слоями.
2.5.2.7. Кинетические модели
Измерения указывают на отличие функций распределения в солнечном ветре от
равновесных максвелловских. Гидродинамическое приближение непригодно для
описания этих более тонких свойств солнечного ветра. Построены кинетические
модели, совсем не учитывающие столкновения протонов. Движение протонов в
магнитном поле происходит тогда с сохранением адиабатического инварианта -
магнитного момента:
MVl
ц =---— = const.
2В
В спиральном магнитном поле величина В уменьшается с расстоянием. При
этом уменьшается и скорость поперечного движения. Таким образом, анизотропия
теплового движения может быть качественно объяснена.
Другой важный результат анализа таких моделей состоит в том, что в принципе
оказывается возможным существование захваченных и пролетных частиц в меж-
планетном пространстве. Основная часть электронов в солнечном ветре - тепловое
ядро функции распределения - находится на расстоянии 1 а. е. в режиме частых ку-
лоновских столкновений. Более энергичные частицы оказываются в режиме ред-
ких столкновений из-за быстрого падения резерфордовского сечения столкновений с
энергией. Для их описания также используется кинетическое уравнение. Эффек-
тивный потенциал для радиального движения надтепловых электронов зависит от их
энергии и конфигурации магнитного поля. Он имеет минимум на некотором рассто-
янии от Солнца благодаря тормозящему действию межпланетного электрического
потенциала:
z х z х Те п(г)
<p(r)-(p(oo) = —In——.
е п(ю)
Таким образом, имеются захваченные и пролетные электроны.
Эффективный потенциал для ионов определяется в основном суммарным дейст-
вием тормозящего гравитационного поля Солнца и ускоряющего межпланетного
электрического поля. На расстоянии порядка десятка солнечных радиусов образуется
потенциальный горб, удерживающий ионы.
Естественным образом описываются состояния с взаимопроникающими потоками
и их эволюция - развитие неустойчивостей и нагрев протонов за счет выравнивания
разницы скоростей потоков.
Наконец, сверхзвуковой переход получается и в моделях без учета столкнове-
ний, т. е. при крайней степени отклонения от условий применимости гидродина-
мики. Это дает дополнительное обоснование для гидродинамического подхода
при грубом описании макроскопических характеристик солнечного ветра.
Асимптотическая массовая скорость плазмы на бесконечности может быть
вычислена при простейших предположениях о нижних граничных условиях в
336
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
рамках бесстолкновительных экзосферных («испарительных») моделей с учетом
действия силы тяжести, квазинейтральности плазмы и небольшого частичного
разделения зарядов, образующих самосогласованное электростатическое поле.
Результаты такого рассмотрения показывают, что Солнце в целом приобрета-
ет относительно небольшой положительный заряд за счет выхода электронов
с большой тепловой скоростью, так как тепловая скорость протонов в изотер-
мической плазме приблизительно в сорок раз меньше. Скорость радиального
расширения плазмы оказывается порядка среднего геометрического значения
между тепловой скоростью протонов и электронов. Таким образом, бесстолк-
новительная плазма расширяется в вакуум гораздо быстрее, чем нейтральные
атомы при той же температуре, но медленнее, чем тепловая скорость электронов.
Экзосферные модели указывают правильный порядок величины для ожидаемых
значений скорости солнечного ветра.
2.5.3. Гелиосферное магнитное поле
Термин «гелиосферное магнитное поле» ныне широко используется как сино-
ним более старого словосочетания «межпланетное магнитное поле». Это поле
создается в основном электрическими токами в самой гелиосфере, а не только на
Солнце. Электропроводность плазмы велика, поэтому электрические токи легко
возбуждаются всюду на Солнце и в гелиосфере благодаря индукционному ме-
ханизму в движущейся плазме с ее переменными скоростями, а также благодаря
частичному разделению зарядов в ней при сохранении в целом квазинейтраль-
ности в больших объемах.
Спиральный узор корпускулярных потоков из вращающегося Солнца напо-
добие струи воды из вращающегося шланга был указан С. Чепменом (1929) и
затем описан в его же классической книге, написанной совместно с
Ю. Бартельсом и давшей название области знаний «Геомагнетизм». Кстати, ими
же было введено и представление о магнитной полости вокруг Земли, которую
впоследствии назвали магнитосферой. Получающийся вследствие этого общий
характер квазистационарного межпланетного магнитного поля в виде спиралей
Архимеда был затем представлен Паркером в виде модели, развитой им для об-
ласти вблизи плоскости эклиптики на основе кинематического анализа уравнений
электродинамики с использованием приближения «вмороженности» (прово-
димость среды а = оо). Дальнейшие важные шаги в развитии теории межпла-
нетного магнитного поля, связанные с разработкой более реалистических
моделей трехмерной спиральной и конической структуры гелиосферного магнит-
ного поля, были сделаны другими исследователями, причем главным достижени-
ем явилось осознание роли гелиосферного токового слоя, его формы и располо-
жения в пространстве.
Линии магнитного поля в простейшей спиральной модели гелиосферного поля
предполагаются совпадающими с линиями течения вещества в системе отсчета,
вращающейся вместе с Солнцем. Поле вне некоторой исходной сферы радиуса г0
можно описать простыми формулами:
ГЛАВА 2.5 СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ 337
5е=0, (2.5.13)
В =-Вг—sin О,
и
где (г, 0, ср) - сферические координаты; и - скорость солнечного ветра; 5о(О, ср) - за-
данная величина магнитного поля на некоторой исходной сфере г0; £2 = 2,7-10“6 с-1 -
угловая скорость вращения Солнца. В простейшем аксиально симметричном случае
принимают 5о(О) = Bq sign(0 - я /2).
Такая модель лишь в самых грубых чертах описывает некоторую общую и сильно
осредненную картину поля в года низкой солнечной активности. В покоящейся сис-
теме координат вблизи солнечного экватора линии межпланетного магнитного поля
имеют при этом вид спиралей Архимеда, закрученных против вращения Солнца:
г = Го-^((р-ф°). (2.5.14)
Угол наклона этой спирали \|/ относительно радиального направления равен:
\|/ = arctg-^^——, (2.5.15)
и
на орбите Земли
и угол \|/ = 45° при и = 430 км/с; \|/ = 56° при и = 300 км/с. В соответствующих безраз-
мерных цилиндрических переменных рср архимедовы спирали для линий поля могут
быть представлены как р = ср, а ортогональные им линии поверхностного тока имеют
вид гиперболических спиралей р = ср-1. Линии тока - плотно намотанные почти кру-
говые кольца вблизи Солнца, постепенно переходящие в радиальный поверхностный
ток на больших расстояниях. Компенсирующий его противоположно направленный
однородный радиальный ток в объеме не создает никакого магнитного поля.
В модели предполагается, что в системе отсчета, связанной с потоком плазмы,
электрическое поле отсутствует. Тогда в неподвижной системе отсчета
Е = --[ихВ].
С
Это поле направлено поперек потока, имеет величину ~1 В/км и играет заметную
роль при движении космических лучей не слишком высокой энергии.
В этой модели все линии магнитного поля представляют собой конические спи-
рали, лежащие на круговых конусах 0 = const. Они начинаются на исходной сфере
и уходят другим концом на бесконечность. Важной топологической особенностью
такой модели является отсутствие замкнутых линий и петель поля (50 = 0). Эта
особенность непосредственно связана с использованием условий вмороженности и
стационарности при радиальном истечении. В реальности же такие петли сущест-
вуют, что может быть легко представлено также и в более адекватных теорети-
ческих моделях.
338
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
В самом деле, в моделях с конечной проводимостью (и Ф оо) возможно стацио-
нарное течение и с магнитными петлями. Были построены соответствующие ана-
литические аксиально симметричные модели. К тому же, реальное поле не является
стационарным ни в какой выбранной системе координат. Петли магнитного поля
могут существовать (и действительно существуют) как нестационарные образова-
ния в гелиосфере повсеместно и всегда, а магнитное поле в общем случае имеет
все три компоненты. Так как квазистационарное радиальное поле убывает как
квадрат расстояния, а остальные составляющие спадают лишь как первая степень
расстояния, то в дальней гелиосфере в мгновенной картине поля преобладают две
его векторные составляющие, поперечные относительно радиального направле-
ния. Они, как правило, сравнимы по величине всюду, даже в полярных областях
гелиосферы. Меридиональная составляющая является малой лишь при грубом
осреднении поля по времени или по пространству. Во внутренней гелиосфере маг-
нитное поле близко к радиальному. Наблюдаемое межпланетное магнитное поле
постоянно флуктуирует.
Экспериментальные данные показали, что описанная выше спиральная модель
межпланетного поля, часто называемая моделью Паркера, пригодна лишь для грубо
приближенного описания усредненных характеристик магнитного поля вблизи плос-
кости эклиптики, однако Bq ф 0. Если изменения компонент магнитного поля с рас-
стоянием описывать выражениями Вг ~ г""1, ~ r""2, Bq ~ г~*\ то почти все измерения
дают значения этих коэффициентов п\ ~2, п2>1. Так, например, по данным
КА PIONEER, усредненным за один оборот Солнца, = 2,1г"2’1, = 2,9г"1’4,
Ву = 3,9г"1’3, В = 6,7г~{,У1 при среднеквадратичных отклонениях = 3,5г"1’34, сто = 3,9г"1’3,
суф = 5,1г"1’3, су = 3,3г"1’1. Здесь значения компонент В, су выражены в нанотеслах
(10~5 Гс), г- в астрономических единицах (а. е.).
Среднегодовые значения В в годы минимума СА обычно несколько ниже, чем в
годы максимума. Это различие относительно невелико, порядка первых десятков
процентов. Двадцатый цикл был слабым, поэтому в 1963-1977 гг. среднее магнитное
поле на орбите Земли менялось незначительно. Тогда отмечались лишь небольшие
понижения В на 10-15% в 1963-1965 гг. относительно стабильного среднего значе-
ния В « 5,7 нТ, измеренного в остальные годы. Оказалось, что величина log В распре-
делена по нормальному закону со средним значением 0,76 и дисперсией 0,178. Веро-
ятность наблюдать данное среднечасовое значение северо-южной составляющей
магнитного поля | Bz(y) | аппроксимируется для 1963-1974 гг. выражением:
Р(| Bz |) = 0,5 exp (-0,515 Ю + № exp (-0,1771 Bz |). (2.5.16)
Эти закономерности пока не нашли полного теоретического объяснения.
Структуру межпланетного магнитного поля изучают также косвенными способа-
ми при наблюдении вариаций космических лучей. При этом, как правило, заранее
предполагают определенную модель поля и проверяют ее пригодность. Наблю-
дения вариаций магнитного поля на Земле также дают информацию о межпланет-
ном поле. Определенные типы геомагнитных возмущений оказались связанными
с переходом Земли из одного сектора межпланетного поля в другой. Геомагнит-
ные наблюдения ведутся уже очень давно, поэтому найденные закономерности
позволили исследовать изменения секторной структуры за многие десятки лет.
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
339
Подобным образом можно также реконструировать знак северо-южной состав-
ляющей межпланетного магнитного поля во время геомагнитных бурь, анали-
зируя характер поведения индексов геомагнитной активности. Физическая основа
такой реконструкции базируется на том, что развитие геомагнитных бурь непо-
средственно связано с этой величиной и компонентой межпланетного электри-
ческого поля в направлении утро-вечер. Таким способом удается частично по-
лучить сведения об условиях в межпланетном пространстве в те времена, когда
непосредственные измерения в космосе еще не производились.
Заканчивая это общее введение, следует еще раз подчеркнуть сложность и
нерешенность многих вопросов, относящихся к структуре и динамике гелиосфер-
ных полей, несмотря на огромный прогресс, достигнутый за последние десяти-
летия в основном благодаря прямым магнитометрическим измерениям в космосе
с использованием многочисленных космических аппаратов и спутников. В ка-
честве некоторого курьеза можно отметить, что первоначальная интерпретация
полученных прямых измерений межпланетного магнитного поля с попыткой
указать в качестве их объяснения на суперпозицию постоянных вакуумных со-
ставляющих дипольного магнитного поля Солнца и галактического магнитного
поля (Coleman, Davis, Sonett, 1960) была совершенно ошибочной. Сейчас это ка-
жется странным, но очевидное проявление гелиосферных электрических токов не
было тогда осознано. К сожалению, отголоски этих ошибок до сих пор все еще
весьма сильно влияют на интерпретацию многих наблюдаемых явлений в гелио-
сфере. Поэтому ниже будут более подробно изложены некоторые общие поло-
жения по этому поводу.
2.5.4. Происхождение межпланетного магнитного поля
Наблюдаемые в гелиосфере квазистационарные магнитные поля создаются элек-
трическими токами на Солнце и в самой гелиосфере. Многочисленные эксперимен-
тальные данные указывают на тесную связь гелиосферных и солнечных магнитных
полей и электрических токов, образующих единую токовую систему, которая весьма
сложна, изменчива и далеко еще не до конца изучена. Однако совершенно ошибочно
было бы полагать и говорить, как это, к сожалению, часто делается, о каком-либо
«солнечном» источнике межпланетного магнитного поля хотя бы уже потому, что
магнитное поле бездивергентно и вообще не имеет источников. В природе отсутст-
вуют магнитные заряды. Магнитное поле соленоидально и имеет чисто вихревую
природу.
Модели магнитного поля в короне и межпланетной среде в настоящее время стро-
ят, исходя из наблюдаемой картины фотосферных полей. Для этой цели используют
синоптические карты, отражающие расположение и интенсивность крупномасштаб-
ных полей в фотосфере для заданного промежутка времени. На уровне фотосферы
концентрация и тепловое давление плазмы велики, р > 1, так что в этой области (1 на
рис. 2.5.6) структура магнитного поля и ее изменения обусловлены движением ве-
щества. Над фотосферой концентрация плазмы быстро убывает, плотность же энер-
гии магнитного поля В2 /8л убывает значительно медленнее. Поэтому в хромосфере и
340
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.5.6. Схема строения
межпланетного магнитного поля:
область 1 - р » 1, МА «: 1;
область 2 - р < 1, МА < 1;
область 3 - р ~ 1, МА > 1
короне имеется область 2, где приближенно вы-
полняется в основном противоположное условие
Р < 1. Это дает некоторые основания полагать,
что в данной области движения плазмы и токи в
ней уже не столь существенны для определения
магнитного поля, т. е. его можно здесь прибли-
женно считать потенциальным:
4тс
rotB = — J = 0,
с
так что в В = VA, VA = 0. Далее, поскольку
пространственные масштабы фотосферных
полей относительно малы, гс, то из
VA = 0 следует, что и радиальный масштаб по-
лей в области 2 - dfB) гс. Этот же масштаб
характеризует, очевидно, и убывание с рас-
стоянием плотности энергии магнитного поля. В то же время плотность энергии
плазмы W=nT к короне убывает намного медленнее (d^ ~ г с), что говорит об ог-
раниченной протяженности области 2: за ее пределами плотность энергии плазмы
снова превышает величину В2 /8л. Там конфигурация поля уже определяется дви-
жением плазмы, единственная конфигурация поля, которая может существовать
при этом стационарно в условиях вмороженности, - это чисто радиальное поле;
тангенциальные составляющие поля В «выносятся» потоком плазмы. Таким обра-
зом, имеется переходная область, в которой V2A Ф 0, т. е. протекают токи, пре-
вращающие поле в радиальное. В моделях эта область часто заменяется беско-
нечно тонким сферическим слоем X, разделяющим области 2 и 3 (см. рис. 2.5.6),
в котором текут поверхностные токи таким образом, что В{\^ = 0. В области 3 поле
оказывается радиальным на исходном уровне и далее изменяется при увеличе-
нии г, как показано на рисунке. Значение В на исходном уровне (его иногда назы-
вают поверхностью источника солнечного ветра) определяется, таким образом, в
результате решения магнитостатической задачи ДА = 0 в объеме сферической
оболочки 2 с заданием граничных условий: ^(0»ф) на внутренней границе и Bt = 0
на внешней. Эта задача решается на ЭВМ. При соответствующем выборе радиуса
го поверхности £, который является произвольным параметром модели, удается
получить секторную структуру поля на 1 а. е., довольно близко соответствующую
реально наблюдаемой. Это относится к периодам спокойного Солнца. Корональ-
ные выбросы массы и другие нестационарные плазменные процессы на Солнце
и в гелиосфере сильно нарушают такую структуру поля. Существуют более слож-
ные модели с несферической поверхностью источника, задаваемой априори
или находящейся из решения самосогласованных магнитогидродинамических
уравнений.
Секторная структура межпланетного поля обладает устойчивостью во времени,
особенно в годы минимальной солнечной активности, когда число секторов остается
постоянным, а их относительное положение и размеры могут мало меняться в тече-
ние нескольких месяцев и даже года.
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
341
Вопрос о поведении межпланетного поля вне плоскости солнечного экватора и
о гелиоширотной протяженности секторной структуры в настоящее время в значи-
тельной мере прояснился благодаря прямым измерениям на КА ULYSSES. Если
исходить из модели происхождения поля, описанной выше, и считать поле всюду
полностью вмороженным в плазму, то линия поля должна навиваться на поверхность
конуса с вершиной в центре Солнца, так что в невозмущенном поле ~ sin0.
Гелиоширотная протяженность сектора, в среднем, должна быть довольно велика
(~60°), определяясь протяженностью сектора на исходном уровне г = гс- Однако оба
эти вывода основаны на слишком упрощенной модели. В нестационарных моде-
лях и моделях с конечной проводимостью линии поля делятся на замкнутые и
разомкнутые. В проекции на плоскость экватора все они также имеют вид спира-
лей. Казавшиеся в свое время удивительными и непонятными результаты полета
КА PIONEER-Н, который после разворота в гравитационном поле Юпитера от-
клонился на величину ~1 а. е. от плоскости эклиптики при дальнейшем своем дви-
жении в сторону Солнца, в настоящее время легко интерпретируются с исполь-
зованием представлений о структуре поверхности главного гелиосферного тока,
разделяющего магнитные сектора и домены противоположно направленных
полей. В 1976 г. отклонение траектории от плоскости солнечного экватора к северу
достигало 16°. Секторная структура на широтах выше 15° при этом отсутствова-
ла. Магнитное поле оказалось здесь направленным постоянно от Солнца. Сейчас
мы достаточно уверенно знаем основные изменения наклона токового слоя от-
носительно оси вращения Солнца в ходе солнечного цикла.
Трехмерная структура гелиосферного магнитного поля весьма сложна и ди-
намична. Она во многом определяется положением, формой и силой главного
гелиосферного токового слоя. Ниже рассматриваются лишь некоторые простейшие
модели, имеющие целью проиллюстрировать наиболее важные моменты,
2.5.5. Иллюстративные модели
На рис. 2.5.7 представлена разработан-
ная нами аналитическая модель магнит-
ного поля в области формирования сол-
нечного ветра в годы низкой солнечной
активности. Эта модель образована супер-
позицией поля точечного диполя, распола-
гаемого в центре Солнца, и тонкого гелио-
сферного токового слоя в экваториальной
плоскости. Такая модель обладает целым
рядом привлекательных свойств и отража-
ет правильное асимптотическое поведение
поля как на малых расстояниях (диполь),
так и на больших расстояниях, где, соглас-
но наблюдениям на КА ULYSSES, ради-
альная составляющая поля практически не
Рис. 2.5.7. Модель магнитного поля
в области формирования солнечного ветра
в годы низкой солнечной активности.
Показаны линии магнитного поля вокруг
Солнца в модели «диполь + тонкий токовый
слой в экваториальной плоскости»
342
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
зависит от гелиошироты и убывает как квадрат гелиоцентрического расстояния.
В модели имеется сепараторная поверхность, отделяющая замкнутые линии поля в
приэкваториальной области от открытых линий в полярных участках. Модель
воспроизводит основные наблюдаемые черты солнечной короны с полярными
корональными дырами и приэкваториальными стримерами в минимуме актив-
ности. Параметры модели удается прокалибровать количественно по наблюде-
ниям магнитного поля на фотосфере для определения магнитного момента
Солнца и по данным измерений межпланетного магнитного поля на космических
аппаратах для определения величины силы тока на секторных границах. Удоб-
ными и наглядными эквивалентными характеристиками модели служат замк-
нутый магнитный поток на Солнце и открытый магнитный поток в гелиосфере.
Оказывается, что дипольный магнитный момент Солнца достигает наибольших
значений в годы минимальной солнечной активности, а межпланетное магнит-
ное поле в это время убывает до наименьших значений. В годы, близкие к мак-
симуму активности, ситуация оказывается полностью противоположной. Именно
благодаря этому обстоятельству форма корональных лучей выглядит тогда более
радиальной.
В максимуме цикла СА магнитное поле имеет более сложную и динамичную
структуру. Это выражается, в частности, в относительно большем вкладе квадру-
польной, октупольной и более высоких гармоник в потенциальном разложении. В это
время существуют более сильные и нестационарные электрические токи, сосредото-
ченные в электроджетах, токовых слоях, волновых возмущениях, многие из которых
имеют характер распространяющихся разрывов и ударных волн. Вектор дипольного
момента и связанный с ним наклон гелиосферного токового слоя претерпевают из-
менения в ходе цикла.
Форма поверхности гелиосферного токового слоя близка к плоской в годы низ-
кой активности. Срединная плоскость гелиосферного токового слоя располагается
в плазменном слое вблизи магнитного экватора, где напряженность потенциальной
части магнитного поля минимальна. В годы минимальной солнечной активности
положение магнитного экватора в основном определяется направлением вектора
дипольного момента, который в это время находится близко к оси вращения Солн-
ца. С ростом фазы цикла от минимума к максимуму вектор дипольного момента все
больше отклоняется от оси вращения Солнца. Угол между дипольным моментом и
осью вращения достигает 90° вблизи максимума цикла (для текущего 23-го цикла
это имело место в июле 1999 г.) и продолжает нарастать далее, пока не займет свое
новое относительно устойчивое положение вблизи 180°. Переполюсовка диполь-
ного поля (поворот на 180°) сопровождается его ослаблением в несколько раз в го-
ды максимума активности, когда ось диполя перпендикулярна оси вращения, а то-
ковый слой занимает «вертикальное» положение. Соответственно этому площадь
корональных дыр вблизи магнитных полюсов оказывается наибольшей в минимуме
и наименьшей в максимуме цикла. Магнитные полюса почти совпадают с гелио-
графическими полюсами в минимумах циклов, а в максимумах они располагаются
вблизи гелиографического экватора и вращаются вместе с Солнцем. Наличие за-
метного аксиального квадруполя на Солнце в это время приводит к сильной асим-
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
343
метрии в размерах приполюсных корональных дыр около северного и южного маг-
нитных полюсов в гелиосфере.
Процесс переполюсовки носит в целом циклический, но не вполне монотонный
характер - наблюдаются резкие скачкообразные изменения в структуре поля, его
мультипольном составе, ориентации и величине диполя, других характеристиках на
всех временных масштабах, ассоциируемых с развитием и жизнью отдельных эле-
ментов и комплексов активности (годы, месяцы, недели). Соответственно этому
изменяется видимая форма солнечной короны, ее лучевая и арочная структура,
расположение корональных дыр, гелиосферный токовый слой и потоковая структу-
ра быстрого и медленного солнечного ветра. Этим же объясняется в целом двух-
секторная структура гелиосферного магнитного поля с «горизонтальной» границей
между секторами в минимуме цикла и «вертикальной» - в максимуме. Наблюдения
солнечного ветра и магнитного поля на КА ULYSSES в полярных областях в
1994-1995 гг. и в 2000-2001 гг. полностью соответствуют описанной картине. Пер-
вый из указанных периодов относится к спаду 22-го цикла, а второй - к максимуму и
началу спада 23-го цикла. Заканчивающийся 23-й цикл слабый, относительно длин-
ный - переполюсовка диполя длилась с 1999 по 2001 гг. В более мощных циклах
переполюсовка происходит значительно быстрее. Это дает основание различать
квазистационарный вариант от нестационарного по следующему простому критерию.
В первом случае длительность процесса переполюсовки t больше пролетного вре-
мени солнечного ветра через всю гелиосферу до ее лобовой точки. При размере ге-
лиосферы £ ~ 100 а. е. и скорости солнечного ветра w ~ 400 км/с это пролетное время
составляет порядка 1 года. Во втором случае длительность переполюсовки ближе к
противоположному предельному случаю. Полезный безразмерный параметр - число
Струхаля S = L l(ut) - отделяет друг от друга оба режима переполюсовки S < 1 и S > 1.
Использование этого числа удобно и в других случаях для разграничения квази-
стационарных и динамических состояний. Это число показывает, когда можно в
расчете пренебречь силами инерции, а когда этого делать нельзя.
Существует простая кинематическая модель переполюсовки гелиосферного по-
ля (Веселовский и др., 2002). Расчетная форма мгновенной поверхности гелио-
сферного токового слоя на расстояниях до нескольких десятков астрономических
единиц для различных моментов времени в двух возможных вариантах переполю-
совки показана на рис. 2.5.8, 2.5.9. В квазистационарном случае (рис. 2.5.8) проис-
ходит медленный поворот всей гелиосферной конфигурации, а в нестационарном
(рис. 2.5.9) - в гелиосфере распространяется конвективная неоднородность. При
этом возникает движущаяся наружу граница между «прошлым» состоянием во
внешней гелиосфере и «новым» состоянием внутри этой границы. На рис. 2.5.9 по-
казан случай быстрой переполюсовки, когда вектор дипольной составляющей маг-
нитного поля Солнца повернулся на угол ~90° за время около 1,5 месяцев. Более
наглядная визуализация процесса переполюсовки глобального магнитного поля в
гелиосфере в ходе солнечного цикла и модель этого процесса представлены в ви-
де кинофильмов на странице (http://dbscrv.sinp.msu.ru/~olga/shcct.avi). Магнитная
структура в хвосте гелиосферы в целом напоминает двойную спираль, образованную
вращением Солнца и наложенным на него поворотом оси Солнца. На странице
344
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.5.8. Форма поверхности гелиосферного токового слоя в модели
медленной переполюсовки
Рис. 2.5.9. Форма поверхности гелиосферного
токового слоя в модели быстрой переполюсовки
(слева - вид «сверху», справа - вид «сбоку»)
(http://dbserv.sinp.msu.ru/~olga/reversal.avi) можно найти результаты расчетов пере-
полюсовки гелиосферного поля в анимационном виде для текущего солнечного
цикла с использованием разработанной модели и реальных граничных условий на
Солнце.
2.5.6. Возмущения в солнечном ветре и межпланетном магнитном поле
Солнечный ветер и межпланетное магнитное поле постоянно изменяются во
времени и в пространстве. Эти изменения можно условно подразделить на сильные
и слабые в зависимости от рассматриваемых масштабов и ситуаций. Поэтому, го-
воря о «возмущениях», часто имеют в виду отклонения от некоторых реперных
модельных образов и представлений, простейшими из которых являются одно-
родные и стационарные теоретические объекты. Одномерные, двумерные или трех-
мерные стационарные модели являются более адекватным приближением по срав-
нению с однородной средой и часто служат таким удобным репером. Однако в слу-
чае очень сильных возмущений и сверхмагнитозвуковой турбулентности такое
нулевое приближение оказывается малополезным даже в качественном плане, и
описание происходящих процессов должно строиться изначально на другой основе
Никакой общей теории сильной турбулентности в общем виде для всех мыслимых
ситуаций не существует и не может существовать в силу большого разнообразия
нелинейных режимов и отсутствия какой-либо универсальности в масштабных
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
345
(ныне все чаще говорят на английский манер - «скейлинговых») соотношениях
между различными физическими процессами и безразмерными параметрами. Тур-
булентность понимается в данном контексте как неупорядоченная многомасштаб-
ность. В качестве самих параметров порядка и масштаба могут выступать самые
различные физические величины, так что представления о ламинарности и тур-
булентности всегда требуют пояснения. Они сами по себе не являются ни абсолют-
ными, ни инвариантными, ни взаимоисключающими.
Уровень турбулентности в солнечном ветре бывает различным. Он меняется во
времени и в пространстве, отвечая граничным и начальным условиям на Солнце. Как
правило, турбулентность не является слабой и установившейся, а носит ярко выра-
женный перемежающийся характер на всех представляющих интерес пространст-
венно-временных масштабах в короне Солнца и гелиосфере. Магнитные поля делают
свойства среды, в том числе и турбулентность, анизотропными. Все эти обстоя-
тельства сильно осложняют возможность достаточно полного динамического описа-
ния, как на уровне макроскопического подхода, так и в кинетическом приближении.
Тем не менее на определенных участках можно обнаружить некоторые характерные
особенности, проводить статистические исследования средних свойств или анали-
зировать отдельные ситуации, что и делается в современных исследованиях. Особый
интерес представляют самые мощные нелинейные явления и структуры типа удар-
ных волн, разрывов и т. п. Предположение о некоторых универсальных сценариях
бывает порой оправданным и весьма удобным при определенных ограничениях в
упрощенных теоретических конструкциях и при попытках соотнести их с более
сложной реальностью.
В случае не очень сильной турбулентности хорошей отправной точкой может
служить линейный анализ, метод теории возмущений, квазилинейный подход и
тому подобные приближения, хорошо развитые ныне. В рамках линейного анализа
можно говорить о независимых типах волновых и конвективных возмущений. С
учетом нелинейности принцип суперпозиции нарушается, и такое простое описа-
ние на языке отдельных волновых и конвективных (диссипативных) мод теряет
свою общность, а часто и вовсе становится неприменимым. К сожалению, это про-
стое физическое обстоятельство порой теряется из виду, и на этой почве возникают
недоразумения. Например, до сих пор распространено заблуждение, состоящее в
том, что турбулентность в солнечном ветре может быть полностью представлена
некоторым набором волн. Это, конечно, не так. Однако в солнечном ветре локально
наблюдались практически все типы волн и конвективных возмущений, которые
могут возбуждаться и распространяться при данных параметрах плазмы и полей.
Отождествление типов флуктуаций в солнечном ветре представляет непростую
экспериментальную задачу.
2.5.6.1. Спектр флуктуаций
Наиболее полные непосредственные измерения спектров колебаний межпла-
нетного магнитного поля при помощи ИСЗ и КА выполнены в диапазоне частот
10~7-10-1 Гц. В качестве примера на рис. 2.5.10 показаны данные, полученные на
MARINER-2 и MARINER-4. Низкочастотный участок спектра /< 10~5Гц плоский.
346
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Спектральная плотность, нТл2Тц 1
Спектральная плотность, нТл2Тц 1
Рис. 2.5.10. Энергетические спектры
флуктуаций компонент магнитного поля,
его модуля | В | и радиальной скорости иг
по данным КА MARINER-2 (сплошные
линии) и MARINER-4 (точки)
Результаты косвенных измерений в
Он соответствует крупномасштабным воз-
мущениям с характерным размером L бо-
лее 0,1 а. е. Мелкомасштабные неоднород-
ности /> 10~4 Гц имеют падающий спектр
с показателем —1,2. В теоретической моде-
ли стационарной изотропной турбу-
лентности рассматривается приток энергии
в низкочастотной области и сток - в высо-
кочастотной за счет диссипации. Тогда на
промежуточном «инерционном» участке
спектр должен иметь наклон -1,5, что каче-
ственно соответствует участку 10“5-10“2 Гц
в солнечном ветре.
Флуктуации магнитного поля в целом
изучены лучше, чем флуктуации плазмы.
Мощность колебаний магнитного поля
меняется в цикле солнечной активности
сильно - в несколько раз или даже на
порядок величины. С удалением от Солнца
мощность колебаний уменьшается про-
порционально г’3 (PIONEER-10, HELIOS-1,
HELIOS-2 и последующие измерения на
других аппаратах). В диапазоне частот
10“4-10~3 Гц форма спектра меняется мало
с удалением от Солнца, согласно измере-
ниям скорости и ее колебаний на КА
PIONEER-10.
Спектры колебаний магнитного поля
исследуют также косвенным способом -
по модуляции галактических космиче-
ских лучей. Средние характеристики
неоднородностей плазмы можно извлечь
из радиоастрономических наблюдений.
Оба эти метода основаны на опреде-
ленных модельных представлениях о
межпланетной среде и в этом смысле
менее надежны. Однако они дают важ-
ную информацию о параметрах солнеч-
ного ветра на различных расстояниях, в
том числе вне плоскости эклиптики,
определенной степени согласуются со
спектрами, получаемыми из прямых измерений. Сочетание различных методов
позволяет частично устранить большие трудности с интерпретацией наблю-
даемых флуктуаций как пространственных или временных неоднородностей.
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
347
В физическом отношении разделение на конвективные и волновые возмуще-
ния возможно лишь локально для слабых неоднородностей в линейном при-
ближении.
2.5.6.2. Крупномасштабные неоднородности
Сюда относятся:
• магнитные сектора и связанные с ними высокоскоростные корпускулярные по-
токи;
• длительные возмущения за фронтом ударной волны после эрупций на Солнце.
Помимо них существует целый ряд более слабых и/или кратковременных воз-
мущений. Первая группа возмущений - рекуррентная, т. е. квазипериодическая.
Она связана с вращением неоднородной поверхности Солнца. Наибольший
вклад в полную мощность колебаний дают периоды порядка нескольких суток.
Между изменениями параметров и, п, Т в таких рекуррентных возмущениях
имеются некоторые характерные фазовые соотношения. Как правило, на орбите
Земли быстрый поток наблюдается вблизи ведущего края магнитного сектора.
Такая асимметрия может быть связана как с граничными условиями на Солнце,
так и с нелинейной эволюцией в межпланетной среде. На переднем краю высо-
коскоростных потоков возрастает плотность, температура электронного ядра,
продольная температура гало. В самих высокоскоростных потоках возрастает
температура протонов, анизотропия температур всех электронных составляющих,
разница скоростей между ними. Уменьшается плотность, температура ядра и по-
ток тепла.
Сведений об условиях в корональных дырах и более низких участках солнеч-
ной атмосферы под ними и вокруг них пока недостаточно для полного представ-
ления о трехмерном распределении я, и, Г, В и потока волн. Возможность подоб-
ной асимметрии в граничных условиях в настоящий момент исключить нельзя.
С другой стороны, существует несколько вариантов нелинейных магнитогидроди-
намических моделей, в которых начальные симметричные по долготе возмущения
на Солнце приобретают асимметрию в процессе дальнейшей эволюции.
Поскольку движение плазмы сверхзвуковое и сверхальвеновское, то опреде-
ляющую роль в структуре этих возмущений играют вариации скорости, и для их
качественного описания при определенных ограничениях может быть исполь-
зовано простое газокинетическое приближение. Применение этого подхода дает
возможность проследить за эволюцией начальных и граничных возмущений,
используя для этой цели простой метод характеристик.
Рассчитанные для различных расстояний от Солнца г (а. е.) профили скорости и
плотности изображены на рис. 2.5.11, где по оси абсцисс отложен азимутальный
угол \|/. Как видно, на расстоянии г > 1 должно произойти опрокидывание фронта
волны возмущения. В дальнейшем формируется клинообразная область уплотнения
и разогрева, ограниченная скачками макроскопических параметров плазмы и маг-
нитного поля. Здесь плазма наиболее заметно отклоняется от термодинамического
равновесия: наблюдаются взаимопроникающие потоки, сильные флуктуации и над-
тепловые частицы.
348
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.5.11. Эволюция профилей скорости
(пунктир) и плотности (сплошные линии)
в зависимости от азимутального угла \|/ и
гелиоцентрического расстояния г:
1 - 0 а. е.; 2 - 0,5 а. е.; 3 - 1,0 а. е.
Как уже отмечалось, крупномасштаб-
ные структуры не исчерпываются рекур-
рентными возмущениями. Это особенно
хорошо заметно вблизи максимума сол-
нечной активности, когда устойчивость
секторной структуры нарушается.
Возмущения, порождаемые сильными
эруптивными событиями, являются еще
одним примером крупномасштабных воз-
мущений в межпланетном пространстве.
Для установления связи межпланетных
ударных волн с возмущениями, происхо-
дящими на Солнце, важную роль играют
наблюдения, постоянно выполняемые ко-
ронографами и телескопами, в том числе,
установленными на ИСЗ и КА, а также
радиоастрономические наблюдения. Из-
вестно, что вспышечная активность тесно
связана с появлением в радиоизлучении
Солнца всплесков различных типов. При-
рода этих всплесков неодинакова, они свя-
заны с различными агентами, порождае-
мыми вспышкой. Для нас представляют
интерес, в первую очередь, всплески вто-
рого типа. Это излучение имеет максимум в метровом диапазоне длин волн; всплески
довольно длительны - минуты или десятки минут. Характерной их особенностью
является дрейф частотного максимума в сторону меньших частот. Считается, что это
радиоизлучение появляется в результате трансформации в электромагнитные волны
на неоднородностях солнечной короны плазменных волн, которые, в свою очередь,
возбуждаются в плазме короны распространяющимся по ней крупномасштабным
возмущением от вспышки - ударной волной. Скорость дрейфа частотного максимума
в спектре плазменных волн будет при этом определяться скоростью перемещения
ударной волны в неоднородной короне, плотность которой убывает с высотой. Для
известных моделей распределения плотности при этом получаются скорости до
1 000 км/с и более. Современные инструменты с высоким угловым разрешением
позволяют проследить за развитием радио-всплеска в пространстве и времени.
Радиовсплески третьего типа генерируются потоками быстрых электронов. Про-
слеживая это излучение в космосе, удается установить свойства электронных по-
токов и среды распространения. Получаемые таким способом сведения о плотности
плазмы и спиральной структуре магнитного поля согласуются с прямыми изме-
рениями. В ближайшее время ожидается реализация проекта «Stereo», в ходе кото-
рого дистанционные оптические и радионаблюдения будут выполнены одно-
временно на двух КА, один из которых движется впереди Земли, а другой позади
нее по той же орбите, как и сама Земля движется вокруг Солнца. Стереоскопи-
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
349
веские наблюдения помогут получить недостающую информацию о трехмер-
ной структуре плазменных и магнитных неоднородностей, связанных с корональ-
ными выбросами массы.
Задача о распространении в межпланетной среде сильного возмущения, приво-
дящего к образованию ударной волны, в общей постановке очень сложна. Про-
стейшие модели являются фактически газодинамическими, влияние магнитного
поля на движение газа в них не учитывается. При этом отправными точками служат
известные газодинамические модели, допускающие автомодельные решения: мо-
дель точечного взрыва и модель движущегося поршня. Если энерговыделение от
вспышки происходит в некотором ограниченном объеме и за короткое время, то на
расстояниях, больших по сравнению с размерами этого объема, и спустя время,
большее по сравнению с периодом энерговыделения, движение газа уже не будет
зависеть от размеров этого начального объема и длительности энерговыделения. В
этом случае говорят о точечном взрыве. Если к тому же можно пренебречь скоро-
стью невозмущенного солнечного ветра по сравнению с направленной скоростью
движения газа в возмущенной области, и считать, что энергия возмущенного дви-
жения велика по сравнению с внутренней энергией газа, то мы приходим к модели
сильного взрыва. В этих условиях должно иметь место автомодельное решение, в
котором все безразмерные величины, которые можно образовать из физических
параметров задачи, должны зависеть лишь от одного аргумента - «фазы» волны Z.
На фронте ударной волны эта фаза постоянна: Z = Zo = F(r, t). Расстояние от центра
взрыва до фронта г = г(/, Zo), а скорость
фронта:
</r(/,Z0)
dt
В сферически симметричной среде с
плотностью р(г,0) = ро(г/го)Р движение
фронта определяется формулой:
г^£1/(5+Р)/2/(5+Р)? (2.5.!7)
где Е - энергия, выделяющаяся при взры-
ве. Полное решение автомодельной задачи
в аналитической форме возможно для не-
которых частных случаев зависимости
ро(г). В остальных случаях можно выпол-
нить численное интегрирование уравне-
ний движения. Так, например, для
Ср 5
у=—-=-
Cv 3
и различных р графики относительной
плотности показаны на рис. 2.5.12. Видно,
Рис. 2.5.12. Изменение относительной
плотности при автомодельном
движении
что характер течения существенно опреде-
ляется законом начального распределения
плотности плазмы.
350
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Формула (2.5.17) выражает закон замедления ударной волны при ее распро-
странении в межпланетной среде. Фактически время распространения возму-
щения после сильной вспышки (т. е. время от видимой вспышки до внезапного
начала магнитной бури) составляет обычно 1-3 дня, а в рекордных случаях - ме-
нее полусуток. Во многих случаях возмущение распространяется со средней ско-
ростью, превышающей 1 000 км/с, и представляет собой сильную ударную волну.
Количественная пригодность модели сильного точечного взрыва для описания
явлений в межпланетном пространстве после хромосферных вспышек весьма
ограничена.
Более строгий теоретический расчет с помощью численных методов приводит в
некоторых отношениях к более приемлемым результатам, чем автомодельное ре-
шение. Так, оценка энергии ударной волны умеренной интенсивности (Л/<5),
обычно наблюдаемой в солнечном ветре, дает Е ~ 1031-1032 эрг, это значительно
меньше энергии, получаемой из соотношения типа (2.5.17) для автомодельного
решения (~1033 эрг), и в то же время порядок этой величины такой же, что и у пол-
ной энергии электромагнитного излучения вспышки. Значения времени прихода
(~ 60 ч), получающиеся для таких волн, в общем, по порядку величины близки к
наблюдаемым. Имеющиеся неоднородности среды и магнитное поле вносят свои
значительные коррективы.
Ударные волны, скорость которых почти не меняется между орбитами Венеры и
Земли, наблюдаются более часто. Эксперименты, в которых измерялась скорость
плазмы за фронтом, показывают, что во многих случаях эта скорость не только не
убывает с удалением от фронта, как это должно быть при взрывном возмущении, а
наоборот, возрастает. Такие особенности движения можно объяснить, если предпо-
ложить, что распространение ударной волны «подпирается» сверхзвуковым дви-
жением вещества, которое выталкивает впереди себя первоначально невозмущен-
ный газ солнечного ветра. Ударные волны могут образовываться в любом месте
гелиосферы, в том числе и далеко от Солнца, если только выполнены опреде-
ленные благоприятные условия для нелинейного опрокидывания исходного профи-
ля скорости. Скорость опрокидывания при этом должна быть больше скорости дис-
сипации и дисперсии возмущения. Иначе ударный фронт не образуется или имеет
очень большую толщину, что также часто наблюдается в гелиосфере. Многие
нелинейные возмущения в целом нельзя рассматривать как установившиеся тече-
ния, хотя структура их фронта успевает сформироваться и может быть достаточно
узкой. Возможны и другие ситуации, отличающиеся большим разнообразием. Боль-
шинство ударных волн ослабляется и теряет свою энергию с удалением от Солнца.
Скорость их движения при этом замедляется.
Задача о расширении сферически симметричного «поршня» в газе с нулевым
давлением и нулевой скоростью в невозмущенном состоянии также имеет авто-
модельное решение. Задавая скорость поршня в виде:
2
Г = с/а"1, <а<1, (2.5.18)
5 + р
можно построить решение автомодельной задачи при различных а, р, у. Из анализа
численных расчетов следует, что скорость течения плазмы зависит от закона расши-
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
351
рения поршня. Так, для у = 5/3 и 0 = -2 имеются характерные значения а, при ко-
торых скорость почти постоянна за фронтом волны. Эти значения лежат в интер-
вале 0,7 < а < 0,8. При а < 0,7 скорость плазмы быстро убывает в направлении
к поршню, приближаясь к картине взрыва, где а = 2/3 (см. выше). Когда а > 0,8,
скорость плазмы сильно растет, принимая максимальное значение при г = гп
(гп - радиус поршня). Кроме того, при некоторых а минимум скорости достигает-
ся внутри потока между фронтом и поршнем. Аналогичная задача с учетом соб-
ственной скорости невозмущенного газа и его внутренней энергии была исследо-
вана численными методами.
Как подсказывает газодинамическая теория (в эксперименте в ударных трубах),
внутри самого поршня течение должно быть разрывным. Должна возникать обрат-
ная ударная волна, бегущая по веществу поршня назад от его границы. В пользу
существования такой пары прямой и обратной волн в возмущениях, порождаемых
в межпланетной среде вспышками, говорят частые наблюдения геомагнитных
возмущений типа внезапных импульсов повышения SI+ и понижения SI~ магнит-
ного поля, следующих друг за другом парами.
Соответствующие теоретические расчеты показывают, что существование па-
ры ударных волн в наблюдениях на орбите Земли зависит от длительности ис-
ходного возмущения. Оказывается, что если длительность возмущения на Солнце
велика по сравнению со временем Т, за которое ударный фронт доходит до Земли,
то на 1 а. е. имеет место пара, сходная по свойствам с возмущением, предсказы-
ваемым автомодельным решением. Однако если длительность возмущения меньше
0,45Т, то структура этой пары сильно изменяется из-за волны разрежения, воз-
никающей при окончании возмущения на Солнце и догоняющей эту пару. Когда
указанная длительность меньше 0,1 Т, разрежение полностью разрушает обратную
волну, и остается только один ударный фронт. Это позволяет утверждать, что пара
из прямой и обратной волн может наблюдаться на орбите Земли, только если дли-
тельность возмущения на Солнце превышает ~5 ч.
В некоторых случаях за фронтом ударной волны имеется область, в которой
резко возрастает процентное содержание ос-частиц в плазме (до 22% против обыч-
ных ~5%). Предполагают, что именно эта обогащенная гелием плазма явля-
ется веществом коронального выброса, т. е. поршнем. Однако вопрос о проис-
хождении такой плазмы на самом деле далеко не ясен и требует дальнейшего
изучения.
Во всех рассмотренных выше моделях предполагалось, что возмущение, рас-
пространяющееся от вспышки, сферически симметричное. Статистический анализ
времен задержки прихода ударной волны относительно вспышки в зависимости от
гелиодолготы вспышки позволяет оценить отклонение от сферической симметрии.
Той же цели служит двумерное и трехмерное численное моделирование возмуще-
ний, ограниченных вблизи Солнца некоторым телесным углом. При этом использо-
валась модель взрывной волны. Результаты расчета показывают, что угол, в кото-
ром распространяется возмущение, быстро расширяется, имея очень слабую зави-
симость от ширины начального конуса возмущения. На орбите Земли этот угол
достигает ~60°. Отклонения от сферической симметрии становятся особенно суще-
352
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
ственными на периферии конуса возмущения: здесь ударный фронт приобретает
значительный наклон по отношению к радиальному направлению, в результате
чего его можно ошибочно принять за фронт волны, возникающей перед быстрым
потоком солнечного ветра, догоняющим более медленный поток. О несферической
форме вспышечных выбросов и ударных волн свидетельствуют также прямые на-
блюдения на космических аппаратах, разнесенных по долготе.
Мощная серия из четырех сильных вспышек произошла 2-7 августа 1972 г.
Третья, самая мощная, ударная волна, наблюдавшаяся на ИСЗ «Прогноз» вблизи
Земли с запаздыванием 14,5ч после вспышки 4 августа, имела среднюю скорость
2 850 км/с. Скорость плазмы за фронтом этой ударной волны достигала 1700 км/с,
температура ионов 107К, плотность 100 см-3. Форма фронта была несферической,
вытянутой в радиальном направлении. До сих пор это один из наиболее полно ис-
следованных случаев, хотя много нового интересного материала было получено и
для других сильных возмущений. Сейчас становится все более понятно, что экстре-
мальные по своей силе возмущения на Солнце и в гелиосфере могут быть, при
всей их внешней схожести, чрезвычайно разнообразными по набору основных без-
размерных физических параметров.
Выбросы вещества -2-1016 г со скоростью 103 км/с и энергией ~1032 эрг часто, но
не всегда, происходят при вспышках балла выше 2. Подобные события наблюдаются
вблизи орбиты Земли приблизительно 10 раз в год в годы максимальной активности
и в несколько раз реже в годы низкой активности. Такие события обычно сопро-
вождаются радиоизлучением II и IV типов, появлением энергичных частиц и плазмы,
обогащенной гелием. Гораздо более частыми (на порядок) являются выбросы масс
вещества с меньшей скоростью. Форма этих выбросов в короне напоминает форму
протуберанцев и содержит петли, соединенные с Солнцем. Скорость расширения
этих петель 2-102-103 км/с (в среднем 400 км/с). Петлеобразная форма, по-видимо-
му, повторяет форму трубок линий магнитного поля. Типичная масса такого выброса
(по наблюдениям на ОКС SKYLAB в 1973 г.) -4-1015 г, энергия ~1031 эрг, мощность
-8-106 эрг/с. Наблюдаются случаи остановки и возвращения вещества в короне,
хромосферное вещество после подъема часто опускается вниз. Наблюдения на
ОКС SKYLAB дали ценные указания на монотонное ускорение вещества при
нестационарных движениях в короне. Большинство таких выбросов не связано со
всплесками радиоизлучения II и IV типов и вспышками балла выше 1. Огромный
материал о корональных выбросах массы получен за последнее десятилетие бла-
годаря измерениям на КА SOHO. В сочетании с комплексом других данных этот
материал позволяет сделать ряд важных выводов, остановимся лишь на двух глав-
ных моментах.
Во-первых, корональные выбросы массы и солнечные вспышки не связаны ме-
жду собой причинно-следственной связью, а представляют собой два наблюдатель-
ных проявления процессов выделения свободной энергии в различных ее видах -
движущегося вещества и электромагнитного излучения. Во-вторых, корональные
выбросы массы и вспышки в своем большинстве развиваются вне связи с какими-
либо изменениями крупномасштабной топологии магнитного поля, хотя и могут
ими сопровождаться. Действительно, довольно часто после корональных выбросов
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
353
массы возникают новые корональные стримеры с токовыми слоями в них, но это
есть не причина, а следствие выброса, если говорить о самых мощных индивиду-
альных событиях, а не о постоянно присутствующих более мелких возмущениях.
Эти токовые слои по своей физической сути вполне аналогичны токовым слоям в
хвостах планетных и кометных магнитосфер. Никому не приходит в голову утвер-
ждать, что магнитосферы возникают как следствие образования их хвостов. Так и в
данном случае. Ускоренно поднимающиеся трубки магнитного поля с дрейфу-
ющим веществом играют роль самих магнитосфер, если пользоваться этой анало-
гией. Они часто имеют вид движущихся петель и аркад. При движении вверх они
расширяются, деформируются, скручиваются и могут терять свою индивидуаль-
ность, сливаясь с фоном, что очень наглядно видно в многочисленных кино-
фильмах на основании наблюдений телескопами и коронографами. Новый стример
вполне может успеть (или не успеть) образоваться в следе этого выброса. Все
наиболее сильные корональные выбросы массы и солнечные вспышки имеют
сложную геометрию и непосредственно инициируются избытком свободной
энергии в нижних слоях солнечной атмосферы, приносимой туда из-под фото-
сферных слоев, а не накоплением, перераспределением и сбросом ее вниз из
верхней короны, как это ошибочно полагали многие исследователи до недавнего
времени без достаточных оснований. К сожалению, наследием этих ошибок рас-
членения и локализации является используемая иногда физически неправильная
терминология - «постэруптивные петли и аркады» в тех случаях, когда речь идет
о развитии единого процесса.
Лучшим свидетельством этого положения дел служит тот хорошо известный
наблюдательный факт, который называют всплытием нового магнитного потока.
Если этого нет, то нет и сильных эрупций. Так что действительную первопричи-
ну выбросов и вспышек следует искать в недрах, а не в атмосфере Солнца, что
сильно осложняет исследование. Образно говоря, солнечные вспышки и коро-
нальные выбросы массы есть продукт самоорганизации в открытой физической
системе, охватывающей большие и не вполне очерченные объемы, а не в изоли-
рованном участке солнечной короны. Поэтому такие представления, как «первич-
ное энерговыделение», полностью лишены какого-либо определенного физическо-
го смысла и отражают лишь преждевременные и наивные попытки локализовать
явление во времени и пространстве, рассматривая его на манер точечного взрыва.
С другой стороны, несомненно, что ускоренная диссипация энергии невозможна
без быстрого развития мелкомасштабных неоднородностей плазмы и поля.
Поэтому для описания нестационарных неоднородностей в общем следует ис-
пользовать кинетические уравнения, поскольку длина свободного пробега час-
тиц сравнима с астрономической единицей, а характерные времена процессов мо-
гут быть малыми по сравнению со временем свободного пробега. Кинетический
анализ слабых возмущений в линейном приближении и предельно сильных воз-
мущений в кинематическом сверхмагнитозвуковом приближении позволил выявить
большое разнообразие возможных структур и фазовых соотношений между им-
пульсными и периодическими возмущениями, определяемыми начальными и гра-
ничными условиями. Все такие возмущения выносятся с потоком солнечного ветра
354
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
и расплываются вдоль магнитного поля за счет теплового движения и разброса на-
чальных скоростей. Процессы перемешивания приводят к образованию взаимопро-
никающих потоков и преимущественному нагреву тяжелых ионов, Г,- ~ гщ.
Изложенные представления о происхождении рекуррентных и нерекуррентных
потоков и струй нуждаются в дальнейшем уточнении. Струйная структура сол-
нечного ветра ярко выражена вблизи орбиты Земли. На больших расстояниях
(~5 а. е.) она значительно сглаживается. Такое сглаживание предсказывалось тео-
рией как следствие взаимодействия струй, причем имеется несколько механизмов
такого взаимодействия (неустойчивость границ, неустойчивость взаимопрони-
кающих потоков).
2.5.6.3. Мелкомасштабные неоднородности
На фоне крупномасштабной структуры солнечного ветра постоянно наблюда-
ются мелкомасштабные неоднородности с характерным временем < 1 ч и длиной
<0,01 а. е. Согласно магнитогидродинамической классификации возможны волны
малой амплитуды трех типов: альвеновская, быстрая и медленная магнитозву-
ковые.
В солнечном ветре систематически наблюдаются альвеновские волны
со = kVA cosO, где 0 - угол между волновым вектором к и полем Во. Они обнаружи-
ваются по своим характерным признакам (рис. 2.5.13):
18ц1 .. Ул
|5В| ~ Во ’
Форма колебаний несинусоидальная.
Плотность энергии волн часто сравнима с
тепловой и магнитной энергией плазмы,
относительная амплитуда возмущений
поля 10-30%.
Нелинейные альвеновские волны,
по-видимому, генерируются, в основном,
уже на Солнце и вблизи него. Волновые
вектора колебаний, наблюдаемых вблизи
1 а. е., направлены от Солнца преимуще-
ственно вдоль магнитного поля. Альве-
новские волны наиболее хорошо заметны
в более нагретых и менее плотных высо-
коскоростных потоках на заднем краю по
отношению к вращению вместе с Солн-
цем. Амплитуда колебаний максимальна
на переднем краю, где наблюдаются так-
же волны, бегущие к Солнцу. Возможно,
что в некоторых случаях здесь действует
механизм возбуждения альвеновских волн
в межпланетной среде на границе струй с
би = 0.
N, см 3
350 U------i-----1-----1----1-----1-----l
Рис. 2.5.13. Колебания радиальных
компонент магнитного поля и скорости при
постоянной плотности, интерпретируемые
как альвеновская волна
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
355
различными скоростями Au>Va (неустойчивость Кельвина-Гельмгольца) или во
взаимопроникающих потоках плазмы. Кроме того, при Рц > р± + 2 возможно раз-
витие шланговой неустойчивости с апериодической раскачкой альвеновских
волн. Однако обычно критерий шланговой неустойчивости в солнечном ветре не
выполняется.
В процессе распространения волны испытывают преломление и отражение на
крупномасштабных неоднородностях и частично фокусируются в областях разре-
жения. Альвеновские волны в линейном приближении при отсутствии столкно-
вений не затухают. Амплитуда волн может ограничиваться процессами нелиней-
ной трансформации и распада волн на плоском участке спектра. В ряде случаев
инкремент распада пропорционален амплитуде и периоду волны. Возможно, по-
этому до орбиты Земли «выживает» лишь относительно коротковолновый остаток
спектра движений гранул и супергранул на Солнце (Г < 1 ч).
Дисперсионные уравнения для быстрого (+) и медленного (-) магнитного звука
имеют вид:
(о = kv±, где И±2 = -(ил2 + Ks2 ± J(K2 + К2)2-4К2И2 cos2 б].
Обе ветви в общем случае связаны с изменениями плотности и испытывают силь-
ное бесстолкновительное затухание, поскольку р~1 и Ге/Гр ненамного больше
единицы (~2). Возможно, что эти типы волн также фактически наблюдались, осо-
бенно в областях нагрева. Дисперсия этих волн такова, что пакеты их испыты-
вают укручение фронтов, и формируются разрывы. Процессы формирования
разрывов наблюдались в межпланетном пространстве при одновременных изме-
рениях на нескольких космических аппаратах, находившихся на разном рас-
стоянии от Солнца. Наблюдались также случаи расплывания неоднородностей.
Характер эволюции определяется граничными и начальными условиями.
Ввиду сильного затухания источник этих волн приходится искать в самой
межпланетной среде. Во-первых, это может быть дробление масштабов и перекачка
энергии от крупномасштабных движений - к мелкомасштабным. Наблюдаемые
спектры, по-видимому, свидетельствуют в пользу такой гипотезы. Во-вторых,
значительный (но меньший) резервуар свободной энергии для развития неустой-
чивостей содержится в тепловом потоке, переносимом электронами. Расчеты пока-
зывают, что условия в солнечном ветре обычно благоприятны для возбуждения
магнитозвуковых колебаний электронным потоком тепла.
Непосредственные наблюдения колебаний потока плазмы вблизи циклотрон-
ной частоты протонов пока остаются единичными. Они недостаточны для окон-
чательных выводов и указывают лишь, в основном, на продолжение спектра
колебаний в сторону более высоких частот. Эти данные, возможно, также свиде-
тельствуют о том, что в отдельные периоды времени форма спектра может здесь
изменяться и колебания усиливаются.
При появлении электронных потоков с энергией несколько десятков кэВ из ак-
тивных областей Солнца в межпланетной среде возбуждаются надтепловые колеба-
ния, близкие к локальной плазменной частоте и ее гармоникам. Так же, как и во
всплесках радиоизлучения III типа на Солнце, происходит дрейф частоты. В межпла-
356
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
нетной среде По радиоизлучению электронных пучков удается проследить
их распространение вдоль спиралей магнитного поля от Солнца до орбиты Земли,
где измеряются спектры этих электронов. Благодаря быстрой частичной стаби-
лизации электронного пучка происходит резкое убывание максимальной ампли-
туды электрического поля плазменных колебаний с удалением от Солнца. Согласно
данным KAHELIOS-1, HELIOS-2 на расстояниях от 0,3 до 1 а. е. Emax~r~3,5. Ти-
пичные значения амплитуды электростатических колебаний на орбите Земли
составляют несколько сотен мВ/м. Электрический вектор колебаний направлен
преимущественно вдоль магнитного поля. Различные волны возбуждаются
также при взаимодействии солнечного ветра с планетами и другими телами
Солнечной системы.
2.5.6.4. Разрывы
Мелкомасштабные возмущения в солнечном ветре редко бывают синусоидаль-
ными волнами, чаще они представляются в виде разрывов. С наблюдательной точки
зрения понятие разрыва несколько неопределенно, что связано с дискретным харак-
тером измерений и различным временным разрешением приборов при измерении
разных параметров. Качественно разрыв представляет собой область, в которой
параметры поля и плазмы меняются очень быстро по сравнению с такими изме-
нениями в соседних областях. По измерениям магнитного поля с разрешением ~1 с
было, например, введено «операционное» определение «разрыва по направлению».
О таком разрыве говорят, если вектор магнитного поля поворачивает на угол > 30° за
время < 30 с. Как уже отмечалось, наряду с разрывами наблюдаются и более плав-
ные нелинейные возмущения.
Классификация обычно производится в терминах плоских стационарных маг-
нитогидродинамических разрывов. Тангенциальный разрыв характеризуется тем,
что нормальная компонента магнитного поля на нем равна нулю. Поток вещества
через плоскость разрыва отсутствует. Такой разрыв представляет собой стати-
ческое равновесное образование, в котором выполняется баланс магнитного и
газового давления (рис. 2.5.14).
Подобные разрывы встречаются довольно часто даже при спокойном Солнце, в
среднем раз в час. Статистический анализ показал, что частота появления таких
разрывов довольно быстро убывает с увеличением амплитуды скачка поля. Это
приводит к выводу о нитевидной структуре солнечного ветра (рис. 2.5.15). Отсут-
ствие заметных различий в статистических свойствах разрывов на расстояниях
0,8-1 а. е., по-видимому, указывает на их происхождение вблизи Солнца. Возмож-
но, что это остатки равновесных структур, выдуваемых из короны. В отдельные
периоды времени такие разрывы практически полностью преобладают в спектре
неоднородностей.
Вращательный разрыв распространяется по плазме и является предельным
случаем альвеновского возмущения. Скачок плотности и модуля магнитного поля
на таком разрыве отсутствует. Такие разрывы в солнечном ветре в сформиро-
вавшемся виде наблюдаются реже. Кроме «разрывов по направлению», существуют
скачки типа фронтов «ударных волн», которые определяются тем, что одновре-
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
357
20 -
10 -
0 -----
W, км/с
348 -
332
06:40 07:00 07:20
22 декабря 1965 г., UT
Рис. 2.5.14. Пример тангенциальных
разрывов (равновесных плазменных
конфигураций). Углы \|/, 0 характеризуют
направление вектора магнитного поля,
Ир - тепловая скорость протонов
w, км/с
I
.-. .. I
430
।
4
I
390 -------1-----------L-1-
15:10 15:30 15:50
20 января 1966 г., UT
Рис. 2.5.15. «Холодное волокно»
по наблюдениям КА PIONEER-6.
Углы 0 характеризуют направление
вектора магнитного поля,
Ир - тепловая скорость протонов
менно, на протяжении нескольких минут, происходит внезапное возрастание
скорости, плотности ветра и величины магнитного поля.
Важной характеристикой ударной волны является ее направление и скорость
распространения. Знание этих характеристик существенно для понимания про-
цессов возникновения ударных волн и их распространения в межпланетной среде.
Однако нахождение ориентации и скорости фронта по данным (часто неполным)
с одного КА затруднено.
358
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Часто векторы магнитного поля по обе стороны разрыва отличаются мало и,
кроме того, поле сильно флуктуирует. Поэтому особый интерес представляют те
случаи, когда одна и та же ударная волна регистрируется на нескольких КА, что
позволяет более точно определить ее характеристики. Вообще следует отметить,
что возможность обнаружения разрыва и отнесение его к тому или иному типу оп-
ределяется точностью измерений.
Конечно, рассмотренными типами не ограничиваются возможные неоднород-
ности в плазме солнечного ветра. Классификация разрывов несколько видоизменя-
ется в магнитной гидродинамике с анизотропным давлением. При кинетическом опи-
сании число возможных типов структур сильно увеличивается. Многообразие не-
линейных движений в разреженной плазме без столкновений не исчерпывается
одними лишь стационарными случаями. Однако физическая интерпретация наблю-
даемых флуктуаций, вообще говоря, очень трудна по ряду причин. Одна из них за-
ключается в том, что измерения в одной точке всегда содержат в себе пространст-
венно-временную неопределенность, которая связана, с одной стороны, с наличием
большой скорости солнечного ветра, превышающей характерные фазовые скорости
ожидаемых динамических возмущений (плазменных волн) и приводящей к тому, что
временные вариации могут порождаться и статическими возмущениями в плазме
(равновесными плазменными конфигурациями), сносимыми ветром. С другой сто-
роны, неопределенность усугубляется тем, что в магнитоактивной плазме солнечного
ветра фазовая скорость волны со(к) / к зависит не только от модуля волнового век-
тора к, но и от угла 0 между к и В. Поэтому, определив пространственный масштаб
возмущения в направлении скорости ветра 8L ~ uQSt (8/ - измеряемый временной
масштаб), еще нельзя, вообще говоря, определить частоту волны.
Завершая этот раздел, можно отметить, что одной из наиболее актуальных задач
дальнейших исследований в данной области является выяснение соподчинен-
ности и структурной организации прямых и обратных энергетических каскадов в
солнечном ветре и гелиосферном поле, в которых участвуют различные конвек-
тивные и волновые возмущения.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Динамика плазменных и электромагнитных процессов в области формирования
солнечного ветра и гелиосфере понятна и исследована лишь в общих чертах. Мно-
гие важные детали остаются либо недостаточно изученными, либо даже спорными,
поскольку не всегда имеется возможность указать основные безразмерные масш-
табные соотношения между наблюдаемыми процессами и структурами. Часто такое
отсутствие надежных знаний служит почвой для дискуссий и построения не вполне
обоснованных теоретических моделей. С таким положением дел приходится счи-
таться, это вполне нормальный процесс познания, хотя отжившие свой век оши-
бочные представления не всегда легко уступают свое место более правильным
моделям и взглядам. Некоторые примеры подобного рода были указаны в данной
главе, однако их количество гораздо больше. В современной литературе они встре-
чаются повседневно. Хорошим подспорьем в подобных ситуациях может служить
анализ основных безразмерных физических параметров (Veselovsky, 1999, 2001).
ГЛАВА 2.5
СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
359
Явное указание таких параметров крайне полезно во всех случаях для объективного
и четкого разграничения физически различающихся и сходных ситуаций.
Работа поддержана грантами РФФИ 04-02-16736, 06-05-64500, INTAS
03-51-51622 и является также частью исследований по программам «Астрономия»
ИОФН-16РАН.
ЛИТЕРАТУРА
Альвен X., Фельтхаммар К.-Г. Космическая электродинамика. М.: Мир, 260 с., 1967.
Брандт Дж. Солнечный ветер. М.: Мир, 1973.
Веселовский И.С. Солнечный ветер. Итоги науки и техники, сер. Исследование космического простран-
ства, т. 4, с. 7-192, 1974.
Веселовский И.С. Физика межпланетной плазмы. Итоги науки и техники, сер. Исследование космического
пространства, т. 22, 1984.
Веселовский И.С. Солнечный ветер. Аспекты взаимодействия. Итоги науки и техники, сер. Исследование
космического пространства, т. 25, с. 3-97, 1986.
Веселовский И.С. Гелиосфера и солнечный ветер: некоторые современные концепции и актуальные во-
просы. В сб.: Современные проблемы механики и физики космоса. М.: Физматлит, с. 447-464, 2003.
Ветер солнечный. Термины и определения. ГОСТ 25645.110-84. М.: Изд-во стандартов, 1984.
Ветер солнечный. Состав, концентрация частиц и скорость. ГОСТ 25645.136-86. М.: Изд-во стандартов,
1986.
Паркер Е.Н. Динамические процессы в межпланетной среде. М.: Мир, 1965.
Поле магнитное межпланетное. Термины и определения. ГОСТ 25645.111-84. М.: Изд-во стандартов, 1984.
Поле магнитное межпланетное. Пространственная модель регулярного поля. ГОСТ 25645.135-86. М.: Изд-во
стандартов, 1986а.
Поле магнитное межпланетное. Пространственно-временные характеристики нерегулярного поля.
ГОСТ 25645.137-86. М.: Изд-во стандартов, 19866.
Солнце. Под ред. Койпера П. М.: Иностранная литература, 609 с., 1957.
Хундхаузен А. Расширение солнечной короны. М.: Мир, 1976.
Шкловский И.С. Физика солнечной короны. М.: Физматгиз, 516 с., 1962.
Bondi Н., Hoyle F., Littleton R.A. On the structure of the solar corona and chromosphere. MNRAS, 107, pp. 184-210,
1947.
Bondi H. On spherically symmetrical accretion. MNRAS, 92, pp. 195-204, 1952.
Burlaga L.F. Interplanetary magnetohydrodynamics. New York: Oxford University Press, 1995.
Chapman S. Solar streams of corpuscles: their geometry, absorption of light, and penetration. MNRAS, 89,
pp.466-470, 1929.
Kiepenheuer K.O. Solar Activity. In: The Sun. Ed. Kuiper G.P. Chapter VI. The University of Chicago Press,
Chicago, Illinois, 1953.
Physics of the Inner Heliosphere. Eds. Schwenn R., Marsch E. Springer-Verlag, Berlin. 1. Large-scale phenomena,
1990; 2. Particles, waves and turbulence, 1991.
Physics of the Outer Heliosphere. Third Annual IGPP Conference, 8-13 February 2004. Eds. Florinski V., Po-
gorelov N.P., Zank G. AIP Conf. Proc. 719, Melvill, New York, 2004.
Spitzer L. Physical Processes in the Interstellar Medium. John Wiley & Sons, New York, 1978.
Stromgren B. The physical state of interstellar hydrogen. Astrophys. J., 89, pp. 526-547, 1939.
The Outer Heliosphere: Beyond the Planets. Eds. Scherrer K., Fichtner H., Marsch E. Copernicus Gesellchaft,
Katlenburg-Lindau, FRG, 2000.
Veselovsky I.S. Scaling approach in the solar and heliospheric plasma. Lecture Notes. Autumn College on Plasma
Physics. 25 Oct. - 19 Nov. 1999, The Abdus Salam International Center for Theoretical Physics, SMR 1161/10,
Trieste, Italy, 1999, 21 p.
Veselovsky LS. Turbulence and waves in the solar wind formation region and the heliosphere. Space Sci. Rev.,
v. 277, No 1-2, pp. 219-224, 2001.
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
Измоденов В.В.
Механико-математический факультет МГУ
Институт Космических Исследований РАН
Институт Проблем Механики РАН
ВВЕДЕНИЕ
Природа и положение границы гелиосферы, а также структура и свойства внеш-
ней области гелиосферы определяются взаимодействием солнечного ветра с меж-
звездным окружением Солнца - Локальным межзвездным облаком (ЛМО). В на-
стоящее время нет сомнений, что ЛМО является частично-ионизованным облаком,
заряженная компонента которого взаимодействует с плазмой солнечного ветра. Об-
разуемая при этом взаимодействии газодинамическая структура, которую принято
для краткости называть гелиосферным интерфейсом (иногда термин «гелиосферный
интерфейс» заменяют оборотом «область взаимодействия солнечного ветра с локаль-
ной межзвездной средой»), показана качественно на рис. 2.6.1. Гелиопауза (HP) -
контактная поверхность, разделяющая плазму солнечного ветра от межзвездной
плазмы. В гелиосферной ударной волне (TS) солнечный ветер тормозится от сверх-
звуковых до дозвуковых скоростей. Во внешней ударной волне (BS) до дозвуковых
скоростей тормозится поток межзвездной среды (ЫС). Область гелиосферного ин-
терфейса может быть разделена на четыре подобласти, с существенно различными
свойствами плазмы в них:
• сверхзвуковой солнечной ветер - область 1;
• область дозвукового солнечного ветра между гелиопаузой и гелиосферной
ударной волной (ее часто называют внутренним гелиошисом) - область 2;
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
361
• область возмущенной межзвездной плазмы между гелиопаузой и внешней
ударной волной (эту область часто называют внешним гелиошисом) - об-
ласть 3;
• область невозмущенной межзвездной плазмы - область 4.
Другие компоненты межзвездной среды и солнечного ветра взаимодействуют с
плазменной компонентой и таким образом влияют на структуру гелиосферного
интерфейса.
Рис. 2.6.1. Гелиосферный интерфейс - область
взаимодействия солнечного ветра с локальной
межзвездной средой. Цифрами обозначены
области гелиосферного интерфейса
В настоящее время проект запуска космического аппарата к ЛМО
становится все более реальным (см., например, http://interstellar.jpl.nasa.gov/,
http://interstellarexplorer.jhuapl.edu/), а космический аппарат VOYAGER-1 пересек
гелиосферную ударную волну. Однако так как гелиосферная ударная волна - это
лишь «начало» гелиосферного интерфейса, а прибор, измеряющий плотность, ско-
рость и температуру солнечного ветра, на космическом аппарате VOYAGER-1 не
работает, то можно утверждать, что прямых измерений внутри гелиосферного ин-
терфейса в настоящее время не существует. Таким образом, структура гелиосфер-
ного интерфейса, а также свойства ЛМО могут быть определены только посредст-
вом удаленной диагностики.
362
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
К основным источникам информации о структуре гелиосферного интерфейса
и положении гелиосферной ударной волны можно отнести следующие экспе-
рименты на космических аппаратах.
1. Прямые измерения межзвездных захваченных ионов, которые образуются из
межзвездных атомов вследствие процессов перезарядки, ионизации электронным
ударом и фотоионизации и измеряются на космических аппаратах ULYSSES и АСЕ
(прибор SWICS).
2. Измерения аномальной компоненты космических лучей (АКЛ), которая об-
разуется из части захваченных ионов, ускоренных до высоких энергий. АКЛ изме-
ряются на космических аппаратах VOYAGER, PIONEER, ULYSSES, АСЕ, SAMPEX
и WIND.
3. Измерения рассеянного солнечного Лайман-ос излучения на космических ап-
паратах SOHO и Hubble Space Telescope (HST) на 1 a. e., а также на космических
аппаратах VOYAGER-1,2 и PIONEER-Ю во внешней гелиосфере.
4. Прямые измерения параметров солнечного ветра (в частности, его скорос-
ти) на больших гелиоцентрических расстояниях на космическом аппарате
VOYAGER-2.
Вдобавок к вышеперечисленным экспериментам, корректная интерпретация
радиоизлучения в килогерцовом диапазоне, которое регистрировалось на кос-
мических аппаратах VOYAGER-1 и 2, может привести к дополнительным огра-
ничениям на модели гелиосферного интерфейса и параметры ЛМО. Недавно было
показано, что изучение спектров поглощения в линии Лайман-ос, измеренных в
направлении ближних звезд, может служить дополнительной диагностикой гелио-
сферного интерфейса, и, в частности, водородной стенки в окрестности гелиопаузы
(например, Linsky and Wood, 1996; Wood etal., 2000; Izmodenov etaL, 1999a, 2002).
Первые измерения энергичных атомов гелиосферного происхождения, которые
были осуществлены космическими аппаратами SOHO и IMAGE показали, что
изучение дифференциальных потоков энергичных атомов будет являться новым и
мощным средством изучения свойств гелиосферного интерфейса. Уже в самом
ближайшем будущем (в 2008 г.) космический аппарат IBEX будет измерять по-
токи энергичных атомов гелиосферного происхождения (Gruntmanetai., 2001;
h ttp: //ib ex. s wr i. e du/).
Для того чтобы на основе измерений с одной или нескольких астрономиче-
ских единиц определить структуру гелиосферного интерфейса, а также изучить
происходящие в нем физические процессы, необходимо построение теоретической
модели гелиосферного интерфейса. Построение теоретической концепции гелио-
сферного интерфейса началось с работ Паркера (Parker, 1961) и Баранова, Крас-
нобаева и Куликовского (Baranov et al., 1971).
Однако даже сейчас, спустя ~40 лет после опубликования этих пионерских
работ, построение полной модели гелиосферного интерфейса не завершено. Глав-
ная трудность в построении полной модели заключается в многокомпонентной
природе как ЛМО, так и солнечного ветра. ЛМО состоит, по меньшей мере, из пяти
компонент: плазмы (электроны и протоны), атомов водорода, межзвездного маг-
нитного поля (ММП), галактических космических лучей (ГКЛ) и межзвездной
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
363
пыли. Плазменная компонента в гелиосфере состоит из частиц солнечного ветра
(протонов, электронов, альфа-частиц и др.), захваченных ионов, АКЛ. Захваченные
ионы начинают влиять на течение гелиосферной плазмы, начиная с расстояний
в 20-30 а. е., а АКЛ влияют на течение плазмы солнечного ветра в окрестности
гелиосферной ударной волны (создавая предвестник), а также в области внутрен-
него гелиошиса. По измеренным спектрам АКЛ можно изучать свойства гелио-
сферной ударной волны (Stone, 2001). Недавний обзор по измерению и интерпре-
тации АКЛ был сделан в работе Фихтнера (Fichtner, 2001).
Для построения адекватной многокомпонентной модели гелиосферного интер-
фейса необходимо выбрать адекватное теоретическое описание для каждой из ком-
понент межзвездной среды и солнечного ветра. Как заряженная компонента меж-
звездной среды (электроны, протоны, ионы гелия), так и заряженная компонента
солнечного ветра (электроны, протоны, альфа-частицы) могут адекватно быть опи-
саны в рамках гидродинамического приближения (Baranov, 2000). В то же самое
время, длина свободного пробега межзвездных атомов водорода имеет тот же по-
рядок величины, как и характерный размер гелиосферного интерфейса (~150 а. е.).
Это означает, что для описания атомов водорода в гелиосферном интерфейсе не-
обходимо использовать кинетический подход. Для адекватного описания захвачен-
ных ионов и АКЛ также необходимо использовать кинетическое описание.
Настоящая глава посвящена:
• обзору основных существующих моделей гелиосферного интерфейса;
• применению теоретических моделей для интерпретации различных данных по
удаленной диагностике взаимодействия солнечного ветра и локальной меж-
звездной среды (ЛМС), а также свойств самой ЛМС.
В этом обзоре мы ограничимся описанием теоретических моделей, которые опи-
сывают область взаимодействия в целом, включая гелиосферную ударную волну,
гелиопаузу и внешнюю ударную волну. Учитывая это, настоящая глава не может
рассматриваться как полный обзор всех современных работ по исследованию внеш-
ней гелиосферы. Много различных подходов было использовано при изучении не-
которых частных аспектов взаимодействия солнечного ветра с ЛМС, связанных с
переносом и ускорением захваченных ионов, а также со структурой гелиосферной
ударной волны под действием АКЛ и захваченных ионов. Указанные вопросы рас-
сматриваются в обзорах (Zank, 1999; Fichtner, 2001).
Глава имеет следующую структуру: в разд. 2.6.1 приводится краткая сводка
экспериментальных данных по параметрам солнечного ветра и ЛМС. В разд. 2.6.2
обсуждаются теоретические подходы для описания различных компонент сол-
нечного ветра и межзвездной среды. В разд. 2.6.3 дается обзор современных моде-
лей гелиосферного интерфейса. В разд. 2.6.4 приводятся основные результаты
двухкомпонентной модели гелиосферного интерфейса, а также новых моделей,
учитывающих влияние различных компонент солнечного ветра и межзвездной сре-
ды. В разд. 2.6.5 мы приводим пример анализа космических экспериментов на ос-
нове теоретической модели гелиосферного интерфейса. В Заключении приведены
выводы, а также обсуждаются нерешенные проблемы и ближайшие перспективы по
изучению гелиосферного интерфейса.
364
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.6.1. Краткое описание экспериментальных данных
Выбор адекватной теоретической модели гелиосферного интерфейса зависит от
граничных условий, т. е. от параметров в невозмущенной межзвездной среде и сол-
нечном ветре.
2.6.1.1. Наблюдения солнечного ветра
На орбите Земли поток межзвездных атомов достаточно мал, поэтому на малых
гелиоцентрических расстояниях (до 5 а. е.) влиянием межзвездных атомов на пара-
метры солнечного ветра можно пренебречь. Измерения потоков захваченных ионов и
АКЛ показывают, что на орбите Земли эти компоненты также не оказывают заметно-
го динамического влияния на параметры солнечного ветра. Следовательно, орбиту
Земли можно рассматривать как внутреннюю границу для задачи о взаимодействии
солнечного ветра и локальной межзвездной среды.
Свойства солнечного ветра, а также их широтная зависимость зависит от солнеч-
ного цикла (см., например, Gazis, 1996; Neugebauer 1999; McComas et al., 2000, 2001,
2002). В солнечном минимуме на больших гелиоширотах образуются области хоро-
шо развитых корональных дыр, которые являются источниками высокоскоростного
(-700 км/с) солнечного ветра, имеющего низкую плотность. На низких гелиоширотах
солнечный ветер имеет большую плотность и относительно малые скорости
(-400 км/с). Разделение между высокоскоростным и низкоскоростным режимами
солнечного ветра находится примерно на 20° гелиошироты. В солнечном максимуме
корональные дыры практически исчезают, и относительно плотный низкоскоростной
солнечный ветер существует на всех широтах (McComas et al., 2002). Через некото-
рое время после прохождения солнечного максимума корональные дыры, а, следова-
тельно, и высокоскоростной солнечный ветер появляются вновь. На стадии форми-
рования корональных дыр высокоскоростной солнечный ветер может появиться даже
в области эклиптики, что приводит к увеличению динамического давления на низких
широтах вскоре после прохождения солнечного максимума. Космические аппараты,
которые находятся на 1 а. е. в плоскости эклиптики, обнаружили двукратное измене-
ние динамического давления солнечного ветра в течение солнечного цикла. Измере-
ния параметров солнечного ветра на наиболее удаленных космических аппаратах -
таких, как PIONEER и VOYAGER, - подтверждают это заключение (Lazarus and
McNutt, 1990; Gazis, 1996, Richardson etal., 2004). Из наблюдений видно, что в тече-
ние каждого из последних двух солнечных циклов минимум динамического давления
солнечного ветра приходился на солнечный максимум. Затем динамическое давление
начинало возрастать и достигало своего максимума через 1-2 года после максимума
солнечной активности. Далее давление начинало медленно спадать вплоть до мини-
мума при следующем солнечном максимуме. Из экспериментов, которые проводи-
лись в плоскости эклиптики, было неясно, является ли такой характер изменения ди-
намического давления солнечного ветра присущим только плоскости эклиптики или
является глобальным эффектом. Измерения, проведенные на космическом аппарате
ULYSSES в течение его первой полярной орбиты, показали, что динамическое дав-
ление солнечного ветра было меньшим в области около экватора по сравнению с вы-
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
365
сокими широтами. Указанный эффект был ясно виден в течение солнечного мини-
мума (май 1995 - декабрь 1997 гг.) (McComas et al., 2000). Хотя в солнечном макси-
муме трехмерная структура солнечного ветра существенно отличается и является
более сложной по сравнению с двухскоростной структурой, которая наблюдается в
остальные периоды солнечного цикла, тем не менее можно считать, что в солнечном
максимуме параметры солнечного ветра в среднем примерно одинаковы на всех ге-
лиоширотах (McComas et al., 2001, 2002).
В табл. 2.6.1 приведены оценки динамического и статического давлений сол-
нечного ветра на расстояниях 4-5 а. е., а также во внешней гелиосфере на рассто-
янии 80 а. е. Динамическое давление намного превышает статическое давление
солнечного ветра.
Таблица 2.6.1
Концентрации и давления различных компонент солнечного ветра
Компонента 4-5 а. е. 80 а. е.
Концентрация, см-3 Давление, эВ/см3 Концентрация, см’3 Давление, эВ/см3
Солнечный ветер Захваченные ионы АКЛ 0,2-0,4 5,МО’4 2-4 (тепловое) ~200 (динамическое) 0,5 (7-14)-10’4 ~2-10"4 10^-10^ ~0,5-1 (динамическое) -0,15 0,01-0,1
Наряду с солнечным ветром в гелиосфере существуют еще две компоненты
гелиосферного происхождения - захваченные ионы и АКЛ. В табл. 2.6.1 приведены
оценки динамической важности этих компонент. Из таблицы видно, что на боль-
ших гелиоцентрических расстояниях тепловые давления захваченных ионов и АКЛ
могут достигать 30-50% от динамического давления солнечного ветра. Таким об-
разом, захваченные ионы и АКЛ могут оказывать динамическое влияние на свой-
ства солнечного ветра на больших гелиоцентрических расстояниях и должны учи-
тываться в моделях гелиосферного интерфейса (см., например, Alexashov et al.,
2004; Malama et al., 2006).
2.6.1.2. Параметры межзвездной среды
Температура и скорость движения локальной межзвездной среды относи-
тельно Солнца определяются на основе прямых измерений параметров атомов
гелия на космическом аппарате ULYSSES (прибор GAS) (Witte et al., 1996; Witte,
2004). Такое определение скорости становится возможным из-за того, что дли-
на свободного пробега атомов гелия много больше, чем характерный размер
гелиосферного интерфейса, поэтому параметры межзвездного гелия в гелио-
сферном интерфейсе не меняются, и атомы гелия попадают в гелиосферу с
такими же параметрами, как и в межзвездной среде. Существует и второй не-
зависимый способ определения скорости и температуры в ЛМО. Он основан на
366
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Таблица 2.6.2
Параметры межзвездной среды
Параметр Прямые измерения/оценки
Относительная скорость солнечного ветра и ЛМО 26,3 ± 0,4 км-с-1 - прямые измерения атомов гелия0 25,7 км-с-1 - по доплеровскому сдвигу в линиях поглощения0
Температура ЛМС 6300 ± 340 К - прямые измерения атомов гелия0 6700 К - линии поглощения0
Концентрация межзвездных атомов водорода 0,2 ± 0,05 см-3 - оценка, основанная на измерениях захваченных ионов3)
Концентрация межзвездных протонов 0,03-0,1 см-3 - оценка, основанная на измерениях захваченных ионов3)
Локальное межзвездное магнитное поле величина: 2-4 мкГс направление: неизвестно
Давление низкоэнергичной части космических лучей ~0,2 эВ-см-3
° (Witte, 2004; Mobius et al., 2004).
2) (Lallement, 1996).
3) (Glockler and Geiss, 2001).
анализе линий поглощения в звездных спектрах (Lallement, 1996). Этот метод
позволяет определить только средние значения скорости и температуры в ЛМО
вдоль различных лучей зрения (в направлении ближних звезд). Оказывается, что
полученные двумя независимыми способами значения температуры и скорости
межзвездной среды в окрестности Солнца хорошо согласуются между собой
(см. табл. 2.6.2).
Другие параметры локальной межзвездной среды, такие как значения кон-
центраций межзвездных атомов водорода и протонов, величина и направление
межзвездного магнитного поля, в настоящее время не определены с хорошей сте-
пенью точности. При построении теоретических моделей эти параметры могут
рассматриваться как свободные. Заметим, что по некоторым косвенным экспери-
ментальным данным с помощью теоретических моделей все же удается устано-
вить существенные ограничения на плотность протонов и атомов в межзвездной
среде, а также на полное давление межзвездной среды.
Концентрация атомов водорода во внутренней гелиосфере зависит от степе-
ни фильтрации атомов в гелиосферном интерфейсе, т. е. от степени уменьшения
количества атомов, проникающих в гелиосферу вследствие перезарядки и иони-
зации электронным ударом.
Так как поток атомов межзвездного гелия проходит сквозь гелиосферный
интерфейс до областей измерения невозмущенным, то, зная отношение концентра-
ции атомов водорода к концентрации атомов гелия в межзвездной среде
R (HI / HeI)LIC, а также концентрацию атомов гелия, можно определить плотность
атомов водорода в межзвездной среде /7LIC(HI) = 7?(Н1/Не1)ыС «ыс(Не1). Концентра-
ция атомов гелия определена в гелиосфере с хорошей степенью точности
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
367
0,015 ± 0,002 см-3 (Gloeckler and Geiss, 2001). Отношение HI/Hel в межзвездной
среде находится в интервале 10-14. Таким образом, концентрация атомов водо-
рода в ЛМО находится в диапазоне 0,13-0,25 см-3.
Моделирование гелиосферного интерфейса (Baranov and Malama, 1995; Izmo-
denov et aL, 1999b) показало, что степень фильтрации атомов водорода, т. е. отно-
шение концентрации Н-атомов внутри гелиосферы к концентрации в межзвездной
среде, зависит от плотности плазмы в ЛМО. Таким образом, зная степень фильт-
рации, можно получить величину концентрации протонов (и электронов) в ЛМО
(Lallement, 1996). Независимую оценку концентрации электронов в межзвездной
среде можно получить, зная космическое содержание ионов различной степени
ионизации (Lallement, 1996).
Существуют и другие методы оценки концентрации атомов водорода
внутри гелиосферы, основанные, например, на измерении степени торможе-
ния солнечного ветра на больших гелиоцентрических расстояниях или на изме-
рении и анализе спектров АКЛ (Stone, 2001). Заметим, что полный согласованный
анализ всех имеющихся наблюдательных данных не был проведен до насто-
ящего времени. Для проведения такого анализа необходимо использовать тео-
ретическую модель гелиосферного интерфейса. В табл. 2.6.2 приведены значе-
ния параметров локальной межзвездной среды, считающиеся в настоящее
время наиболее реалистичными. Используя эти значения, мы оценили вклад
различных компонент в давление межзвездной среды (табл. 2.6.3). Различные
компоненты межзвездной среды дают вклады одного порядка в общее давле-
ние межзвездной среды. Это означает, что в теоретических моделях необхо-
димо учитывать влияние каждой из этих компонент. Из табл. 2.6.3 также вид-
но, что динамическое давление межзвездных атомов водорода больше, чем
парциальные давления других компонент. Так как существенная часть
Н-атомов проникает внутрь гелиосферы, то оценить априори влияние этой
компоненты оказывается сложно. Необходимо развитие количественных мо-
делей. Такой же вывод можно сделать и об оценке влияния ГКЛ и АКЛ (Измо-
денов, 1997).
Таблица 2.6.3
Оценки давления различных компонент локальной межзвездной среды
Компонента
Плазменная компонента межзвездной среды:
тепловое давление
динамическое давление
Межзвездные атомы водорода:
тепловое давление
динамическое давление
Межзвездное магнитное поле
Низкоэнергетическая часть ГКЛ
Оценка давления, дин-см'
(0,6-2,0)-10-13
(1,5-6)-10'13
(0,6-2,0)-10*13
(4,0-9,0)-10’13
(1,0-5,0)10-13
(1,О-5,О)-1О-13
368
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.6.2. Обзор возможных подходов для описания различных компонент
В этом разделе рассматриваются теоретические подходы, которые необходимо
использовать для описания различных компонент межзвездной среды и солнечного
ветра. Для описания течения газов обычно используются либо кинетический, либо
гидродинамический подходы. При кинетическом подходе макроскопические па-
раметры газа, состоящего из частиц сорта 5 (или, кратко, 5-газа), могут быть выра-
жены через интегралы от функции распределения по скоростям ^(r,w,/)’
= рж
Vs = jw/^VV,
ps,ij = J(w. - Vsl)(Wj - Vs j)fsdv/,
qs = 0,5/«s j(w - V5 )2 (w - Va)f,dw,
где ns и Vs. - концентрация и массовая скорость 5-газа; PStij - компоненты тензора
напряжений Р5; qy - вектор потока тепла; ms - масса отдельной частицы.
В гидродинамическом приближении для того, чтобы замкнуть гидродинами-
ческую систему уравнений, необходимо сделать некоторые предположения при
определении тензора напряжений Ps и вектора притока тепла q5. Например, вы-
ражения для Р5 и qs могут быть получены методом Чепмена-Энскога в предпо-
ложении малости числа Кнудсена Кп = 1/где / и Л - длина свободного пробега
частиц и характерный размер задачи, соответственно. В нулевом приближении
метод Чепмена-Энскога дает локально-максвелловскую функцию распределения
5-газа. В этом случае газ может быть рассмотрен как идеальный. Его тензор на-
пряжений является шаровым и сводится к давлению, а вектор притока тепла-
нулевым: qs = 0.
2.6.2.1. Атомы водорода
Наибольшее космическое содержание в локальной межзвездной среде имеют
атомы водорода (см. табл. 2.6.2). Эти атомы проникают глубоко в гелиосферу
и эффективно взаимодействуют как с протонами солнечного ветра и захваченны-
ми протонами, так и с протонами межзвездной среды. Сечения упругих столк-
новений атомов водорода между собой и с протонами пренебрежимо малы по
сравнению с сечением резонансной перезарядки (Izmodenov et al., 2000). Таким
образом, именно перезарядка является процессом, который определяет свой-
ства атомов водорода в области интерфейса и внутри гелиосферы. Вновь рож-
денные в результате перезарядки атомы имеют локальные свойства плазмы в
месте их рождения. Так как свойства плазмы существенно отличаются в каждой
из четырех подобластей гелиосферного интерфейса, показанных на рис. 2.6.1,
то Н-атомы в гелиосфере удобно разделить на четыре сорта в зависимости от
места их рождения. Эффективность взаимодействия атомов водорода с прото-
нами может быть оценена через длину свободного пробега атомов в плазме.
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
369
Эффективная длина свободного пробега по потере импульса частицы сорта 5 в
/-газе (т. е. газе с частицами сорта /) может быть определена по следующей фор-
муле: / = ms\\\/(bMst/8/), где ws - индивидуальная скорость 5-частицы, $Msl/$t -
скорость потери импульса 5-частицы в /-газе.
В табл. 2.6.4 показаны эффективные длины свободного пробега по переза-
рядке атомов водорода различных сортов в различных областях гелиосфер-
ного интерфейса. Из таблицы видно, что для каждого из четырех сортов суще-
ствует, по крайней мере, одна подобласть гелиосферного интерфейса, где число
Кнудсена Кп«0,5-1,0. Таким образом, для корректного описания течения
Н-атомов в гелиосферном интерфейсе необходимо применять кинетический
подход.
Функция распределения по скоростям для Н-атомов /н(г,\¥Н,/) определяется из
решения кинетического уравнения:
^-+«ну-+—= J|wH-wp| a/p(r,w ) t/w +
ot or mH owh j
+ /P (r> wн) J|wн - w H | q/h (r, w„) dwH - (vph + vimpact) /H (r, w H),
(2.6.1)
где Ун(г, wH, t) - функция распределения атомов водорода; y^(r, wp, /) - функция рас-
пределения протонов; wH, wp - индивидуальные скорости атомов и протонов со-
ответственно; су - сечение перезарядки атомов водорода на протонах; vph - частота
фотоионизации; - масса атома водорода; virnpact - частота ионизации элект-
ронным ударом; F - равнодействующая сил солнечного гравитационного притя-
жения и радиационного давления.
Помимо перезарядки, в уравнении (2.6.1) учитываются и другие физические
процессы, которые влияют на распределение атомов водорода в гелиосфере. Это -
фотоионизация, солнечное гравитационное притяжение, радиационное давле-
ние солнечного излучения, которые влияют на распределения атомов в окрест-
ности Солнца, а также ионизация электронным ударом, которая влияет на рас-
пределение атомов в области внутреннего гелиошиса (Baranov and Malama, 1996;
Izmodenov et al., 2004). Взаимодействие Н-атомов с протонами приводит к обмену
Таблица 2.6.4
Длина свободного пробега, [а. е.], по перезарядке атомов водорода
в области гелиосферного интерфейса
Сорт /Область1) В районе TS В районе HP Между HP и BS В ЛМС
4 (первичные межзвездные атомы) 150 100 110 870
3 (вторичные межзвездные атомы) 66 40 58 190
2 (атомы, рожденные во внутреннем гелиошисе) 830 200 110 200
1 (нейтральный солнечный ветер) 16000 510 240 490
° В таблице использованы обозначения: TS - гелиосферная ударная волна; HP - гелиопауза; BS -
внешняя ударная волна; ЛМС - локальная межзвездная среда.
370
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
массой, импульсом и энергией между этими компонентами, который учитывается
в правых частях гидродинамических уравнений (2.6.2)-(2.6.4) для заряженной ком-
поненты. Соответствующие правые части (источниковые члены) гидродинами-
ческих уравнений выражаются через интегралы от функции распределения
Н-атомов, которые приводятся ниже в уравнениях (2.6.5)-(2.6.7).
2.6.2.2. Заряженные компоненты (протоны и электроны) межзвездной среды
и солнечного ветра
Основные допущения, которые необходимо учитывать, рассматривая гидро-
динамическое приближение для космической плазмы, были проанализированы
Барановым В.Б. В частности, в работе (Baranov, 2000) было сделано заключение,
что и локальная межзвездная среда, и солнечный ветер могут быть описаны в
рамках гидродинамического приближения. В самом деле, длина свободного про-
бега заряженных частиц в локальной межзвездной среде порядка 1 а. е., что мно-
го меньше характерного размера гелиосферы. Следовательно, локальная меж-
звездная среда является столкновительной, и для ее описания может быть исполь-
зовано гидродинамическое приближение.
Плазма солнечного ветра является бесстолкновительной, так как длина сво-
бодного пробега солнечных протонов и электронов по кулоновским столкно-
вениям много больше, чем характерный размер гелиосферы - расстояние до
гелиопаузы. Таким образом, гелиосферная ударная волна является бесстолкно-
вительной. Тем не менее, гидродинамический подход применим и для бесстолк-
новительной плазмы в случае, если рассеяние заряженных частиц на флук-
туациях магнитного поля является достаточно эффективным. В этом случае длина
свободного пробега / по столкновениям заменяется /соП - длиной свободного
пробега по так называемым «коллективным столкновениям». При этом пред-
полагается, что /соц«:£. Однако интеграл столкновений для «коллективных про-
цессов» является слишком сложным, чтобы на его основе вычислить коэффи-
циенты переноса для бесстолкновительной плазмы. Обычно при моделирова-
нии гелиосферного интерфейса используется одножидкостное приближение для
описания течения плазмы солнечного ветра и межзвездной среды. Определя-
ющими уравнениями при этом являются законы сохранения массы, импульса и
энергии:
^ + V(PV) = 71, (2.6.2)
dt
+ VP + V(pV ® V) -—[rot В X B] = -VPCR + q2, (2.6.3)
dt 4л
|(^) + V(^PV)-V.VP = 73-q2-V-V-VPCR. (2.6.4)
dt 2 2
Здесь p = mp(z?p + >?pui); P = PQ + Pp + Ppui; Pe9 Pp9 Ppui и PCr - парциальные давления
электронов, протонов, захваченных ионов и космических лучей соответственно.
Величины #1, q2 и q3, - источниковые члены массы, импульса и энергии вследст-
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
371
вие процессов перезарядки, фотоионизации и ионизации электронным ударом,
которые определяются следующими интегралами:
7| = %«H(Vph +Vimpact)> (2.6.5)
q2 = тр J(vph + vimpact)vH/H(vH)4/vH +
ff нр ( \ (2.6.6)
+ mp jjwCTex (w)(wh-wp)/h(wh)(/p(wp) + /pui(wP))^wH ^wp,
<h = mp j(Vph + Vimpact )~Zl (Wll)/p (Wp) <AvpO,W|| +
-w2 (2‘6’7)
+ mp |рст"‘'(м)——-/ii(wn)(/p(wp) + /pUi(wp))<Avp</wii.
Здесь - локально-максвелловская функция распределения протонов солнечного
ветра и ЛМС по скоростям;/^ - функция распределения захваченных ионов, кото-
рая может быть получена из решения кинетического уравнения для захваченных
ионов или на основе упрощающего предположения о мгновенной ассимиляции за-
хваченных ионов в плазму солнечного ветра.
Для того чтобы замкнуть систему уравнений (2.6.2)-(2.6.4), к ней необходимо
добавить уравнение индукции магнитного поля:
^ = rot[vxB]. (2.6.8)
Такая форма уравнения следует из классического закона Ома в случае идеаль-
ной проводимости:
E = -l/c[vxB].
Систему уравнений (2.6.2)-(2.6.8) для одножидкостного приближения можно
получить, суммируя уравнения баланса массы, импульса и энергии для электро-
нов, протонов и захваченных ионов. При этом необходимо делать ряд упрощаю-
щих предположений, которые обсуждаются в работах (Baranov and Fahr, 2003а,
2003b; Florinski et al., 2003). Уравнения идеальной магнитогидродинамической
плазмы с правыми частями q\, q2, q3 совместно с кинетическим уравнением (2.6.1)
были решены (Алексашовым и др., 2000) для частного случая, когда ММП парал-
лельно скорости относительного движения Солнца и межзвездной среды, а также в
работе (Izmodenov et al., 2005) в случае, когда направление магнитного поля со-
ставляет 45° к направлению набегающего (в системе координат, связанной с Солн-
цем) потока межзвездной среды.
Для того чтобы получить классическую систему гидродинамических урав-
нений для гелиосферного интерфейса, необходимо в уравнениях (2.6.3) и (2.6.4)
опустить все члены, содержащие магнитные и электрические поля. В этом случае
система уравнений (2.6.2)-(2.6.4) совместно с кинетическим уравнением (2.6.1) и
выражениями (2.6.5)-(2.6.7) для Источниковых членов q{, q2, и q3 являются замк-
нутой системой уравнений.
372
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
2.6.2.3. Захваченные ионы
Для изучения эволюции захваченных ионов во внешней гелиосфере и гелио-
сферном интерфейсе необходимо понимать процесс ассимиляции заряженной час-
тицы в плазму, обладающую магнитным полем. Сразу после своего рождения под
действием электромагнитного поля захваченный ион начинает вращаться по цик-
лоидальной траектории с дрейфующим со скоростью солнечного ветра ведущим
центром. Радиус вращения (гирорадиус) частицы много меньше, чем характерный
размер задачи, так что функцию распределения можно усреднить по гиротропному
движению. Начальное круговое распределение захваченных ионов является не-
устойчивым. Основными процессами, которые определяют эволюцию функции
распределения, являются: рассеяние по питч-углам, конвекция, адиабатическое
охлаждение в расширяющемся солнечном ветре, инжекция вновь рожденных ато-
мов, диффузия в пространстве энергий при взаимодействии с электромагнитными
волнами, распространяющимися в солнечном ветре и генерируемыми как самими
захваченными ионами, так и в результате плазменных различных неустойчивостей
в солнечном ветре.
Наиболее полная форма кинетического уравнения, описывающая изменение ги-
ротропной функции распределения захваченных ионов/J,ui =/^ui(/, г, v, ц) в плазме
солнечного ветра, движущейся со скоростью Vsw, приведена, например, в работах
Изенберга (Isenberg, 1997), Чалова и Фара (Chalov and Fahr, 1998). является
функцией модуля скорости солнечного ветра в системе координат, связанной с сол-
нечным ветром, а также функцией косинуса питч-угла р.
В разд. 2.6.4 будет показано, что предположение о мгновенной ассимиляции
захваченных ионов в плазму солнечного ветра приводит к резкому росту тем-
пературы плазмы с увеличением гелиоцентрического расстояния. Так как такое
увеличение не наблюдается, то ясно, что солнечный ветер и захваченные ионы
являются двумя отдельными компонентами вплоть до гелиосферной ударной
волны. Однако измерения температуры солнечного ветра на космическом аппа-
рате VOYAGER-2 показывают меньший спад температуры по сравнению с тем,
что следует ожидать вследствие адиабатического охлаждения. Наблюдаемый про-
филь температуры может объясняться разогревом солнечного ветра волнами, кото-
рые генерируются захваченными ионами (Williams et al., 1995; Smith et al., 2001).
Различные аспекты эволюции захваченных ионов были рассмотрены в литературе
(см., например, Chalov and Fahr, 1999; и обзоры Zank, 1999; Fichtner, 2001). Заме-
тим, что до настоящего времени детальное описание процесса захвата и переноса
захваченных ионов в солнечном ветре не рассматривалось ни в одной глобальной
модели гелиосферного интерфейса (см., однако, Malama et al., 2006).
2.6.2.4. Космические лучи
Космические лучи связаны с течением плазмы посредством рассеяния на элек-
тромагнитных волнах в плазме. На космические лучи действуют процессы конвек-
тивного переноса и диффузии на неоднородностях магнитного поля, распростра-
няющихся в плазме. Как аномальная, так и галактическая компоненты космических
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
373
лучей могут рассматриваться как высокоэнергетичные популяции с пренебрежимо
малой массовой плотностью (по сравнению с плотностью плазмы), но значитель-
ной (не пренебрежимо малой) плотностью энергии. На гидродинамическом уровне
описания влияние космических лучей на течение несущей плазменной компоненты
выражается через градиент давления космических лучей VPCr и перенос энергии от
несущей фазы к космическим лучам с частотой (V*VPCR). Давление космических
лучей определяется формулой:
^CR (г > 0 = — J /ск (г, А О WP dp,
о
где Уси(г,р, 0 - изотропная функция распределения космических лучей; w - скорость
частиц; р - модуль импульса частицы.
Уравнение переноса космических лучей имеет следующую форму (см., например,
Fichtner, 2001):
Р2D+ V(K Wcr ) - (V • V/CR) +1 (V • V)+ S(r, р, t), (2.6.9)
dtp ср[ др J 3 дInр
Здесь D - коэффициент диффузии в пространстве скоростей, который часто в
моделях полагается равным нулю; К- тензор, определяющий пространствен-
ную диффузию; V = U + Vdrift - скорость конвекции; U - массовая скорость плазмы;
Vdrift - скорость дрейфа в гелиосферном или межзвездном магнитном поле;
S(у,р, t) - источниковый член.
На гидродинамическом уровне описания уравнение переноса космических
лучей может быть проинтегрировано и записано в виде:
= V(к VPCR - yCR (U + Udr)PCR) + (yCR -1) (U • VPCR) + eACR„ui (r,/). (2.6.10)
dt K 7
При выводе уравнения (2.6.10) предполагалось, что D = 0; Udr - осредненная по
функции распределения дрейфовая скорость; у - индекс политропы; 2AcR,Pui - ко-
эффициент притока энергии, описывающий получение энергии АКЛ от захва-
ченных ионов. Авторы работы (Chalov and Fahr, 1996, 1997) записали коэффи-
циент £>acr, Pui в виде 2acr, Pui = - appuiVU, где a - коэффициент, определяющий
интенсивность инжекции. Этот коэффициент определяется свойствами плазмы
(Chalov and Fahr, 1997). Для ГКЛ коэффициент а полагается равным нулю, так как
источники ГКЛ находятся вне гелиосферы.
2.6.3. Обзор современных моделей гелиосферного интерфейса
Спустя более 40 лет после появления первых моделей взаимодействия сол-
нечного ветра с локальной межзвездной средой, численной модели, самосогла-
сованно учитывающей все компоненты солнечного ветра и межзвездной среды, до
сих пор не построено. В течение последних лет произошел существенный прогресс
в этом направлении. Большое количество работ посвящено изучению влияния от-
дельных (или нескольких) компонент на структуру гелиосферного интерфейса и на
распределения других компонент.
374
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Влияние магнитного поля рассматривалось в работах (Fujimoto and Matsuda, 1991;
Baranov and Zaitsev, 1995; Myasnikov, 1997) в осесимметричном случае, и в работах
(Ratkiewicz et al., 1998, 2000; Linde et al., 1998; Pogorelov and Matsuda, 1998; Tanaka
and Washimi, 1999; Opheretal., 2003, 2004) в трехмерном случае. Зависимость па-
раметров солнечного ветра от гелиошироты рассматривалась в работе (Pauls and
Zank, 1997). Влияние солнечного цикла на структуру гелиосферного интерфейса
исследовалось в работах (Steinolfson, 1994; Pogorelov, 1995; Karmesin et al., 1995;
Baranov and Zaitsev, 1998; Wang and Belcher, 1999; Zaitsev and Izmodenov, 2001) в
осесимметричном случае, и в работе (Tanaka and Washimi, 1999) в случае трех-
мерной геометрии. Несмотря на множество интересных эффектов, которые были
обнаружены и обсуждаются в этих работах, ни в одной из них не учитывается
влияние межзвездных Н-атомов, или делаются существенные упрощения отно-
сительно этой компоненты. Так, например, в работе (Linde et al., 1998) скорость и
температура Н-атомов предполагались постоянными во всей области гелиосфер-
ного интерфейса.
Так как вся имеющаяся экспериментальная информация о гелиосферном ин-
терфейсе связана с межзвездными атомами или с захваченными ионами и АКЛ -
т. е. с частицами, которые рождаются из Н-атомов, - то в настоящем обзоре будут
рассматриваться только те модели гелиосферного интерфейса, в которых учиты-
вается (самосогласованно) влияние Н-атомов на заряженную компоненту. Такие
модели можно разделить на два типа. В моделях первого типа (табл. 2.6.5) исполь-
зуются упрощенные одножидкостные или многожидкостные подходы для описания
течения Н-атомов. В моделях второго типа используется кинетический подход.
Развитие одножидкостных и многожидкостных моделей для описания течения
атомов водорода связано с возможностью простой численной реализации. Такое
использование жидкостных подходов не является правильным и приводит к не-
верным результатам (Alexashov and Izmodenov, 2005). Результаты одной из наибо-
лее сложных многожидкостных моделей (Zank et al., 1996) сравнивались в работе
(Baranov et al., 1998) с результатами, полученными на основе кинетической модели
Баранова и Маламы (Baranov and Malama, 1993). Сравнение показало не только ко-
личественное, но и качественное отличие результатов двух моделей. Более де-
тальное сравнение кинетических и различных многожидкостных моделей было
проведено в работе (Alexashov and Izmodenov, 2005).
Общей чертой ряда работ (Wang and Belcher, 1999; Zank et al., 1996, Liewer et al.,
1995; Baranov and Malama, 1993; Mueller et al., 2000; Myasnikov et al., 2000a, 2000b;
Aleksashov et al., 2000, 2004; Izmodenov et al., 2003a, 2003b; Izmodenov et al., 2004;
Izmodenov and Malama, 2004a, 2004b; Izmodenov et al., 2005a, 2005b) является то,
что во всех этих моделях протоны, электроны и захваченные ионы рассматривают-
ся в рамках одножидкостного приближения. Основным преимуществом такого
подхода является его простота, так как в этом случае не возникает необходи-
мости решать сложное кинетическое уравнение для функции распределения за-
хваченных ионов. Ключевым предположением при этом является гипотеза о мгно-
венной ассимиляции захваченных ионов в солнечный ветер. Другими словами,
предполагается, что вновь рожденный захваченный ион становится неотличим от
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
375
Таблица 2.6.5
Многокомпонентные модели взаимодействия солнечного ветра с межзвездной средой
Ссылка / Компонента1* ГКЛ АКЛ ММП ГМП Зависимость СВ от широты Влияние солнечного цикла Учет захваченных ионов Н-атомы
M погож идкост ные мо дели для Н-ап омов
Liewer et al., 1995 - - - - - + одножидк. одножидк.
Zank et al., 1996 - - - - - - одножидк. трехжидк.
Pauls and Zank, 1997 - - - - + - одножидк. одножидк.
Wang and Belcher, 1999 - - - - - + одножидк. одножидк.
Fahr et al., 2000 + + - - - - двухжидк. одножидк.
Fahr and Scherer, 2003a, b + + - - - + двухжидк. одножидк.
Кине! гическг ре моде. пи для H-aTov юв
Osterbart and Fahr, 1992 - - - - - - нет не самосогл.
Mueller et al., 2000 - - - - - - одножидк. 2)
Модели, разработанные в МГУ и ИПМех РАН
Baranov and Malama, 1993 - - - - - - одножидк. 3)
Myasnikov et al., 2000a,b + - - - - - одножидк. 3)
Aleksashov et al., 2000 - - + - - - одножидк. 3)
Izmodenov et al., 2003a - - - - - + одножидк. 3)
Alexashov et al., 2004 - + - - - - одножидк. 3)
Izmodenov and Malama, 2004a, b; Izmodenov et al., 2005a - - - - - + одножидк 3)
Izmodenov et al., 2005b - - + - - - одножидк 3)
Malama et al., 2005 - - - - - - кинет, подход 3)
° Обозначения, использованные в таблице: ММП - межпланетное магнитное поле; ГМП - гелиосфер-
ное магнитное поле; СВ - солнечный ветер.
2)Для решения кинетического уравнения использовался метод, аналогичный имитационному методу
Монте-Карло.
3) Использовался Метод Монте-Карло с расщеплением траекторий.
протонов солнечного ветра мгновенно после ионизации. Другим существенным
допущением является равенство электронной и протонной температур TQ = Тр. Для
квазинейтральной плазмы (пр + wpui = nQ + о(ие)) это означает, что давление элект-
ронов составляет половину от общего давления плазмы:
Р = nQkTQ + (пр + A?pui) кТр « 2nQkTQ = 2Ре.
316
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Для одножидкостных моделей солнечного ветра существенным является тот
факт, что в них предполагается эффективное взаимодействие захваченных ионов с
электромагнитными волнами солнечного ветра, так что захваченные ионы асси-
милируются в солнечный ветер почти мгновенно. Однако, как обсуждалось ранее,
наблюдения на космическом аппарате VOYAGER-2 показывают, что предполо-
жение о быстрой и полной ассимиляции не выполняется. Следовательно, захва-
ченные ионы образуют отдельную компоненту заряженных частиц. При этом ясно,
что компонента, состоящая из захваченных ионов, будет иметь такую же массовую
скорость, как и солнечный ветер. В работе (Isenberg, 1986) солнечный ветер рас-
сматривался на основе трехжидкостного приближения (протоны, электроны и
захваченные ионы). Ключевым в этой модели является предположение о равенстве
скоростей протонов солнечного ветра и захваченных ионов (Кр = Ири,). Предпола-
галось также, что обмен тепловой энергией между протонами солнечного ветра и
захваченными ионами отсутствует. В этом приближении определяющей системой
уравнений является система, состоящая из двух уравнений неразрывности для
протонов и захваченных ионов, одного уравнения движения общего для всех трех
компонент и трех уравнений, выражающих законы сохранения энергии для про-
тонов солнечного ветра, электронов и захваченных ионов. Заметим, что в работе
использовалась упрощенная форма Источниковых членов, предложенная в (Holzer,
1972). Модель применялась для расчетов исключительно в области сверхзвукового
солнечного ветра.
Еще одна двухжидкостная модель солнечного ветра и захваченных ионов была
рассмотрена в работе (Fahr et al., 2000). В этой модели предполагается, что массо-
вая скорость газа, состоящего из захваченных ионов, совпадает со скоростью сол-
нечного ветра. Давление захваченных ионов в этой модели вычисляется в предпо-
ложении прямоугольной формы для изотропной функции захваченных ионов. В
этом случае давление может быть выражено через плотность захваченных ионов и
массовую скорость:
=PpXv/5. (2.6.11)
В работе (Fahr et al., 2000) также учитывается влияние АКЛ и ГКЛ. Космические
лучи рассматриваются как две отдельные безмассовые жидкости. Таким образом,
система уравнений, определяющая модель, состоит из следующих уравнений:
• одножидкостных уравнений для смеси протонов, электронов и захваченных
ионов,
• уравнения неразрывности для захваченных ионов,
• уравнений переноса для АКЛ и ГКЛ.
Влияние космических лучей па плазму учитывалось добавлением членов
-V(PAcr + T’gcr) и -VV(PACR + PGCR)-^pui(V-V) в правых частях уравнений дви-
жения и энергии соответственно. Приближение, используемое в описанной мо-
дели, является достаточно грубым, так как при предположении о прямоугольной
форме функции распределения пренебрегают такими важными физическими про-
цессами, как адиабатическое охлаждение, стохастическое ускорение, перезарядка
на Н-атомах в области гелиошиса. В дополнение к этому в работе использовалось
простое одножидкостное приближение для межзвездных атомов водорода. В МГУ
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
377
и ИПМех РАН разработана многокомпонентная модель, которая свободна от этих
ограничений (Malama et al., 2006). В этой модели кинетическое уравнение для
Н-атомов решается совместно с уравнением баланса массы, импульса и энергии
для всех заряженных компонент, а также кинетическим уравнением для захва-
ченных ионов.
2.6.4. Самосогласованная двухкомпонентная модель гелиосферного
интерфейса и ее развитие
Впервые самосогласованная модель взаимодействия солнечного ветра с
двухкомпонентной (плазменная компонента и Н-атомы) локальной межзвездной
средой была разработана Барановым и Маламой (Baranov and Malama, 1993). В этой
модели межзвездный ветер рассматривался как плоскопараллельный однород-
ный поток, а солнечный ветер - как сверхзвуковой сферически-симметричный на
орбите Земли. При таких граничных условиях гелиосферный интерфейс имеет осе-
симметричную форму. В модели предполагалось, что заряженная и нейтраль-
ная компоненты взаимодействуют главным образом посредством перезарядки.
Процессы фотоионизации, солнечной гравитации и радиационного давления, влия-
ющие на распределение Н-атомов в окрестности (< 10-15 а. е.) Солнца также учи-
тывались в модели.
Для описания нейтральной компоненты использовался кинетический подход, а
для заряженной компоненты - гидродинамический. Кинетическое уравнение (2.6.1)
для Н-атомов решалось совместно с уравнениями Эйлера (2.6.2)-(2.6.4) для за-
ряженной компоненты. Влияние Н-атомов учитывалось в правых частях уравнений
(2.6.2)-(2.6.4), содержащих источниковые члены qi9 q2, qi, которые являются ин-
тегралами (2.6.5)-(2.6.7) от функции распределения атомов водорода /h(Vh).
Источниковые члены вычислялись методом Монте-Карло с расщеплением траек-
торий (Malama, 1991). Система, состоящая из кинетического уравнения и урав-
нений Эйлера, решалась методом глобальных итераций, предложенным в работе
(Baranov et al., 1991). Сверхзвуковые граничные условия принимались для не-
возмущенной межзвездной среды и солнечного ветра на орбите Земли. Функция
распределения Н-атомов в невозмущенной ЛМС принималась максвелловской.
Результаты, полученные на основании этой модели, обсуждаются ниже.
2.6.4.1. Заряженная компонента
Межзвездные атомы сильно влияют на положение ударных волн, а, следова-
тельно, и на распределения параметров Н-атомов и плазмы в гелиосферном ин-
терфейсе. В двухкомпонентной модели с учетом влияния Н-атомов гелиосферный
интерфейс находится много ближе к Солнцу, по сравнению с моделью, в которой
нейтралы не учитывались (рис. 2.6.2). При этом гелиосферная ударная волна при-
нимает форму, близкую к сферической. Диск Маха (MD) и сложная ударная струк-
тура в хвостовой области, состоящая из отраженной ударной волны (RS) и танген-
циального разрыва (TD), исчезают в модели, учитывающей Н-атомы.
378
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.6.2. Влияние межзвездных атомов водорода на размер и структуру гелиосферного
интерфейса: а - гелиосферный интерфейс в случае полностью ионизованной ЛМС,
б - случай частично-ионизованной ЛМС. Обозначения: BS - внешняя ударная волна,
HP - гелиопауза, TS - гелиосферная ударная волна, MD - диск Маха,
TD - тангенциальный разрыв, RS - отраженная ударная волна
Сверхзвуковые течения плазмы в областях перед гелиосферной и внешней
ударными волнами становятся возмущенными вследствие перезарядки. Дейст-
вительно, течение сверхзвукового солнечного ветра возмущено вследствие пере-
зарядки солнечных протонов на межзвездных атомах. Вновь рожденные в ре-
зультате перезарядки протоны захватываются магнитным полем солнечного ветра.
В модели Баранова-Маламы предполагается, что захваченные ионы мгновенно ас-
симилируются в плазму солнечного ветра, т. е. становятся неотличимыми от ори-
гинальных солнечных протонов. Поэтому солнечные протоны и захваченные
ионы рассматриваются как одна компонента. Концентрация, скорость, температура
и число Маха плазменной компоненты показаны на рис. 2.6.3а. Влияние переза-
рядки на параметры солнечного ветра значительно: в окрестности гелиосферной
ударной волны солнечный ветер теряет 15-30% своей скорости, его концентра-
ция увеличивается на 20-50%, а температура вырастает в 5-8 раз в зависимости от
параметров межзвездной среды.
В случае с нейтралами межзвездная плазма становится возмущенной в области
перед внешней ударной волной. Это происходит в результате процесса перезарядки
межзвездных протонов на вторичных атомах водорода, которые рождаются в сол-
нечном ветре, а затем благодаря большим длинам свободного пробега переносятся
в область межзвездной среды перед гелиосферной ударной волной. Перезарядка
протонов на вторичных атомах приводит к нагреву межзвездной среды в области
перед внешней ударной волной на 40-70%, а также к торможению межзвездного
ветра на 15-30% (рис. 2.6.36). Число Маха перед ударной волной уменьшается, и
для некоторого диапазона параметров межзвездной среды (л?н ыс иР ыс) внеш-
няя ударная волна может исчезать. Сплошные линии на рис. 2.6.36 соответствуют
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
379
Рис. 2.6.3. Плотность плазмы, ее скорость, температура и число Маха в
сверхзвуковом солнечном ветре до гелиосферной ударной волны (а),
в межзвездной среде до внешней ударной волны (б),
в области внутреннего гелиошиса (в).
Распределения показаны в направлении к набегающему потоку.
Сплошные линии соответствуют лн,ыс = 0,2 см-3, иР1ыс = 0,04 см-3,
пунктирные - д?н. ыс = 0,14 см"3, nPt ыс = 0,10 см"3.
В обоих расчетах скорость межзвездной среды и ее температура полагались
равными Ице = 25,6 км/с, Гис = 7 000 К (Izmodenov, 2000)
380
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
малой степени ионизации ЛМС - + ин) = 1/6. В этом случае внешняя ударная
волна практически исчезает.
Межзвездные атомы существенно влияют и на течение заряженной компо-
ненты в области внутреннего гелиошиса между гелиосферной ударной волной
и гелиопаузой. В случае чистой газовой динамики (т. е. в модели без учета
Н-атомов) плотность и температура плазмы за гелиосферной ударной волной
примерно постоянны. Однако процесс перезарядки приводит к значительному
увеличению концентрации плазмы и уменьшению ее температуры при прибли-
жении к гелиопаузе (рис. 2.6.Зв). Процесс ионизации электронным ударом также
приводит к изменению течения плазмы во внутреннем гелиошисе. В частности,
ионизация электронным ударом приводит к росту плотности плазмы во всей
области между гелиосферной ударной волной и гслиопаузой (Baranov and
Malama, 1996; Izmodenov et al., 2004). Учет влияния межзвездных Н-атомов на
течение плазмы в области внутреннего гелиошиса является важным с точки зре-
ния корректной интерпретации излучения в килогерцовом диапазоне, кото-
рое наблюдается на космических аппаратах VOYAGER (Gurnett et al., 1993; Gur-
nett and Kurth, 1996; Treumann et al., 1998), а также планируемых в настоящее
время измерений гелиосферных энергичных атомах (Gruntman et al., 2001; кос-
мический проект НАСА IBEX; http://www.ibex.swri.edu).
2.6.4.Z. Атомы водорода
Процесс перезарядки приводит также к существенному изменению параметров
межзвездных атомов при их прохождении через гелиосферный интерфейс. Рож-
денные в процессе перезарядки атомы приобретают скорость протона - партнера
по перезарядке. Таким образом, функция распределения вновь рожденных ато-
мов зависит от локальных свойств плазмы в области их рождения. Так как область
гелиосферного интерфейса разделена двумя ударными волнами и гелиопаузой на
четыре подобласти, то удобно различать четыре сорта атомов в зависимости от
подобласти их рождения. Сорт 1 образуется из атомов, которые родились в облас-
ти сверхзвукового солнечного ветра до гелиосферной ударной волны (область 1).
Сорт 2 состоит из атомов, рожденных в области внутреннего гелиошиса, между
гелиосферной ударной волной и гелиопаузой (область 2). Сорт 3 - из атомов, рож-
денных в области внешнего гелиошиса - возмущенного межзвездного ветра между
гелиопаузой и внешней ударной волной. Н-атомы, которые родились в невозму-
щенной ЛМС, будем приписывать к сорту 4. На рис. 2.6.4 показаны плотности
и массовые скорости четырех введенных сортов Н-атомов в зависимости от ге-
лиоцентрического расстояния. Функцию распределения Н-атомов 7h(wh, г) мож-
но представить как сумму функций распределения введенных сортов:
/н =/н,1+/н,2+/н,з+/н,4- Метод Монте-Карло позволяет рассчитать функции рас-
пределения для каждого из этих четырех сортов. Функции распределения ато-
мов водорода были вычислены и приведены для 12 характерных точек гелио-
сферного интерфейса в работах (Izmodenov, 2001; Izmodenov et al., 2001). В каче-
стве примера на рис. 2.6.5 показаны функции распределения четырех сортов
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
381
Лн/Лн,ис Ph/Jh,LIC
Рис. 2.6.4. Концентрации (а) и скорости (б) четырех сортов
атомов водорода в гелиосферном интерфейсе как функции
гелиоцентрического расстояния в направлении к
набегающему потоку ЛМС: 1 - сорт 1; 2 - сорт 2; 3 - сорт 3;
4 - сорт 4. При расчетах предполагалось, что ин, ыс = 0,2 см-3,
иР, ыс = 0,04 см-3 (Izmodenov et al., 2001)
Н-атомов в окрестности гелиосферной ударной волны по направлению к набегаю-
щему потоку межзвездной среды. Заметим, что функция распределения Н-атомов в
гелиосфере была также вычислена в работе (Mueller et al., 2000). Однако ис-
пользуемый в этой работе метод расчета функции распределения Н-атомов (Lipa-
tov et al., 1998), аналогичный прямому имитационному методу Монте-Карло, не
позволяет разделять Н-атомы на сорта, и, как следствие, статистическая погреш-
ность таких расчетов существенно больше.
Оригинальные (или первичные) межзвездные атомы сорта 4 претерпева-
ют существенную фильтрацию (т. е. происходит уменьшение их концентрации)
в гелиосферном интерфейсе перед тем, как они достигают гелиосферной удар-
ной волны (рис. 2.6.4а). В процессе прохождения через гелиосферный интер-
фейс перезарядка происходит более интенсивно на атомах, обладающих меньши-
ми скоростями, чем на относительно «быстрых» атомах. Это связано с тем, что
длина свободного пробега у «медленных» атомов меньше. Этот кинетический
эффект, называемый в литературе «селекцией», приводит к отклонению функции
распределения первичных атомов от максвелловской (рис. 2.6.5а). В результате
«селекции» происходит так называемое эффективное ускорение первичных
Н-атомов в области гелиосферного интерфейса, т. е. увеличение на 10% средней
массовой скорости первичных Н-атомов в области между ЛМС и гелиосферной
ударной волной (рис. 2.6.4в).
382
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Шкала значений функции /н
кг16
км/с
-100 -50 0
Vz, км/с
-20 Vb км/с
Ге, км/с
250 300 350 400 450 К/?, км/с
Рис. 2.6.5. Функции распределения четырех сортов Н-атомов в окрестности
гелиосферной ударной волны по направлении к набегающему потоку ЛМС:
а - первичные межзвездные атомы; б - вторичные межзвездные атомы;
в - атомы, рожденные в области внутренней гелиосферы;
г - атомы, рожденные в сверхзвуковом солнечном ветре.
Vz - проекция вектора скорости на ось, параллельную вектору скорости
относительного движения Солнца и ЛМС VLIC; отрицательные значения V2
означают приближение к Солнцу. Vx - радиальная компонента вектора
проекции скорости на плоскость, перпендикулярную вектору Vuc;
VR, Ve - радиальная и угловая компоненты скорости.
В расчетах предполагалось, что ин, lic = 0,2 см-3,
Ир, ыс = 0,04 см-3 (Izmodenov et al., 2001)
-30
б
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
383
Вторичные межзвездные атомы (сорт 3) рождаются в возмущенной межзвезд-
ной среде вследствие перезарядки первичных атомов на протонах в области внеш-
него гелиошиса (между гелиопаузой и гелиосферной ударной волной). Протоны, в
свою очередь, попадают во внешний гелиошис, проходя через внешнюю ударную
волну, на которой происходит их нагрев и торможение до дозвуковых скоростей. Как
следствие, атомы сорта 3 имеют меньшую скорость и большую температуру по срав-
нению с первичными межзвездными атомами. Средняя массовая скорость атомов
этого сорта в окрестности гелиосферной ударной волны составляет -(18-19) км/с
(знак «минус» означает, что атомы движутся по направлению к Солнцу). Меньшая
скорость вторичных атомов приводит к образованию так называемой водородной
стенки, которая была предсказана теоретически в работе (Baranov et al., 1991) и об-
наружена при интерпретации спектров поглощения в направлении звезды Альфа
Центавра (Linsky and Wood, 1996). В области сверхзвукового солнечного ветра до
гелиосферной ударной волны концентрации первичных и вторичных межзвездных
атомов имеют один порядок (рис. 2.6.4а, штриховые линии), но могут меняться в
зависимости от степени ионизации ЛМС, принимаемой в модели. В работе (Izmode-
nov et al., 1999b) было показано, что относительное космическое содержание вто-
ричных межзвездных атомов внутри гелиосферной ударной волны является боль-
шим для моделей с большей концентрацией протонов с ЛМС.
Из рис. 2.6.56 видно, что функция распределения по скоростям для этого сорта
также не является максвелловской. Причина крутого обрывистого характера функ-
ции распределения при Vz > 0 в том, что частицы с положительными скоростя-
ми Vz могут достигнуть гелиосферной ударной волны только из хвостовых частей
гелиосферы.
В работе (Izmodenov et al., 2001) функции распределения различных компонент
были вычислены для точек, находящихся в различных направлениях по отношению
к набегающему потоку. Было показано, что функции распределения первичных и
вторичных межзвездных атомов содержат характерные детали, которые меняются в
зависимости от направления по отношению к набегающему потоку ЛМС. Эти дета-
ли в функции распределения отражают в себе глобальную геометрическую струк-
туру гелиосферного интерфейса. Таким образом, было показано, что функция рас-
пределения Н-атомов может являться хорошей диагностикой глобальной структуры
гелиосферного интерфейса.
Еще один сорт Н-атомов в гелиосферном интерфейсе (сорт 2) образуется из ато-
мов, рожденных в области внутреннего гелиошиса. Атомы этого сорта образуются
из горячих протонов и захваченных ионов солнечного ветра, сжатого в гелиосфер-
ной ударной волне. Концентрация Н-атомов этого сорта на порядок меньше по
сравнению с концентрациями сортов 3 и 4 (первичных и вторичных межзвездных
атомов), поэтому Н-атомы сорта 2 не влияют на интерпретацию экспериментов по
рассеянному Лайман-а излучению и захваченных ионов внутри гелиосферы. Од-
нако, как было показано в работе (Chalov and Fahr, 2003), перезарядка атомов этого
сорта на протонах солнечного ветра может приводить к образованию хвостов
функции распределения захваченных ионов, измеряемых на одной или нескольких
астрономических единицах в периоды малой солнечной активности. В работе
384
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
(Quemerais and Izmodenov, 2002) было продемонстрировано, что часть атомов сор-
та 2 все-таки может быть обнаружена в «хвостах» спектров рассеянного солнечного
Лайман-а излучения благодаря значительному доплеровскому сдвигу, которым
обладает солнечный фотон, рассеянный на атоме этого сорта.
Обладая большими энергиями и длинами свободного пробега, часть атомов сор-
та 2 проникает в области вверх по потоку ЛМС от внешней ударной волны. Переза-
рядка Н-атомов на межзвездных протонах приводит к возмущению сверхзвукового
потока ЛМС на больших гелиоцентрических расстояниях. В сверхзвуковом сол-
нечном ветре внутри гелиосферной ударной волны Н-атомы второго сорта распро-
страняются свободно, без изменений их свойств. Таким образом, будучи измеренны-
ми на 1 а. е., атомы сорта 2 явились бы важным источником информации о свойствах
плазмы в месте их рождения, т. е. в области внутреннего гелиошиса. В настоящее
время существуют планы по прямому измерению атомов этого сорта на космических
аппаратах следующего поколения, таких, как планируемый к запуску в 2008 г. косми-
ческий аппарат IBEX (Interstellar Boundary Explorer; http://ibex.swri.edu).
Последним из четырех введенных сортов гелиосферных Н-атомов является сорт 1,
который состоит из атомов, рожденных в области сверхзвукового солнечного ветра.
Концентрация атомов этого сорта имеет максимум на расстоянии ~5 а. е. На этом
расстоянии концентрация атомов сорта 1 на два порядка меньше, чем концентрации
атомов межзвездных сортов. За гелиосферной ударной волной концентрация атомов
этого сорта падает как ~1/г2, где г - гелиоцентрическое расстояние (кривая 1 на
рис. 2.6.46). Средняя массовая скорость атомов этого сорта составляет 450 км/с, что
соответствует скорости сверхзвукового солнечного ветра. Функция распределения по
скоростям Н-атомов сорта 1 также не является максвелловской (рис. 2.6.5г). Увели-
ченный «хвост» в функции распределения связан с эффектом торможения сверхзву-
кового солнечного ветра до прохождения им гелиосферной ударной волны.
Атомы сорта 1, как и атомы сорта 2, свободно пересекают область гелиосфер-
ного интерфейса и перезаряжаются на межзвездных протонах в области вверх по
потоку от внешней ударной волны. В результате происходит нагрев и замедление
сверхзвукового потока межзвездной среды. Вследствие этого число Маха умень-
шается в ЛМС перед ударной волной.
В модели Баранова-Маламы учитываются только две компоненты межзвездной
среды: заряженная (протоны и электроны) и нейтральная (Н-атомы). Однако, как бы-
ло сказано выше, в гелиосферном интерфейсе необходимо оценить возможное влия-
ние других компонент. Далее в этом разделе рассматривается влияние различных
компонент и физических процессов на структуру гелиосферного интерфейса.
2.6.4.3. Влияние межзвездных попов гелия и альфа-частиц солнечного ветра
Благодаря успешным измерениям внутри гелиосферы параметров межзвездных
атомов гелия (Witte et al., 1996; Witte, 2004) на космическом аппарате ULYSSES
(прибор - GAS), захваченных ионов гелия (Gloeckler and Geiss, 2001; Gloeckler et al.,
2004) на космических аппаратах ULYSSES и АСЕ (прибор - SWICS), а также оп-
ределению степени ионизации гелия в ЛМС (Wolff et al., 1999), стало возможно
определить плотность ионов гелия в ЛМС. Оказалось, что концентрация ионов ге-
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
385
лия находится в диапазоне 0,008-0,01 см-3. По современным оценкам плотность
протонов в ЛМС находится в диапазоне 0,04-0,07 см-3. Заметим, что так как масса
ионов гелия в четыре раза больше, чем масса протонов, то динамическое давле-
ние ионов гелия сопоставимо с динамическим давлением межзвездных прото-
нов. Таким образом, оценки показывают, что при моделировании гелиосферного
интерфейса нельзя игнорировать ионы межзвездного гелия. Влияние межзвезд-
ного гелия на гелиосферный интерфейс исследовалось в работе (Izmodenov et al.,
2003b). Одновременно с учетом ионов гелия в работе также учитывалось влияние
альфа-частиц солнечного ветра, концентрация которых составляет 2,5-5% от кон-
центрации протонов солнечного ветра. Динамическое давление альфа-частиц в
солнечном ветре составляет 10-20% от динамического давления протонов сол-
нечного ветра.
Для того чтобы оценить влияние ионов межзвездного гелия и альфа-частиц сол-
нечного ветра на положение ударных волн, были проведены расчеты (Izmode-
nov et al., 2003b) для восьми различных граничных условий, которые приведены в
табл. 2.6.6. В последних трех колонках таблицы приведены положения гелиосфер-
ной ударной волны, гелиопаузы и внешней ударной волны по направлению к набе-
гающему потоку ЛМС. Из таблицы видно, что гелиопауза и обе ударные волны
находятся ближе к Солнцу в модели с учетом ионов гелия (модель 2) по сравнению
с моделью, где ионы гелия не учитывались (модель 1). Однако это влияние ионов
межзвездного гелия частично компенсируется влиянием альфа-частиц солнечного
ветра. В модели, которая учитывает и ионы гелия, и альфа-частицы (модель 5),
гелиопауза, гелиосферная ударная волна и внешняя ударная волна находятся
ближе к Солнцу на ~12 а. е., ~2 а. е., ~30 а. е. соответственно по сравнению с мо-
делью 1. В работе было также отмечено, что учет ионов гелия и альфа-частиц
солнечного ветра практически не влияет на фильтрацию Н-атомов в гелиосфер-
ном интерфейсе.
Таблица 2.6.6
Параметры моделей и положения ударных волн и гелиопаузы
по направлению к набегающему потоку межзвездной среды
Модель И11Л1С, см-3 Ир,1ЛС> см-3 ^e,sw ———,% Hel + Hell fl(TS), a. e. 7? (HP), a. e. fl(BS), a. e.
1 0,18 0,06 0 0 95,6 170 320
2 0,18 0,06 0 0,375 88,7 152 270
3 0,18 0,06 2,5 0 100,7 176 330
4 0,18 0,06 2,5 0,150 97,5 168 310
5 0,18 0,06 2,5 0,375 93,3 157 283
6 0,18 0,06 4,5 0,375 97,0 166 291
7 0,20 0,04 0 0 95,0 183 340
8 0,20 0,04 2,5 0,375 93,0 171 29
386
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Z.6.4.4. Влияние галактической и аномальной компонент космических
лучей и межзвездного магнитного поля
Влияние галактической компоненты космических лучей на гелиосферный ин-
терфейс исследовалось Измоденовым (1997), Мясниковым и др. (Myasnikov et al.,
2000а, 2000b). Исследование проводилось в рамках двухкомпонентной (плазма и
ГКЛ) и трехкомпонентой (плазма, Н-атомы, ГКЛ) моделей. В случае двухком-
понентной модели (Myasnikov et al., 2000а) было обнаружено, что космические лу-
чи приводят к сильной модификации формы и структуры гелиосферной и внешней
ударных волн, а также к существенному изменению гелиоцентрических расстояний
до гелиопаузы и внешней ударной волны. Однако было показано, что в случае
трехкомпонентной модели (Myasnikov et al., 2000b) влияние ГКЛ на течение заря-
женной компоненты пренебрежимо мало по сравнению с влиянием межзвездных
Н-атомов. Исключение составляет внешняя ударная волна, структура которой
сильно модифицируется под действием космических лучей.
Динамическое влияние аномальной компоненты космических лучей на тече-
ние солнечного ветра во внешней гелиосфере, а также на структуру гелиосфер-
ной ударной волны, исследовалось в работах (Fahr et al., 2000; Alexashov et al.,
2004a). В более ранних работах исследования были в основном посвящены изу-
чению зависимости положения и структуры ударной волны от степени инжек-
ции АКЛ на ударной волне. В работе (Alexashov et al., 2004а) изучались эффекты,
связанные с влиянием коэффициента диффузии космических лучей. При этом
коэффициент инжекции не варьировался. Различные значения коэффициента
диффузии рассматривались в связи с тем, что в настоящее время истинное значе-
ние коэффициента диффузии во внешней гелиосфере и в гелиошисе практически
неизвестно. В работе Алексашова и др. (Alexashov et al., 2004а) было показано
следующее.
1. Влияние АКЛ на течение солнечного ветра в окрестности гелиосферной удар-
ной волны приводит к плавному торможению солнечного ветра в так называемом
прекурсоре, за которым следует скачок (называемый часто subshock). При этом ска-
чок смещается на большие гелиоцентрические расстояния по сравнению с расчетами
без учета АКЛ. Как интенсивность скачка, так и степень его смещения зависят от
величины коэффициента диффузии. Наибольшее смещение (около 4 а. е.) достигает-
ся для средних значений коэффициента диффузии.
2. Прекурсор гелиосферной ударной волны явно выражен для малых и сред-
них значений коэффициента диффузии и исчезает при больших коэффициентах
диффузии. В работах (Berezhko, 1986; Chalov, 1988а, 1988b; Zank et al., 1990) было
показано, что прекурсор модифицированной космическими лучами ударной вол-
ны является неустойчивым к магнитозвуковым возмущениям, если градиент дав-
ления космических лучей велик. Возможное определение колебаний магнит-
ного поля и скорости солнечного ветра на космическом аппарате VOYAGER-2
в ближайшем будущем можно рассматривать как свидетельство приближения
космического аппарата к гелиосферной ударной волне. Колебания, связанные с не-
устойчивостью прекурсора, имеют отличительную особенность: наиболее неус-
тойчивые моды колебаний магнитного поля осциллируют в продольном направ-
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
387
лении, а наиболее неустойчивые моды колебаний скорости солнечного ветра
осциллируют в направлении, перпендикулярном направлению к плоскости эклип-
тики (Chalov, 1990).
3. Еще один эффект АКЛ на плазму солнечного ветра связан с уменьшением тем-
пературы плазмы в области между гелиосферной ударной волной и гелиопаузой.
Этот эффект важно учитывать при интерпретации измерений энергичных атомов
(ЭНА) сорта 2, которые планируется измерять на космическом аппарате Interstellar
Boundary Explorer (IBEX; http://ibex.swri.edu) в ближайшее время.
4. Для малых коэффициентов диффузии, когда характерный диффузионный
масштаб много меньше расстояния до гелиосферной ударной волны, давление кос-
мических лучей в области за гелиосферной ударной волной сравнимо с тепловым
давлением плазмы. При больших коэффициентах диффузии давление космических
лучей пренебрежимо мало по сравнению с тепловым давлением плазмы. В этом
случае существует явно выраженная угловая асимметрия в распределении ано-
мальной компоненты космических лучей. Асимметрия получается из-за разницы в
количестве эжектированной в АКЛ энергии в лобовой (по отношению к набегаю-
щему потоку ЛМС) и хвостовой частях гелиосферной ударной волны. Разница в
количестве инжектированной энергии связана с тем, что тепловое давление плазмы
меньше в хвостовой части по сравнению с лобовой частью гелиосферной ударной
волны.
Влияние межзвездного магнитного поля на течение заряженной компоненты в
области гелиосферного интерфейса, а также на распределение Н-атомов, рассматри-
валось в работе (Aleksashov et al., 2000) для частного случая, когда направление меж-
звездного магнитного поля (ММП) параллельно вектору скорости ЛМС относитель-
но Солнца. В этом случае область гелиосферного интерфейса остается осесиммет-
ричной. Было показано, что влияние межзвездного магнитного поля на положение
ударных волн и гелиопаузы значительно меньше, чем в модели без учета Н-атомов
(Baranov and Zaitsev, 1995). Расчеты проводились для различных значений альве-
новских чисел Маха в невозмущенной ЛМС. Внешняя ударная волна распрямляется
(становится более плоской) при уменьшении альвеновского числа Маха, что соответ-
ствует увеличению величины магнитного поля в ЛМС. Расстояние до гелиопаузы
уменьшается в окрестности оси симметрии и растет на флангах. Для гелиопаузы
наблюдается противоположный эффект: гелиоцентрическое расстояние до гелиопау-
зы увеличивается в области около оси симметрии из-за натяжения магнитных сило-
вых линий, но уменьшается на флангах под действием давления магнитного поля. В
результате, при увеличении ММП от нуля до 3,5-10"6Гс размер области внешнего
гелиошиса сокращается почти на 30%. В работе (Aleksashov et al., 2000) показано, что
фильтрация Н-атомов, а также параметры первичных и вторичных межзвездных ато-
мов практически не меняются под влиянием ММП в интервале 0-3,5-10-6 Гс. Силь-
нее всего эффект сказывается на распределении Н-атомов второго сорта, рожденных
в области внутреннего гелиошиса. Их концентрация увеличивается на 50% при росте
ММП от 0 до 3,5-10-6 Гс. Недавно влияние межзвездного магнитного поля на струк-
туру гелиосферного интерфейса было исследовано в общем трехмерном случае (Iz-
modenov et al., 2005).
388
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Z.6.4.5. Влияние солнечного цикла па область гелиосферного интерфейса
Параметры солнечного ветра измеряются на космических аппаратах уже более
30 лет, что составляет порядка трех солнечных циклов. Измерения показали, что
динамическое давление солнечного ветра меняется примерно в 2 раза при перехо-
де от максимума солнечной активности к ее минимуму (см., например, Gazis, 1996).
В нескольких работах (Karmcsin et al., 1995; Wang and Belcher, 1999; Baranov and
Zaitsev, 1998; Zaitsev and Izmodenov, 2001; Scherer and Fahr, 2003; Zank and Mueller,
2003) было показано, что такие изменения динамического давления солнечного
ветра существенным образом влияют на гелиосферный интерфейс. Однако в боль-
шинстве этих работ не учитывалось влияние межзвездных Н-атомов, или их учет
проводился в рамках упрощенных (многожидкостных) моделей. Необходимость
построения упрощенных моделей была связана с невозможностью решения шес-
тимерного (время, две пространственные координаты, три координаты в про-
странстве скоростей) кинетического уравнения для межзвездных Н-атомов. Не-
давно в работах (Izmodenov et al., 2003а; Izmodenov and Malama, 2004a, 2004b; и
Izmodenov et al., 2005) была представлена математическая формулировка и полу-
чено решение самосогласованной нестационарной задачи о взаимодействии двух-
компонентной (плазма и Н-атомы) ЛМС с солнечным ветром в рамках осесим-
метричной постановки. Исследовалось влияние солнечного цикла. В работе было
получено периодическое решение уравнений Эйлера для плазмы совместно с ки-
нетическим уравнением для Н-атомов. При этом принимались периодические гра-
ничные условия на орбите Земли. В работе (Izmodenov et al., 2003а) представлены
результаты расчетов, когда в качестве граничных условий на орбите Земли бра-
лись данные, полученные на космическом аппарате IMP-8. Детальное же теорети-
ческое исследование было проведено в работе (Izmodenov et al., 2005), где пред-
ставлены результаты для «идеального» солнечного цикла, в котором динамиче-
ское давление солнечного ветра меняется по синусоидальному закону с амплитудой
колебаний 2 и периодом колебаний 11 лет. Ниже приводится сводка основных
результатов, полученных в этой работе. Положение поверхностей разрывов (гелио-
сферной и внешней ударных волн, а также гелиопаузы) меняется с 11-летней пе-
риодичностью, навязанной системе внешними граничными условиями. Амплитуда
колебаний гелиосферной ударной волны в лобовой части гелиосферного интер-
фейса составляет ~7 а. с. Амплитуда колебаний растет по мере удаления от лобо-
вой части гелиосферной ударной волны в хвостовую. В хвостовой части разница
между минимальным и максимальным гелиоцентрическими расстояниями до
гелиосферной ударной волны достигает 25 а. е. Заметим, что колебания гелио-
сферной ударной волны в лобовой и хвостовой частях находятся практически в
противофазе.
Амплитуда колебаний гелиопаузы меньше, чем гелиосферной ударной волны, и
составляет ~3 а. е. Амплитуда колебаний внешней ударной волны мала и составляет
меньше ~0,1 а. е. в лобовой части гелиосферного интерфейса. Расстояния до гелио-
сферной ударной волны, гелиопаузы и внешней ударной волны, осредненные по
солнечному циклу, близки к значениям, полученным в рамках стационарной моде-
ли с осредненными по солнечному циклу граничными условиями.
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
389
Изменение интенсивности гелиосферной ударной волны в солнечном цикле
имеет важные следствия для интерпретации измерений АКЛ, так как величина
скачка скорости в гелиосферной ударной волне определяет спектральный индекс
АКЛ р. Спектральный индекс определяется как показатель степени в зависимости
потока космических лучей j от энергии Е -j ~ Е$. В работе (Izmodenov et al., 2005)
было показано, что с солнечным циклом скачок скорости меняется незначительно от
2,92 до 3,09 в лобовой части гелиосферы и от 2,92 до 3,17 в ее хвостовой части.
Параметры плазмы совершают колебания с 11-летним периодом во всей области
гелиосферного интерфейса. В солнечном ветре длина волны колебаний больше,
чем расстояния как до гелиосферной ударной волны, так и гелиопаузы в головной
части гелиосферы. Большие длины волн также видны в распределениях плазмы в
хвостовой области гелиосферного интерфейса. Амплитуда колебаний в хвостовой
области намного меньше, чем в головной части гелиосферы, а длина волны состав-
ляет порядка ~200 а. е. Ситуация существенно меняется в области внешнего гелио-
шиса между гелиопаузой и внешней ударной волной. Движение гелиопаузы - кон-
тактного разрыва - действует на ЛМС аналогично поршню, движущемуся в за-
полненной газом трубе, и приводит к образованию серии ударных волн и волн
разряжения. Амплитуда ударных волн и волн разряжения уменьшается по мере
их распространения в направлении от Солнца. Уменьшение амплитуды волн
объясняется геометрическим эффектом, связанным с расходящимся характером
движения (площади ударных волн увеличиваются). Уменьшение амплитуды так-
же связано с взаимодействием ударных волн и волн разряжения. Характерная дли-
на волны в головной части составляет ~40 а.е. Заметим, что осредненные по
11-летнему циклу распределения параметров плазмы практически совпадают с
распределениями, полученными в рамках стационарной модели с осредненными
по 11-летнему циклу граничными условиями на орбите Земли.
Для межзвездных атомов водорода были получены следующие результаты
(Izmodenov et al., 2005). В распределениях плотностей Н-атомов видна явно вы-
раженная 11-летняя периодичность. Отклонения отточной 11-летней периодичности
связаны со статистическими ошибками, присущими методу Монте-Карло. Такие
ошибки составляют ~2-3%. В области внешней гелиосферы и, в частности, в окрест-
ности гелиосферной ударной волны, флуктуации плотности первичных и вторичных
межзвездных Н-атомов находятся в пределах ±5% от их среднего значения. Такой же
уровень колебаний характерен и для атомов сорта 2, рожденных в области внутрен-
него гелиошиса. При приближении к Солнцу на расстояния меньшие, чем ПО а. е.,
флуктуации концентраций Н-атомов увеличиваются до ±15% от средних значений.
Флуктуации концентрации Н-атомов первого сорта, рожденных в области сверх-
звукового солнечного ветра, составляют ±30% от их средних значений. Было также
получено, что флуктуации средней массовой скорости и кинетической температуры
(определенной через интеграл от функции распределения, умноженной на квадрат
тепловой скорости Н-атома) первичных и вторичных межзвездных Н-атомов
(сорта 3 и 4) пренебрежимо малы, и величина этих флуктуаций оказывается меньше,
чем статистическая погрешность расчетов. Вместе с тем средняя массовая скорость и
кинетическая температура атомов сорта 2, рожденных в области внутреннего гелио-
390
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
шиса, меняются в течение солнечного цикла на 10-12%. Такие флуктуации объяс-
няются тем, что наибольшее число атомов этого сорта рождается в окрестности
гелиопаузы. Длинноволновый характер флуктуаций, присущий плазме в этой об-
ласти, отражается в распределениях Н-атомов второго сорта.
Важно заметить, что флуктуации концентраций трех сортов Н-атомов (пер-
вичных и вторичных межзвездных, а также атомов, рожденных в области внутрен-
него гелиошиса) происходят в одинаковой фазе. Когерентный характер флуктуаций
существует в области сверхзвукового солнечного ветра для трех сортов Н-атомов,
а в области внутреннего гелиошиса - только для первичных и вторичных меж-
звездных атомов. Причина такого когерентного характера колебаний плотности
Н-атомов различных сортов становится очевидной, если сравнить эти флуктуации
с флуктуациями в плотности заряженной компоненты (см., например, Izmo-
denov et al., 2005). Действительно, колебания параметров плазмы и Н-атомов нахо-
дятся практически в противофазе. Такая корреляция возможна только в том случае,
когда временные флуктуации концентраций Н-атомов происходят из-за локальных
потерь атомов в процессах перезарядки, фотоионизации и ионизации электронным
ударом, а не связаны с процессом рождения.
Когерентный характер флуктуаций различных сортов Н-атомов исчезает в
областях, где происходит рождение Н-атомов этих сортов, т. е. там, где процесс
образования атомов доминирует по сравнению с процессами гибели. В самом деле,
в области внутреннего гелиошиса флуктуации в концентрации Н-атомов сорта 2
(рожденных в этой области) сдвинуты по сравнению с когерентными колебаниями
концентраций первичных и вторичных Н-атомов и находятся в фазе с флуктуа-
циями плотности протонов в окрестности гелиопаузы. В области внешнего гелио-
шиса колебания концентрации вторичных межзвездных атомов сорта 3 находятся в
противофазе с колебаниями первичных атомов и почти в фазе с флуктуациями
плазмы в этой области. Опять, в области внешнего гелиошиса процесс рождения
является определяющим для вторичных межзвездных атомов.
Очень важно заметить, что описанное выше поведение Н-атомов в гелио-
сферном интерфейсе имеет кинетический характер. Флуктуации параметров
Н-атомов определяются главным образом процессами их рождения и гибели, а не
конвективными процессами и влиянием градиента давления, как это было бы в
гидродинамическом описании. Применимость гидродинамического подхода оп-
ределяется простым критерием, который состоит в том, что число Кнудсена
Кп = И£« 1, где / - длина свободного пробега, a L - характерный размер задачи.
Для стационарной модели за характерный размер задачи можно принять расстоя-
ние между гелиопаузой и внешней ударной волной, которое составляет порядка
100 а. е. Длина свободного пробега Н-атомов в этой области около 50 а. е. (Izmo-
denov et al., 2000). Таким образом, число Кнудсена для стационарной задачи
^«stationary»0,5. Как было указано выше, сравнение кинетического и многожид-
костного подходов было проведено в работах (Baranov et al., 1998) и (Alexashov
and Izmodenov, 2005) для стационарного случая. В работе (Izmodenov et al., 2001)
была вычислена функция распределения Н-атомов и показано, что она не является
максвеллловской ни в одной из областей гелиосферного интерфейса. Для нсста-
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
391
ционарной задачи, рассматриваемой в этом разделе, за характерный размер задачи L
необходимо принять половину длины волны в плазме. В области между гелио-
паузой и внешней ударной волной L равняется -20 а. е. Таким образом, Кп{тс ~ 2,5,
и гидродинамический подход является менее обоснованным по сравнению со стацио-
нарным случаем. Эта фундаментальная причина неприменимости гидродинамическо-
го подхода для Н-атомов, возможно, является главной причиной, по которой сущест-
вуют различия между результатами, представленными в работе (Izmodenov et al.,
2005), а также результатами многоожидкостных моделей, представленных в работах
(Zank и Mueller, 2003), а также (Scherer и Fahr, 2003).
2.6.4.6. Гелиосферный хвост
До недавнего времени распределение плазмы и Н-атомов в хвостовой части
гелиосферного интерфейса не вызывало большого интереса. Однако основными
целями моделирования гелиосферного интерфейса является поиск ответа на два
фундаментальных вопроса:
• где находится граница гелиосферы?
• до каких областей распространяется влияние солнечного ветра на окружа-
ющую межзвездную среду?
Для ответа на первый вопрос необходимо дать определение того, что называется
границей гелиосферы. Естественно определить, что границей гелиосферы является
гелиопауза, отделяющая плазму солнечного ветра от плазмы межзвездной среды.
Однако такое определение не является до конца корректным, так как, строго говоря,
гелиопауза является открытой (не замкнутой) поверхностью, и, таким образом, ге-
лиосфера будет продолжаться до бесконечности в хвостовой части.
Чтобы разрешить эту проблему, а также ответить на второй вопрос, в работах
(Измоденов и Алексашов, 2003; Alexashov and Izmodenov, 2003; Alexashov et al.,
2004) было проведено детальное исследование структуры хвостовой части гелио-
сферного интерфейса. Было показано, что процесс перезарядки приводит к каче-
ственному изменению хвостовой части интерфейса. Форма гелиосферной ударной
волны приближается к сферической, исчезает сложная ударно-волновая структура,
состоящая из диска Маха, отраженной ударной волны и тангенциального разрыва.
Эти качественные изменения в течении в хвостовой области были известны и раньше
(Baranov and Malama, 1993). Однако до работы (Измоденова и Алексашова, 2003)
все расчеты ограничивались областью -700 а. е. в хвостовой части. В работе Измоде-
нова и Алексашова расчеты проводились вплоть до 50 000 а. е. Было обнаружено, что
скачок плотности и касательной компоненты скорости на гелиопаузе уменьшается в
хвостовой области с увеличением гелиоцентрического расстояния, а на расстоянии
порядка 3 000 а. е. практически исчезает. С увеличением расстояния от Солнца па-
раметры плазмы и Н-атомов приближаются к их значениям в ЛМС. Так как это про-
исходит на расстояниях -20-40 тыс. а. е., то можно заключить, что влияние солнеч-
ного ветра распространяется на расстояния порядка 20 000-40 000 а. е. в хвостовую
часть гелиоферного интерфейса. Рис. 2.6.6 иллюстрирует результаты расчетов. На
этом рисунке показаны изолинии числа Маха в области до 10 000 а. е. Сразу за гелио-
сферной ударной волной плазма солнечного ветра имеет скорость порядка 100 км/с и
392
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.6.6. Изолинии числа Маха плазмы
солнечного ветра и межзвездной
среды в хвостовой области
гелиосферного интерфейса
температуру 1,5-106 К. Затем скорость сол-
нечного ветра уменьшается из-за нагруже-
ния новыми протонами, которые рождают-
ся в результате перезарядки. Постепенно
скорость солнечного ветра приближается к
значению скорости невозмущенной ЛМС
~25 км/с. Так как температура межзвезд-
ных атомов много меньше температуры
протонов за гелиосферной ударной волной,
то перезарядка приводит к эффективному
охлаждению солнечного ветра в гелио-
сферном хвосте. В результате охлаждения
число Маха в солнечном ветре увеличива-
ется. На расстоянии 4 000 а. е. солнечный
ветер снова становится сверхзвуковым, а
на расстояниях порядка 40 000-50 000 а. е.
число Маха приближается к его значению
в ЛМС. На этих расстояниях параметры
солнечного ветра становятся практически
неотличимыми от параметров невозму-
щенной ЛМС. Заметим также, что сверхзвуковой характер течения солнечного ветра
в области гелиосферного хвоста позволяет корректно поставить выходные граничные
условия, что является невозможным в случае дозвукового течения.
2.6.5. Интерпретация космических экспериментов на основе
моделей гелиосферного интерфейса
Как было указано в разд. 2.6.1, в настоящее время хорошо определены скорость
относительного движения солнечного ветра и ЛМС, а также температура ЛМС
(Witte et al., 1996, Witte 2004; Lallement and Bertin, 1992; Lallement et al., 1995, 1996,
2004a,b; Gloeckler et al., 2004; Mobius etal., 2004). Для определения остальных пара-
метров ЛМС необходимо использовать различные способы удаленной диагностики
гелиосферного интерфейса совместно с теоретическими моделями гелиосферного
интерфейса.
2.6.5.1. Захваченные ионы
Процесс перезарядки в области гелиосферного интерфейса приводит к тому, что
концентрация Н-атомов в области гелиосферной ударной волны становится пример-
но на 50% меньше по сравнению с концентрацией атомов в ЛМС. Это так на-
зываемый эффект фильтрации. Чтобы определить концентрацию Н-атомов в ЛМС,
необходимо:
• знать степень фильтрации из теоретических моделей;
• определить концентрацию Н-атомов внутри гелиосферы.
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
393
Определить концентрацию Н-атомов внутри гелиосферы наиболее точным
образом можно на основе измерений захваченных ионов водорода. На рис. 2.6.7
(Izmodenov et al., 2003а; см. также, Gloeckler and Geiss, 2001) в качестве приме-
ра приведена типичная функция распределения захваченных ионов. Этот спектр
захваченных ионов был получен на космическом аппарате ULYSSES с помощью
прибора SWICS (Solar Wind Interstellar Composition Spectrometer). Измерения
проводились в медленном солнечном ветре на расстоянии 5 а. е. в периоды слабой
солнечной активности.
Представленные данные есть результат осреднения данных, получаемых в
течение двух лет с расстояний -5 а. е. и положений, близких к плоскости эк-
липтики (низкие широты). При этом учитывались только данные, полученные в
периоды, которые характеризовались низкой тепловой скоростью солнечного
ветра (< 15 км/с). Захваченные ионы водорода являются доминирующей компо-
нентой в пологой части спектра между значениями IF- 1,3 и -2,2. Протоны сол-
нечного ветра (кривая 1) доминируют при скоростях W меньших -1,3, а ускорен-
ные протоны образуют высокоэнергетичный хвост, состоящий из частиц со ско-
ростями, большими W~ 2,2. Спектр ускоренных частиц показан на рисунке кри-
вой 2. Спокойные периоды солнечной активности рассматривались нами для того,
чтобы распределение протонов солнечного ветра было эффективно «узким», а уро-
вень частиц в высокоэнергичном хвосте был невелик. При этих условиях в спектре
становится возможным выделить часть, связанную с захваченными ионами.
Кривая 3 получена на основании простой модели, описанной в тексте. При
этом плотность Н-атомов в области гелиосферной ударной волны принималась
равной 0,100 ± 0,008 см-3.
Функция распределения захваченных ионов (кривая 3) получена с использова-
нием так называемой «горячей» модели (Thomas, 1978) для Н-атомов в гелиосфере, а
также формул (2.6.9) и (2.6.10) работы С
получены в предположении мгновенного
рассеяния захваченных ионов по питч-
углам (т. е. в предположении изотроп-
ной функции распределения захваченных
ионов). Параметры, используемые в мо-
дели, в частности, концентрация атомов
водорода в области гелиосферной ударной
волны, подбираются так, чтобы достичь
совпадения с экспериментальными дан-
ными. Допущение об изотропии функции
распределения захваченных ионов явля-
ется адекватным, так как на 5 а. е. в об-
ласти эклиптики среднее магнитное поле
направлено почти перпендикулярно на-
правлению движения солнечного ветра.
Гелиосферные параметры, влияющие на
теоретическую функцию распределения
iunas и Siscoe, 1976), которые были
Рис. 2.6.7. Фазовая плотность F(W)
протонов водорода Н+ как функция их
нормированной скорости Щ
W- скорость протона, отнесенная
к скорости солнечного ветра
(^=KP/KSW)
394
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
захваченных ионов, хорошо известны из прямых измерений. В двухлетний период,
соответствующий рис. 2.6.7, частота фотоионизации для атомов водорода опреде-
лялась на основе измерений солнечного Лайман-а излучения на космическом ап-
парате SOHO и принималась равной 0,8-10"7 с"1 (McMullin D.R. и Judge D.L., частное
сообщение). Частота перезарядки в сверхзвуковом солнечном ветре может быть
определена как произведение потока массы солнечного ветра на сечение перезаряд-
ки. Осредненная частота перезарядки равнялась 5,4-10”7 с”1. Общая частота потерь
для Н-атомов по фотоионизации и перезарядке составила 6,2-10"7 с”1.
Однако общая частота рождения захваченных ионов в этот период была не-
сколько меньше 5,1-10”7 с”1, так как усредненный поток массы солнечного ветра в
периоды небольших тепловых скоростей (т. е. именно в те периоды, которые учи-
тывались для получения спектра) был меньше, чем поток массы, усредненный за два
года. Для приведенных выше значений частоты потерь Н-атомов и частоты рожде-
ния захваченных ионов полное совпадение теоретически полученной функции рас-
пределения захваченных ионов с измеренной можно получить при величине кон-
центрации Н-атомов в окрестности гелиосферной ударной волны, равной
Hh.ts = 0,100 ± 0,005 см"3. Эта концентрация в окрестности гелиосферной ударной
волны должна сравниваться с концентрацией Н-атомов, полученной на основе мо-
делей гелиосферного интерфейса. В работе (Izmodenov et al., 2003b) было проведено
параметрическое исследование и рассчитана структура гелиосферного интерфейса
для концентраций протонов и Н-атомов в ЛМС в диапазонах 0,03-0,1 и 0,16-0,2 см"3,
соответственно. Для каждой пары («н.ис, Яр,ыс) может быть получено значение
концентрации Н-атомов около гелиосферной ударной волны, mh,ts- На рис. 2.6.8
Рис. 2.6.8. Изолинии в плоскости
(«h.lic, «р, нс)- концентрации Н-атомов
показаны сплошными серыми линиями,
штриховыми серыми - степени
ионизации гелия в ЛМС, сплошными
черными - расстояния до гелиосферной
ударной волны
показаны результаты, обновленные по
сравнению с (Izmodenov et al., 2003а,b).
Серые сплошные линии - изолинии
концентрации Н-атомов в области
гелиосферной ударной волны. Область
между изолиниями mh,ts = 0,095 см"3 и
«н,ts = 0,105 см"3 представляет собой об-
ласть возможных пар (hh,lic,hp,lic)> при
которых модель дает значения mh,ts,
совместимые с измерениями захваченных
ионов.
Для того чтобы уменьшить область
возможных значений (ин,ыс>иР,ис)> не-
обходимо принять во внимание допол-
нительные экспериментальные данные.
Например, в качестве дополнительных
данных можно использовать степень
ионизации гелия в ЛМС, которая была
определена на космическом аппарате
EUVE (Extreme Ultraviolet Explorer) вдоль
луча зрения в направлении белых карли-
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
395
ков, находящихся в ЛМС. В работе (Wolff et al., 1999) было получено, что
/(Не) = яне+,ис/(ине+,ис + ^hc,lic) ~ 0,3-0,4. Учитывая это отношение, а также при-
нимая во внимание, что:
• величина концентрации атомов гелия, полученная на космическом аппарате
ULYSSES (прибор GAS), равняется 0,015 см"3 (Witte, 2004);
• стандартное универсальное значение отношения водорода к гелию
(tfp.LIC + Ин, Lie)/ (Ине+.LIC + ИНе.Ыс) = Ю;
может быть получена связь между ин,ыс и wp,lic-
«р,Lie + «н,Lie = 0,15(1 - х(Не+))-1, см’3.
На рис. 2.6.8 показаны изолинии степени ионизации межзвездного гелия
Х(Не+). Пересечение двух заштрихованных областей на рис. 2.6.8 дает нам наи-
более вероятные значения концентрации атомов водорода и протонов в ЛМС:
ин,ыс = 0Д85 ±0,01 см"3 и Wp tic = 0,05 ± 0,015 см"3. Полученная по этим значени-
ям величина степени ионизации атомов межзвездного водорода совпадает со сте-
пенью ионизации ЛМС в окрестности 5 пк от Солнца, полученной в работе (Slavin
and Frisch, 2002).
2.6.5.2. Фильтрация межзвездных атомов кислорода и азота
Дополнительные сведения о свойствах ЛМС, и, в частности, о космическом
содержании различных элементов в ЛМС, можно получить из измерений захвачен-
ных ионов других химических элементов (Gloeckler and Geiss, 2001). Такие измере-
ния проводились на космическом аппарате ULYSSES (прибор SWICS). Однако та-
кое исследование также предполагает теоретическое описание процесса фильтра-
ции различных атомов через гелиосферный интерфейс.
В работе (Izmodenov et al., 2004) был проведен сравнительный анализ про-
никновения межзвездных атомов водорода, кислорода и азота сквозь гелиосферный
интерфейс. Было проведено параметрическое исследование и изучен вопрос о
степени фильтрации этих элементов в гелиосферном интерфейсе в зависимости от
концентраций атомов и протонов в ЛМС. Было обнаружено, что через гелио-
сферный интерфейс проникает 54 ± 4% межзвездных атомов водорода, 68 ± 3% меж-
звездных атомов кислорода и 78 ± 2% межзвездных атомов. В том случае, если
температура электронов в области внутреннего гелиошиса ниже, чем получено в
рамках одножидкостной модели солнечного ветра, то через гелиосферный ин-
терфейс проникает 81 ±2% и 89 ±1% межзвездного кислорода и азота соответ-
ственно. Используя вычисленные коэффициенты фильтрации, а также изме-
рения захваченных ионов, полученных на космическом аппарате ULYSSES,
можно определить концентрации атомов кислорода и азота в ЛМС: hOi,lic =
= (7,8 ± 1,3)-105 см'3 и wNi5lic = (1,1 ± 0,2)-105 см'3. Имея оценки для концентрации
различных элементов в ЛМС, можно оценить их относительное космическое содер-
жание: (OI/HI)L,C = (4,3 ± 0,5)-104 и (NI/OI)L,C = 0,13 ± 0,01. Полученное нами от-
ношение (OI/HI)LIC слегка отличается (в меньшую сторону) от величины
(4,8 ± 0,48)-104, полученной на основе спектроскопических наблюдений линий
поглощения в звездных спектрах (Linsky et al., 1995).
396
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Локальная межзвездная среда взаимодействует с солнечным ветром и суще-
ственным образом влияет на структуру внешней (>5-10 а. е.) гелиосферы. Взаимо-
действие ЛМС и солнечного ветра является достаточно сложным явлением, ко-
торое включает в себя взаимодействие нескольких компонент ЛМС и солнеч-
ного ветра. Со стороны межзвездной среды такими взаимодействующими ком-
понентами являются протоны, электроны, ионы гелия, Н-атомы, межзвездное маг-
нитное поле и ГКЛ. Гелиосферная плазма состоит из протонов, электронов и альфа-
частиц солнечного ветра, захваченных ионов, а также аномальной компоненты
космических лучей. В течение нескольких последних десятилетий были пред-
приняты большие усилия по пониманию физики гелиосферного интерфейса, а так-
же построению наиболее полной и адекватной теоретической модели. Несмотря на
существенный прогресс в понимании происходящих в гелиосферном интерфейсе
физических процессов, до настоящего времени полной модели интерфейса не
построено. Это связано в первую очередь с тем, что гелиосфера и ее интерфейс
имеют многокомпонентную природу, а для адекватного описания различных ком-
понент необходимо использовать различные теоретические модели. Некоторые ас-
пекты моделирования гелиосферного интерфейса были описаны в настоящей главе,
но многие вопросы остаются еще открытыми. В большинстве существующих мо-
делей для описания плазменных компонент, как солнечного ветра, так и меж-
звездной среды, используется одножидкостной подход. Одним из ключевых пред-
положений этих моделей является предположение о том, что все компоненты
движутся с одинаковой массовой скоростью. Это предположение выглядит адек-
ватным, так как разность скоростей приводила бы к развитию неустойчивостей,
которые бы приводили к их выравниванию. Другим ключевым предположени-
ем является предположение о том, что захваченные ионы мгновенно ассимили-
руются (становятся неотличимыми) в плазму солнечного ветра. Однако измерения
спектров захваченных ионов показывают, что мгновенного захвата не происхо-
дит. Таким образом, протоны солнечного ветра и захваченные протоны необходи-
мо рассматривать как две отдельные компоненты, движущиеся с одной массовой
скоростью (Malama et al., 2006). Электроны также необходимо рассматривать как
отдельную компоненту. Заметим однако, что так как все компоненты, состоящие из
заряженных частиц, имеют одну и ту же массовую скорость, а одножидкостное
приближение основано на законах сохранения массы, импульса и энергии, то
следует ожидать, что картина течения (т. е. положения ударных волн и гелио-
паузы, а также поле скоростей заряженной компоненты), полученная в рамках
одножидкостного подхода, должна не сильно отличаться от действительности
(см. Malama et al., 2006). Вместе с тем для корректного описания процессов пе-
реноса и ускорения захваченных ионов, а также для корректного определения их
функции распределения необходимо использовать кинетический подход.
В настоящее время интерес к исследованию гелиосферного интерфейса не-
уклонно растет. Это связано в первую очередь с пересечением космическим ап-
паратом VOYAGER-1 гелиосферной ударной волны в конце 2004 г. Данные, полу-
ченные VOYAGER, еще только предстоит проанализировать и найти им адекватное
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
397
теоретическое объяснение. Вместе с тем предстоит еще большая работа по анализу
и интерпретации удаленной диагностики гелиосферного интерфейса, полученной
разными способами на различных космических аппаратах.
Рост интереса к исследованию гелиосферного интерфейса также подтвержда-
ется и тем, что в 2008 г. НАСА планирует запустить космический аппарат IBEX
(http://ibex.swri.edu/), который будет измерять потоки энергичных нейтральных
атомов, приходящих из гелиосферного интерфейса. В планах NASA также заплани-
рован запуск космического аппарата Interstellar Probe (http://interstellar.jpl.nasa.gov/),
который за 10-15 лет достигнет расстояния порядка 200 а. е. Планируется, что раз-
витые при этом технологии позволят запустить космический аппарат к ближай-
шей к Солнцу звезде Альфа Центавра. По мнению автора настоящей главы, соот-
ветствующий отечественный проект исследования межзвездной среды мог бы стать
одним из важных элементов будущей федеральной космической программы, а
также мощным стимулом к развитию новых технологий, а, следовательно, и росту
отечественной экономики.
Работа выполнена при поддержке фондов «Династия» и «Фонд содействия отече-
ственной науке», грантов РФФИ 04-02-17551 и 04-01-00594, а также Программы
Фундаментальных Исследований № 3 ОЭММПУ РАН.
ЛИТЕРАТУРА
Измодепов В.В. Модуляция галактических космических лучей в области взаимодействия солнечного ветра
с локальной межзвездной средой: гидродинамическое приближение. Письма в Астрономический Жур-
нал, т. 23, № 4, с. 253-261, 1997.
Измоденов В.В. и Алексашов Д.Б. Модель хвостовой области гелиосферного интерфейса. Письма в Астро-
номический Журнал, т. 29, № 1, с. 69-75, 2003.
Aleksashov D., Baranov V., Barsky Е., Myasnikov A. Axially symmetric MHD model for the Solar WIND -
LISM interaction. Astronomy Letters, v. 26, pp. 743-749, 2000.
Alexashov D. and Izmodenov V. Modeling of the tail region of the heliospheric interface. In: SOLAR WIND
TEN: Proceedings of the Tenth International Solar WIND Conference. Eds. Velli M. and Bruno R. AIP Con-
ference Proceedings 679, pp. 218-221, 2003.
Alexashov D., Chalov S.V., Myasnikov A., Izmodenov V., Kallenbach R. The dynamical role of anomalous cos-
mic rays in the outer heliosphere. Astronomy and Astrophysics, v. 420, pp. 729-736, 2004a.
Alexashov D., Izmodenov V.V. and Grzedzielski S. Effects of charge exchange in the tail of the heliosphere. Adv.
Space Res., v. 34, Issue 1, pp. 109-114, 2004b.
Alexashov D. and Izmodenov V. Kinetic vs. Multi-fluid models of H atoms in the heliospheric interface: A com-
parison. Astron. Astrophys., 439, pp. 1171-1181,2005.
Baranov V.B., Krasnobaev K.V., Kulikovksy A.G. A model of the interaction of the solar wind with the interstel-
lar medium. Sov. Phys. Dokl., 15,791, 1971.
Baranov V.B., Lebedev M., Malama Y. The influence of the interface between the heliosphere and the local inter-
stellar medium on the penetration of the H-atoms to the solar system. Astrophys. J., 375, pp. 347-351, 1991.
Baranov V., Malama Y. Model of the solar wind interaction with the local interstellar medium - Numerical solu-
tion of self-consistent problem. J. Geophys. Res., v. 98, pp. 15157-15163, 1993.
Baranov V.B., Malama Y.G. Effect of local interstellar medium hydrogen fractional ionization on the distant solar
wind and interface region. J. Geophys. Res., v. 100, pp. 14755-14762, 1995.
Baranov V.B., Zaitsev N.A. On the problem of the solar wind interaction with magnetized interstellar plasma.
Astron. Astrophys., 304, 631, 1995.
Baranov V.B. and Malama Y.G. Axisymmetric self-consistent model of the solar wind interaction with the LISM:
basic results and possible ways of development. Space Sci. Rev., 78, pp. 305-316, 1996.
398
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Baranov V., Zaitsev N. On the problem of the heliospheric interface response to the cycles of the solar activity.
Geophys. Res. Let., 25, 4051, 1998.
Baranov V.B., Izmodenov V., Malama Y. On distribution function of H-atoms in the problem of the Solar Wind
interaction with the local interstellar medium (LISM). J. Geophys. Res., 103, pp. 9575-9586, 1998.
Baranov V.B. On the problem of fluid dynamics foundation for applications in the space physics. Astrophys.
Space Sci., 274, pp. 3-16, 2000.
Baranov V.B. and Fahr H.J. On nonideal MHD properties of the partially ionized interstellar gas. J. Geophys. Res.,
v. 108, A3, pp. SSH 4-1, CitelD 1110, DOI 10.1029/2001 JA009221, 2003a.
Baranov V.B. and Fahr H.J. Reply to comment by Florinski V. and Zank G.P. on «On nonideal MHD properties of
the partially ionized interstellar gas». J. Geophys. Res., 108(A 12), 1439, 10.1029/2003JA010118, 2003b.
Berezhko E.G. Instability in a Shock Propagating Through Gas with a Cosmic-Ray Component. Soviet Astron.
Let., 12, pp. 352-354, 1986.
Chalov S.V. Diffusive Shock Instability in Plasma Modified by Cosmic-Rays. Soviet Astron. Let., 14, 114, 1988a.
Chalov S.V. Instability of the structure of strong oblique MHD cosmic-ray shocks. Astrophys. Space Sci., 148,
pp. 175-187, 1988b.
Chalov S.V. Cosmic rays and magnetosonic instabilities of the solar wind near the heliospheric shock wave. In:
Physics of outer heliosphere. Proceedings of the 1st COSPAR Colloquium, Warsaw, Poland, Sept. 19-22,
1989, Oxford, England and Elmsford, NY, Pergamon Press, pp. 219-221, 1990.
Chalov S.V., Fahr H. A three-fluid model of the solar wind termination shock including a continuous production
of anomalous cosmic rays. Astron. Astrophys., 311, pp. 317-328, 1996.
Chalov S.V., Fahr H. The three-fluid structure of the particle modulated solar wind termination shock. Astron.
Astrophys. 326, pp. 860-869, 1997.
Chalov S.V., Fahr H. Phase space diffusion and anisotropic pick-up ion distributions in the solar wind: An injec-
tion study. Astron. Astrophys., 335, pp. 746-756, 1998.
Chalov S.V., Fahr H. Signatures of the Interplanetary Helium Cone Reflected by Pick-up Ions. Solar Physics, 187,
pp. 23-144, 1999.
Chalov S.V., Fahr H. Energetic particles from the outer heliosphere appearing as a secondary pick-up ion compo-
nent. Astron. Astrophys., 401, L1-L4, 2003.
Fahr H., Kausch T., Scherer H., A5-fluid hydrodynamic approach to model the solar system-interstellar medium
interaction. Astron. Astrophys., 357, pp. 268-282, 2000.
Fichtner H. Anomalous Cosmic Rays: Messengers from the Outer Heliosphere. Space Sci. Rev., 95, pp. 639-754,
2001.
Florinski V. and Zank G.P. Comment on «On nonideal MHD properties of the partially ionized interstellar gas» by
Baranov V.B. and Fahr H.J. J. Geophys. Res., 108(A 12), 1438, doi:10.1029/2003JA009950, 2003.
Fujimoto Y., Matsuda T. Preprint No. KUGD91-2, Kobe Univ., Japan, 1991.
Gazis P.R. Solar cycle variation in the heliosphere. Reviews of Geophysics, 34(3), pp. 379-402, 1996.
Gloeckler G. and Geiss J. Composition of the Local Interstellar Cloud from Observations of Interstellar Pickup
Ions. Joint SOHO/АСЕ workshop «Solar and Galactic Composition». Ed. by Wimmer-Schweingruber R.F.
American Institute of Physics Conference proceedings, Bern, Switzerland, March 6-9,2001, v. 598, pp. 281,2001.
Gloeckler G., Mobius E., Geiss J. Observations of the helium focusing cone with pickup ions. Astronomy and
Astrophysics, v. 426, pp. 845-854, 2004.
Gumett D.A., Kurth W., Allendorf S., Poynter R. Radio Emission from the Heliopause Triggered by an Interplane-
tary Shock. Science, 262, pp. 199-202, 1993.
Gumett D., Kurth W. Radio Emissions from the Outer Heliosphere. Space Sci. Rev., 78, pp. 53-66, 1996.
Gruntman M., Roelof E.C., Mitchell D.G. et al. Energetic neutral atom imaging of the heliospheric boundary re-
gion. J. Geophys. Res., 106, pp. 15767-15782, 2001.
Holzer T.E. Interaction of the solar wind with the neutral component of the interstellar gas. J. Geophys.
Res., 77, 5407, 1972.
Isenberg P. Interaction of the solar wind with interstellar neutral hydrogen - Three-fluid model. J. Geophys.
Res., 91, pp. 9965-9972, 1986.
Isenberg P. A hemispherical model of anisotropic interstellar pickup ions. J. Geophys. Res., 102, pp. 4719-4724, 1997.
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
399
Izmodenov V., Lallement R., Malama Y. Heliospheric and astrospheric hydrogen absorption towards Sirius: No
need for interstellar hot gas. Astron. Astrophys., 342, L13-L16, 1999a.
Izmodenov V., Geiss J., Lallement R., et al. Filtration of interstellar hydrogen in the two-shock heliospheric inter-
face: Inferences on the local interstellar cloud electron density. J. Geophys. Res., 104, pp. 4731-4742, 1999b.
Izmodenov V. Physics and Gasdynamics of the Heliospheric Interface. Astrophys. Space Sci., 274(1/2), pp. 55-69,
2000.
Izmodenov V., Malama Y., Kalinin A., et al. Hot Neutral H in the Heliosphere: Elastic H-H, H-p Collisions.
Astrophys. Space Sci., 274, pp. 71-76, 2000.
Izmodenov V. Velocity Distribution of Interstellar H Atoms in the Heliospheric Interface. Space Science Re-
views, 97(1/4), pp. 385-388, 2001.
Izmodenov V., Gruntman M., Malama Y.J. Interstellar hydrogen atom distribution function in the outer helio-
sphere. Geophys. Res., 106, pp. 10681-10690, 2001.
Izmodenov V., Wood B., Lallement R. Hydrogen wall and heliosheath Ly a absorption toward nearby stars: Pos-
sible constraints on the heliospheric interface plasma flow. J. Geophys. Res., v. 107, Issue A10, pp. SSH 13-1,
CitelD 1308, DOI 10.1029/2002JA009394, 2002.
Izmodenov V., Malama Y.G., Gloeckler G. When will Voyager-1 and 2 cross the termination shock? Geophys.
Res. Let., 30, Issue 7, 3-1, CitelD 1351, DOI 10.1029/2002GL016127, 2003a.
Izmodenov V., Malama Y.G., Gloeckler G., Geiss J. Effects of Interstellar and Solar Wind ionized Helium on the
Interaction of the Solar Wind with the Local Interstellar Medium. Astrophys. J., 594, L59-L62, 2003b.
Izmodenov V., Malama Y.G., Gloeckler G., Geiss J. Filtration of interstellar H, O, N atoms through the helio-
spheric interface: Inferences on local interstellar abundances of the elements. Astron. Astrophys., v. 414,
L29-L32, 2004.
Izmodenov V., Malama Y.G. Variations of interstellar H atom parameters in the outer heliosphere: solar cycle
effects. Advances in Space Research, v. 34, Issue 1, pp. 74-78, 2004.
Izmodenov V. and Malama Yu.G. Kinetic modeling of the H-atoms in the heliospheric interface: solar cycle ef-
fects. AIP Conference Proceedings, v. 719, pp. 47-52, 2004b.
Izmodenov V., Malama Y.G., Ruderman M.S. Solar cycle influence on the interaction of the solar wind with Local
Interstellar Cloud Astron. Astrophys. 429, pp. 1069-1080, doi: 10.1051/004-6361:20041348, 2005a.
Izmodenov V., Alexashov D. and Myasnikov A.V. Direction of the interstellar H-atom inflow in the heliosphere:
Role of the interstellar magnetic field. Astron. Astrophys., 437(3), L35-38, 2005b.
Karmesin S., Liewer P, Brackbill J. Motion of the termination shock in response to an 11 year variation in the
solar wind. Geophys. Res. Let., 22, pp. 1 153-1 163, 1995.
Lallement R., Bertin P. Northern-Hemisphere observations of nearby interstellar gas - Possible detection of the
local cloud. Astron. Astrophys., 266, pp. 479-485, 1992.
Lallement R., Ferlet R., Lagrange A.M. et al. Local Cloud structure from HST-GHRS. Astron. Astrophys., 304,
pp.461-474, 1995.
Lallement R. Relations Between ISM Inside and Outside the Heliosphere. Space Sci. Rev., 78, pp. 361-374, 1996.
Lallement R., Linsky J., Lequeux J., Baranov V. Physical and Chemical Characteristics of the ISM Inside and
Outside the Heliosphere. Space Sci. Rev., 78, pp. 299-304, 1996.
Lallement R., Raymond J. C., Vallerga J. et al. Modeling the interstellar-interplanetary helium 58.4 nm resonance
glow: Towards a reconciliation with particle measurements. Astron. Astrophys., 426, pp. 875-884, 2004a.
Lallement R., Raymond J. C., Bertaux J.-L. et al. Solar cycle dependence of the helium focusing cone from
SOHO/UVCS observations. Electron impact rates and associated pickup ions. Astronomy and Astrophysics,
v. 426, pp. 867-874, 2004b.
Lazarus A.J., and McNutt R.L., Jr. Plasma observations in the distant heliosphere - A view from Voyager. In:
Physics of the Outer Heliosphere. Eds. Grzedzielski S. and Page D.E. Pergamon, 1990.
Liewer P., Brackbill J., Karmesin S. Time-dependent MHD modeling of the global structure of the heliosphere.
International Solar Wind 8 Conference, p. 53, 1995.
Linde T., Gombosi T., Roe P. Heliosphere in the magnetized local interstellar medium - Results of a three-
dimensional MHD simulation. J. Geophys. Res., 103, pp. 1889-1904, 1998.
Linsky J., Wood B. The alpha Centauri Line of Sight: D/H Ratio, Physical Properties of Local Interstellar Gas, and
Measurement of Heated Hydrogen (The «Hydrogen Wall») Near the Heliopause. Astrophys. J., 463,254, 1996.
400
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Linsky J.L., Dipas A., Wood В.Е. et al. Deuterium and the Local Interstellar Medium Properties for the Procyon
and Capella Lines of Sight. Astrophys. J., 476, 366, 1995.
Lipatov A.S., Zank G.P., Pauls H.L. The interaction of neutral interstellar H with the heliosphere: A 2.5-D particle-
mesh Boltzmann simulation. J. Geophys Res., 103(A9), pp. 20631-20642, 1998.
Malama Y.G. Monte-Carlo simulation of neutral atoms trajectories in the solar system. Astrophys. Space
Sci., 176, pp. 21-46, 1991.
Malama Y.G., Izmodenov V.V., Chalov S.V. New model of the heliospheric interface: three-fluid plasma ap-
proximation. Astron. Astrophys., 445, pp. 693-701, 2006.
McComas D.J., Barraclough B.L., Funsten H.O. et al. Solar wind observations over ULYSSES’ first full polar
orbit J. Geophys. Res., 105, A5, pp. 10419-10433, 2000.
McComas D.J., Goldstein R., Gosling J.T., SkougR.M. ULYSSES’ Second Orbit: Remarkably Different Solar
Wind. Space Science Rev., 97, pp. 99-103, 2001.
McComas D.J., Elliot H.A., Gosling J.T. et al. ULYSSES’ second fast-latitude scan: Complexity near solar maxi-
mum and the reformation of polar coronal holes. Geophys. Res. Letters, 29, 9, doi: 10.1029 / 2001GL014164,
2002.
Myasnikov A.V. On the problem of the solar wind interaction with magnetized interstellar plasma. Preprint
No. 585, Institute for Problems in Mechanics, Russian Academy of Sciences, 1997.
Myasnikov, Izmodenov V., Alexashov D., Chalov S. Self-consistent model of the solar wind interaction with two
component circumsolar interstellar cloud: Mutual influence of thermal plasma and galactic cosmic rays.
J. Geophys. Res., v. 105, No. A3, pp. 5179-5188, 2000a.
Myasnikov, Alexashov D., Izmodenov V., Chalov S. Self-consistent model of the solar wind interaction with
three-component circumsolar interstellar cloud: Mutual influence of thermal plasma and galactic cosmic rays
and H-atoms. J. Geophys. Res., v. 105, No. A3, pp. 5167-5178, 2000b.
Mobius E., Bzowski M., Chalov S. et al. Synopsis of the interstellar He parameters from combined neutral gas,
pickup ion and UV scattering observations and related consequences. Astron. Astrophys., 426, 897-907, 2004.
Mueller H., Zank G.P., Lipatov A.S. Self-consistent hybrid simulations of the interaction of the heliosphere with
the local interstellar medium. J. Geophys. Res., 105, pp. 27419-27438, 2000.
Neugebauer M. The three-dimensional solar wind at solar activity minimum. Rev. Geophys., 37, 1, 107-126, 1999.
Opher M., Liewer P.C., Gombosi T.I. et al. Probing the Edge of the Solar System: Formation of an Unstable Jet-
Sheet. Astophys. J., 591, L61-L65, 2003.
Opher M., Liewer P.C., Velli M., Bettarini L. Magnetic Effects at the Edge of the Solar System: MHD Instabili-
ties, the de Laval Nozzle Effect, and an Extended Jet. Astrophys. J., 611, pp. 575-586, 2004.
Osterbart R., and Fahr H. A Boltzmann-kinetic approach to describe the entrance of neutral interstellar hydrogen
into the heliosphere. Astron. Astrophys., 264, pp. 260-269, 1992.
Parker E.N. The Stellar-Wind Regions. Astrophys. J., 134, pp. 20-27, 1961.
Pauls H. and Zank G. Interaction of a nonuniform solar wind with the local interstellar medium 2. A two-fluid
model. J. Geophys. Res., 102, pp. 19779-19788, 1997.
Pogorelov N.V. Periodic stellar wind/interstellar medium interaction. Astron. Astrophys., 297, 835, 1995.
Pogorelov N., Matsuda T. Influence of the interstellar magnetic field direction on the shape of the global
heliopause. J. Geophys. Res., 103, pp. 237-245, 1998.
Quemerais E. and Izmodenov V. Effects of the heliospheric interface on the interplanetary Lyman-alpha glow at
1 AU from the Sun. Astronomy and Astrophysics, v. 396, pp. 269-281, 2002.
Ratkiewicz R., Barnes A, Molvik G.A. et al. Effect of varying strength and orientation of local interstellar mag-
netic field on configuration of exterior heliosphere: 3D MHD simulations. Astron. Astrophys., 335, 363, 1998.
Ratkiewicz R., Barnes A., SpreiterJ. Local interstellar medium and modeling the heliosphere. J. Geophys. Res.,
105, pp. 25021-25031,2000.
Richardson J.D., Wang C., Burlaga L.F. The solar wind in the outer heliosphere. Advances in Space Research,
v. 34, Issue 1, pp. 150-156,2004.
Slavin J.D., and Frisch P.C. The Ionization of Nearby Interstellar Gas. Astrophys. J., 565, pp. 364-379, 2002.
Smith C.W., Matthaeus W.H., Zank G.P. et al. Heating of the low-latitude solar wind by dissipation of turbulent
magnetic fluctuations. J. Geophys. Res., 106, pp. 8253-8272, 2001.
ГЛАВА 2.6
ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ
401
Steinolfson R.S. Termination shock response to large-scale solar wind fluctuations. J. Geophys. Res., 99,
pp.13307-13314, 1994.
Scherer K., Fahr H. Breathing of heliospheric structures triggered by the solar-cycle activity. Annales Geophy-
sicae, v. 21, Issue 6, pp. 1303-1313, 2003.
Stone E.C. News from the Edge of Interstellar Space. Science, 293, pp. 55-56, 2001.
Tanaka T., Washimi H. Solar cycle dependence of the heliospheric shape deduced from a global MHD simulation
of the interaction process between a nonuniform time-dependent solar wind and the local interstellar medium.
J. Geophys. Res., 104, 12605, 1999.
Thomas G.E. The interstellar wind and its influence on the interplanetary environment. Ann. Rev. Earth Planet.
Sci., 6, 173, 1978.
Treumann R., Macek W., Izmodenov V. Heliopause Radio Emission Scenario. Astron. Astrophys., 336, L45, 1998.
Vasyliunas V.M. and. Siscoe G.L. On the flux and the energy spectrum of interstellar ions in the solar system.
J. Geophys. Res., 81, pp. 1247-1252, 1976.
Wang C., Belcher J. The heliospheric boundary response to large-scale solar wind fluctuations: A gasdynamic
model with pickup ions. J. Geophys. Res., 104, pp. 549-556, 1999.
Williams L., Zank G., Matthaeus W. Dissipation of pickup-induced waves: A solar wind temperature increase in
the outer heliosphere? J. Geophys. Res., 100, pp. 17059-17068, 1995.
Witte M., Banaszkiewicz M., Rosenbauer H. Recent Results on the Parameters of the Interstellar Helium from the
ULYSSES/Gas Experiment. Space Sci. Rev., 78, pp. 289-296, 1996.
Witte M. Kinetic parameters of interstellar neutral helium. Review of results obtained during one solar cycle with
the ULYSSES/GAS-instrument. Astron. Astrophys., 426, pp. 835-844, 2004.
Wood B.E., Muller H., Zank G.P. Hydrogen Lya Absorption Predictions by Boltzmann Models of the Helio-
sphere. Astrophys. J., 542, pp. 493-503, 2000.
Wolff B., Koester D. and Lallement R. Evidence for an ionization gradient in the local interstellar medium: EUVE
observations of white dwarfs. Astron. Astrophys., 346, pp. 969-978, 1999.
Zaitsev N., Izmodenov V. Solar cycle heliospheric interface variations: influence of neutralized solar wind.
In: The Outer Heliosphere: The Next Frontiers. Ed. by Scherer K., Fichtner H., Fahr H., and Marsch E.
COSPAR Colloquiua Series, 11. Amsterdam: Pergamon Press, pp. 65-69, 2001.
Zank G.P., Axford W.I., McKenzie J.F. Instabilities in energetic particle modified shocks. Astron. Astro-
phys., 233, 275, 1990.
Zank G., Pauls H., Williams L., Hall D. Interaction of the solar wind with the local interstellar medium: A multi-
fluid approach. J. Geophys. Res., 101, pp. 21639-21656, 1996.
Zank G. Interaction of the solar wind with the local interstellar medium: a theoretical perspective. Space Sci.
Rev., 89,413-688, 1999.
Zank G.P., Mueller H.-R. The dynamical heliosphere. J. Geophys. Res., 108, SSH 7-1, CitelD 1240, DOI 10.1029/
2002JA009689, 2003.
ГЛАВА 2.7
МОДЕЛЬ
СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
Ныммик Р.А.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
В практике планирования полетов и конструирования космических аппаратов,
орбитальных и межпланетных станций особое место занимают вопросы радиа-
ционного воздействия высокоэнергетических частиц космической радиации - га-
лактических и солнечных космических лучей (ГКЛ и СКЛ соответственно), а на
околоземных орбитах - частиц радиационных поясов Земли (РПЗ). Если частицы
РПЗ и ГКЛ образуют локализованные в пространстве медленно меняющие ра-
диационные поля, то потоки СКЛ появляются в межпланетном пространстве
эпизодически на сроки от одних суток до недели. В настоящее время отсутствуют
надежные методы краткосрочного прогноза появления потоков частиц СКЛ. Од-
нако известные закономерности позволяют предсказать вероятность появления
потоков частиц заданной величины, появляющихся в заданном интервале времени
при известном уровне солнечной активности.
Наиболее детальной и достоверной из имеющихся моделей является полу-
эмпирическая модель, созданная в НИИЯФ МГУ. Модель разработана на основе
закономерностей, которые присущи потокам частиц СКЛ. В настоящем вариан-
те модели описываются потоки (флюенсы - полное число протонов в событии, и
пиковые потоки - максимальные величины потока) протонов, являющихся основ-
ным, самым многочисленным компонентом частиц СКЛ.
ГЛАВА 2.7
МОДЕЛЬ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
403
Основой всех известных моделей служит понятие события СКЛ. Это понятие в
научной литературе определяется неоднозначно. Так, в основных каталогах аме-
риканских ученых (Feinman et al., 1993) событие СКЛ определяется как период
повышения потока частиц в межпланетном пространстве над некоторым порогом,
связанным с фоном ГКЛ. Такое определение часто охватывает в одно единое
«техническое» событие целый ряд «физических» событий - потоков частиц, уско-
ренных на Солнце в разное время и иногда испущенных из различных актив-
ных областей. Придерживаясь такого «технического» определения, авторам мо-
делей не удается найти физических связей между солнечной активностью и
событиями СКЛ. Разработанные на основе формальных технических крите-
риев событий СКЛ эмпирические модели потоков частиц (JPL-91 - Feynman etal.,
1993; ESP - Xapsosetal., 1996, 1998) ограничены, а в некоторых аспектах -
ошибочны. В настоящей модели придерживаются «физического» определения
«события» СКЛ. В этом случае событием СКЛ считается поток частиц, генери-
рованный Солнцем в одном акте ускорения и выброса частиц из одной актив-
ной области. Определенные по такому критерию события близки к собы-
тиям, на основе которых составлены каталоги (Bazilevskaya et al., 1986, 1990) и
(Sladkova et al., 1998). В данной модели к потоку частиц, испущенной актив-
ной областью на Солнце, могут быть добавлены потоки, генерированные на
рожденной там же ударной волне, подошедшей к Земле на 0,5-1,5 суток позже
появления частиц высоких энергии СКЛ и в подавляющем числе случаев содер-
жащие протоны с энергией менее 30 МэВ.
Ниже в логической последовательности будут изложены основные закономер-
ности, на основе которых разработана модель. При этом следует иметь в виду, что
излагаемая здесь версия модели является дальнейшим, усовершенствованным ва-
риантом модели, известной как ГОСТ-Р-25645-2001. В разработке последней версии
модели (ISO TS-15390-2004) были учтены результаты исследования достоверности
экспериментальных данных (Mottl and Nymmik, 2003, 2005).
2.7.1. Общие характеристики модели
2.7.1.1. Ожидаемое за заданное время количество событий СКЛ
Общеизвестно, что частота событий СКЛ возрастает с увеличением солнечной
активности и становится малой в ее минимуме. Детальные расчеты (Ныммик,
1997; Моттль и Ныммик, 2001) показывают, что средняя частота событий СКЛ v
пропорциональна солнечной активности, мерой которой являются сглаженные
(по 12 месяцам) числа Вольфа (см. рис. 2.7.1).
Отсюда непосредственно следует, что ожидаемое в среднем за время Т число
событий <п> СКЛ равняется:
<и> = С = (2.7.1)
0 /
где п - число месяцев с среднемесячным сглаженным чисел Вольфа за рассмат-
риваемый период. Величина С в формуле (2.7.1) зависит от пороговой величины
404
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
событий СКЛ. Для событий с флюенсами
F30 Ю6 протон-см"2 С = 0,00675 в согласии
с результатами работы (Курт и Ныммик,
1997) и разд. 2.7.1.3, а при флюенсах
F3q> 105 - С = 0,0135. Последняя величина
используется в настоящей модели, учи-
тывающей те малые события, которые час-
то бывают меньше порога регистрации
событий приборами, установленными на
спутниках.
Вычислив по формуле (2.7.1) величину
ожидаемого в среднем количества со-
бытий, надо иметь в виду, что случайное
число событий в каждом отдельном случае
отличается от среднего, согласно законам
статистики.
В модели принято, что при < п > < 8 дей-
ствительное количество событий и, можно
вычислить по формуле Пуассона:
z ч ехр(- < п >) < п >"' „ „
p(ni,<n>) = —^--------------, (2.7.2)
< и >!
а при<и>>8 - по формуле нормального
распределения (Гаусса):
Р(П;,<П>) = --=
где а = х/< и >.
Рис. 2.7.1. Зависимость частоты событий
от солнечной активности (сглаженных
по 12 месяцам чисел Вольфа).
Экспериментальные данные (точки)
относятся к событиям с флюенсами
F30> 106 протонов-см-2; 1 - зависимость
(2.7.1), 2 - аппроксимация, используемая в
моделях СКЛ (Feynman et al., 1993) и
(Xapsos et al., 1996,1998)
I < n > 1
exp --— , (2.7.3)
I 2a J
2.7.1.2. Функции распределения событий СКЛ по их величине
После того как появляется событие СКЛ, необходимо определить его величину.
Для этого пользуются функциями распределения событий по их величинам (флю-
енсам или пиковым потокам). На рис. 2.7.2 и 2.7.3 приведены экспериментальные
данные о функциях событий по флюенсам и пиковым потокам протонов с
Е > 30 МэВ, измеренных на спутнике IMP-8 (прибор DOME) за период с июня 1974
по сентябрь 1986 гг. и на спутниках GOES-7, 8, 11 (прибор СРМЕ) с октября 1986
по май 2005 гг.
События СКЛ отбирались так, что среди них оказалось 100% с флюенсами
F>30 > 106 см"2 и с пиковыми потоками у>зо> 1 см"2-с-1-ср"1. Отклонение аппрок-
симации (2.7.4) и (2.7.5) от экспериментальных в области малых величин флю-
енсов и пиковых потоков есть результат порогового эффекта регистрации и от-
бора событий (Курт и Ныммик, 1997).
Покажем теперь, что вид функции распределения не зависит от солнечной
активности. На рис. 2.7.4 приведены функции распределения событии по флюен-
сам (с 1984 по 2005 гг.) отдельно для периодов солнечной активности со сгла-
ГЛАВА 2.7
МОДЕЛЬ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
405
Флюенс, протон-см 2
Рис. 2.7.2. Интегральная функция
распределения событий СКЛ
по флюенсам протонов
Пиковый поток, протон-см 2-с '-ср'
Рис 2.7.3. Интегральная функция
распределения событий СКЛ
по пиковым потокам
женными числами Вольфа FF>80, W < 80 и W < 40, а также для всей совокуп-
ности событий. А на рис. 2.7.5 те же самые функции были нормированы к
суммам среднемесячных чисел Вольфа для периодов регистрации событий
Овсе = 27819, 2Ж8о = 20 189, 2Ж80 = 7630 и Z^<40 = 3018). В пределах ста-
тистических и, возможно, небольших систематических ошибок последние рас-
пределения совпадают.
Флюенс, протон-см’
Флюенс, протон-см'
Рис. 2.7.5. Интегральные функции
распределения событий СКЛ по флюенсам,
деленных на суммы месячных чисел Вольфа
в периоды разной солнечной активности
Рис. 2.7.4. Интегральные функции
распределения событий СКЛ
по флюенсам протонов в периоды
разной солнечной активности
406
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Это обстоятельство называется инвариантностью функции распределения по от-
ношению к солнечной активности и позволяет использовать одни и те же функции
при любой солнечной активности. Дополнительные расчеты показывают, что функ-
ции распределения инвариантны и в периоды возрастания, максимума и спада сол-
нечной активности, а следовательно, эти фазы не играют никакой особой роли при
генерации событии СКЛ вообще и экстремальных событий в частности. Упрощенно
говоря, можно заключить, что вероятность появления экстремальных событий оди-
накова как для годичного периода с уровнем СА W= 150, так и для 5 лет (взятых из
разных циклов СА) с уровнем солнечной активности W= 30.
Интегральным распределениям, показанным на рис. 2.7.2-2.7.5, соответствуют
дифференциальные функции (2.7.4)-(2.7.5), приведенные ниже.
Дифференциальные функции распределения событий по флюенсам СКЛ
dNIdF3Q при Езо> Ю5 протон-см"2, согласно рис. 2.7.2, имеют вид степенной функ-
ции флюенса с экспонентным завалом при больших событиях:
dN
dFw
с -*-32
( F30
ехр —
Ч9-109
(2.7.4)
Дифференциальные функции распределения событий по пиковым потокам СКЛ
dN/dfio при f> 0,12 протон.см_2.с“'-ср_| (рис. 2.7.3) имеют аналогичный (2.7.4) вид с
экспонентой, соответствующей величинам пиковых потоков:
— = const------------------г-. (2.7.5)
#зо АИ
Случайные величины флюенсов и пиковых потоков вычисляют при помощи
генераторов случайных чисел (метод Монте-Карло), для которого константы в
(2.7.4) и (2.7.5) несущественны.
2.7.1.З. Энергетические спектры частиц в событиях СКЛ
После того, как определено случайное количество событий в заданный пери-
од времени и случайные их величины, можно найти характеристики энергети-
ческих спектров флюенсов F и пиковых потоков f протонов (в обобщенном
виде Ф) событий. При этом мы исходим из формы энергетического спектра
(Nymmik, 1993, 1995; Ныммик, 1997; Mottl et al., 2001; Моттль и Ныммик, 2003) как
степенной функции от жесткости протонов R с постепенным ужесточением спектра
при Е < 30 МэВ:
лУ/? ( R У Y лУ/? С4 ( R У Y
Ф(Е)б7Е = Ф(У?)—dE = C — — dE = — — dE, (2.7.6)
dE <239j dE 3<239j
где R - yjE(E + 2Mqc2) и dR/dE = ^R2 +(Л/Ос2)2 /R = 1 /0; E- кинетическая энергия
протонов в МэВ; MQc2 = 939 МэВ - энергия покоя протона; 0 = v/c - относительная
скорость протона. Величина R = 239 МВ соответствует энергии Е = 30 МэВ.
ГЛАВА 2.7
МОДЕЛЬ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
407
Спектральный индекс уо
Рис. 2.7.6. Распределение событий
СКЛ по спектральному индексу у0 -
экспериментальные данные и
логнормальная функция
(формула 2.7.8)
Рис. 2.7.7. Распределение индексов
энергетических спектров протонов
в зависимости от величины событий СКЛ.
Точки - данные, базирующие на данных
спутников GOES. Квадраты - данные
из работ (Nymmik, 1995, 1999)
При £>30 спектральный индекс у = у0. При Е < 30 МэВ дифференциальный
энергетический спектр может быть описан в неизменном виде, если полагать, что
спектральный индекс с уменьшением энергии протонов плавно изменяется:
( Е Y
У = У„Ц , (2.7.7)
где а называется индексом завала.
Первым делом мы определяем случайную величину спектрального индекса у0.
Как следует из анализа данных энергетических спектров, измеренных на спутниках
серии GOES, спектральные индексы спектров распределены логнормально
(рис. 2.7.6):
[log(Yo)] = Д exp(-(l°g(y0)-(l°g(y0)))212стЙ, (2.7.8)
где величины параметры распределения:
< log (у0) > = 0,77 или <у0> = 5,9, а оу = 0,14.
Крайне важно, что средняя величина спектрального индекса, согласно результа-
там измерения на GOES, не зависит от величины события. Здесь имеет место зна-
чительное отличие от результатов наших ранних работ (Nymmik, 1995, 1999), где
анализ событий СКЛ был проведен для полной совокупности событий, зарегистри-
рованных на разных спутниках (в основном серии IMP). Такой анализ привел к
сложной зависимости спектральных индексов энергетических спектров от величи-
ны событий (квадраты на рис. 2.7.7). Такой, на наш взгляд, ошибочный результат
408
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
был обусловлен систематическими ошибками измерения потоков протонов, свой-
ственным разным приборам. Анализ достоверности результатов измерения потоков
протонов различными приборами, выполненный нами, показал (Mottl and Nymmik,
2005), что ошибки измерения потоков СКЛ минимальны для приборов DOME, ус-
тановленных на спутниках GOES, поэтому данные от этих приборов следует при-
нимать как наиболее достоверные.
Другим немаловажным обстоятельством следует считать то, что средняя вели-
чина спектральных индексов не зависит и от уровня солнечной активности. Сле-
довательно, логнормальное распределение (2.7.8) используется для нахождения
случайных величин спектральных индексов для событий любой величины и для
любого уровня солнечной активности.
Как только найдена случайная величина у0, из формулы (2.7.9) легко найти и па-
раметр С энергетического спектра:
с = 7/30 ^°9~1- (2.7.9)
для спектра флюенсов или в случае постановки в (2.7.6) /Зо вместо F3Q - для спек-
тра пиковых потоков.
Величины индексов завала также являются случайными, распределенными
логнормально вокруг среднего значения <ос>, которое на этот раз зависит от ве-
личин событий F3Q или /зо и спектрального индекса у0- Однако логнормальная
функция для определения величин индексов завала не может быть построена во-
круг величины <а>, так как в этом случае функция имеет неопределенность при
а < 0. Параметры а при этом случае определяются из логнормального распреде-
ления величины А = а + 1:
< log/4 >= log(l,16 Ф0,059(у0/5,84)0,143) и O|0g/) = 0,0777, (2.7.10)
где в случае флюенса Ф = F30/106 и пикового потока Ф =Узо/1,2.
Случайная величина а, определяется из случайной величины А, как
а,. =10л'-1. (2.7.11)
На величины а,- накладывается, однако, дополнительное условие. Если
а,-< 0,4 у00,4 - 1, (2.7.12)
то этой величиной пренебрегают и генерируют новую случайную величину а,. Это
обусловлено тем, что среди экспериментальных данных нет таких столь отрица-
тельных величин а (описывающих дополнительные потоки низкоэнергетических
частиц, генерированных межпланетной ударной волной и приводящих при низких
энергиях Е < 1 МэВ к потокам бесконечной величины).
2.7.1.4. Случайные потоки частиц в заданный период времени (вероятностный
прогноз флюенсов и пиковых потоков протонов СКЛ)
В предыдущих параграфах были приведены формулы, которые позволяют
вычислить случайные величины потоков протонов для любого случайного со-
бытия любой случайной величины. Если к этому добавить, что за выбранный
период времени число событий СКЛ тоже является случайной величиной, то ста-
ГЛАВА 2.7
МОДЕЛЬ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
409
новится очевидным, что величины флюенсов или пиковых потоков за задан-
ный период могут быть различными, хотя и находящимися в пределах, которые
определяются функциями распределения. Это означает, что вариантов вели-
чин флюенсов и пиковых потоков для заданного периода времени бесконечно
много. Нам дано только вычислить, с какой вероятностью ожидаемая величина
флюенса или пикового потока превосходит некоторую, допускаемую выше-
приведенными формулами величину. Такие вычисления для заданного периода
времени выполняют для большого количества случайных вариантов - в прак-
тике не менее N= 105, что при длительных временных периодах занимает дос-
таточно много расчетного времени. Опускаем здесь подробности таких
расчетов и отметим, что авторы модели максимально упростили задачу поль-
зователей. Пользователям модели предоставляется возможность решить за-
дачу в интерактивном режиме на основе уже заранее выполненных базовых
расчетов.
Прежде всего, еще раз перечисляем вводимые и выводимые параметры, которые
необходимо ввести в интерактивную программу, которую можно найти в Интерне-
те по адресу: http://elana.sinp.msu.ru/nymmik/models/sep.php.
Надо знать (задать) и ввести в программу:
• месяц и год начала, месяц и год окончания рассматриваемого периода;
• величину вероятности, с которой ожидается превышение вычисляемой ве-
личины флюенса и пикового потока;
• поскольку программа вычисляет энергетические спектры в виде таблиц
или графиков, необходимо задать начало и конец энергетического спектра.
Кроме того, программа выдает и параметры энергетического спектра
(2.7.6)-(2.7.7): С, уо и а, и пользователь может построить и использовать
энергетический спектр для дальнейших вычислении самостоятельно.
Пользователю предлагается и второй, самостоятельный способ расчета. В при-
ложении к настоящей главе приводятся таблицы параметров С, уо и а, вычисленные
для ряда средних чисел ожидаемых событии <п> и вероятностей р как для флюен-
сов, так и для пикового потока. Пользователю остается лишь по формуле (2.7.2)
вычислить величину <п> и путем интерполяции табличных данных найти парамет-
ры энергетических спектров С, у0 и а.
2.7.1.5. Некоторые примеры применения модели
Здесь приводится несколько примеров результатов расчета вероятностных и
экспериментальных спектров флюенсов и пиковых потоков протонов, вычис-
ленных по настоящей модели.
Первыми мы демонстрируем энергетические спектры флюенсов, вычисленные
для периода минимума солнечной активности 1994-1997 гг., в течение которых
среднемесячные числа Вольфа W < 40. Согласно широко используемым моделям
флюенсов СКЛ JPL-90 (Feynman et al., 1993), для такого периода СА потоками СКЛ
можно пренебречь (убедимся, что это грубая ошибка).
Из приведенных на рис. 2.7.8 данных следует, что за рассматриваемый период
имеет место дифференциальный флюенс протонов СКЛ, при £<100 МэВ суще-
410
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Рис. 2.7.8. Дифференциальные
энергетические спектры флюенсов протонов
ГКЛ (звездочки) и измеренные спутником
GOES-7 флюенсы протонов СКЛ
(горизонтальные линии) и их аппроксимация
(штриховая линия) за 1993-1997 гг.
Вычисленные по модели энергетические
спектры, которые потоки превосходят с
вероятностью: 1 - 0,9; 2 - 0,5; 3-0,1
Рис. 2.7.9. Энергетические спектры
флюенсов протонов в годы с годовыми
средними числами Вольфа 100-150 и
результаты модельных расчетов
для годов с такими уровнями
солнечной активности
(превосходящие указанные расчетные
спектры с вероятностью:
1 -0,9; 2-0,5; 3-0,1; 4-0,001)
ственно превосходящий флюенс от протонов ГКЛ, и такая ситуация с высокой
точностью воспроизводится моделью СКЛ. Отметим лишь, что для какого-нибудь
другого подобного периода флюенсы с вероятностью 0,1 могли и превосходить
спектр, отмеченный как 0,1, и с вероятностью 0,1 быть меньше, чем спектр, обо-
значенный как 0,9.
Из данных рис. 2.7.9 следует, что флюенсы всех 6 годов расположены между
расчетными спектрами с вероятностью от 0,9 до 0,08, что является вполне разум-
ным. Примечательно, что расчетные спектры подобны экспериментальным спек-
трам в широком диапазоне энергии от 4 до 600 МэВ.
На рис. 2.7.10 приведены экспериментальные данные о флюенсах, измерен-
ных за 22-й и 23-й циклы СА, и энергетические спектры, вычисленные по модели
с вероятностями 0,9; 0,5; 0,1 и 0,01 превосходить приведенные на рисун-
ке спектры. Экспериментальные данные в интервале от 4,0 до 500 МэВ находят-
ся в пределах вероятностных спектров от 0,9 до 0,1.
На рис. 2.7.11 приведены экспериментальные данные о максимальных пи-
ковых потоках, измеренных за 22-й и 23-й циклы СА, и энергетические спект-
ры, вычисленные по модели с вероятностями 0,9; 0,5; 0,1 и 0,01 превосходить
приведенные на рисунке спектры. Модель описывает экспериментальные дан-
ные в интервале от 4 до 10 000 МэВ. Отметим, что, согласно имеющимся в ли-
тературе данным, до сих пор разработана единственная вероятностная модель,
описывающая только потоки с энергией > 10 МэВ (Xapsos et al., 1998).
ГЛАВА 2.7
МОДЕЛЬ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
411
Рис. 2.7.10. Экспериментальные данные
о флюенсах 22-го и 23-го циклов СА,
измеренных спутниками GOES, и
расчетные спектры по модели,
определяющие потокам превышать
спектры с вероятностью:
1 - 0,9; 2-0,5; 3-0,1; 4-0,001
Рис. 2.7.11. Максимальные пиковые потоки
протонов в 22-м и 23-м циклах СА,
согласно измерениям GOES и нейтронных
мониторов, и расчетные спектры по
модели, определяющие потокам
превышать спектры с вероятностью:
1 -0,9; 2-0,5; 3-0,1; 4-0,001
Данные, приведенные на рис. 2.7.12, со всей очевидностью демонстрируют
методологические неудачи авторов моделей JPL-91 (King, 1974) и SPENVIS в по-
пытках описать энергетические спектры флюенсов 22-го и 23-го циклов
солнечной активности (сравним с данными настоящей модели, приведенными на
рис. 2.7.10).
2.7.2. Потоки частиц СКЛ вне пределов орбиты Земли
Для решения вопросов радиационной безопасности при межпланетных по-
летах необходимо знать, как меняются величины потоков СКЛ при удалении от
орбиты Земли. К сожалению, по этому вопросу нет однозначного ответа, так как в
научной литературе отсутствуют какие-либо обобщающие исследования. В этом
вопросе мало помогают редкие работы, посвященные процессу распространения
частиц СКЛ немногих событий, рассматриваемых с точки зрения теоретических
моделей распространения частиц в гелиосфере.
По этой причине приведем здесь лишь некоторые общие взгляды известных
специалистов, по вопросу изменения потоков частиц СКЛ с расстоянием от
Солнца.
В работе (King, 1974) приводится зависимость флюенса протонов СКЛ от рас-
стояния от Солнца - R~2. В статье (Hamilton et al., 1990), сравнив пиковые потоки и
флюенсы протонов Е= 10-20 МэВ в пяти событиях СКЛ, приходят к выводу, что
пиковые потоки протонов таких энергии уменьшаются с расстоянием как я-3’3±0’4? а
412
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
£, МэВ
Рис. 2.7.12. Экспериментальные данные о
флюенсах, зарегистрированных в циклах
22 и 23 СА спутником GOES, и
результаты расчета по моделям JPL-91
(Feynman et al., 1993 - пунктир 4 с
кружочками, King, 1974 - сплошная
линия 1); и представления модели
SPENVIS, в которых модельные данные
JPL-91 экстраполированы в область
больших энергий при помощи экспонент
от энергии (3) или жесткости (2)
флюенсы - как я-2’110’3, в работе (Feyn-
man et al., 1993) также предполагают в ка-
честве лучшей аппроксимации зависи-
мость Я-2, хотя в работе имеется ссылка на
более раннее коллективное решение, что
при R < 1 а. е. необходимо использовать
выражение R~3. В статье (McKerracher et al.,
1994) вторят предыдущей работе, но до-
бавляют, что кроме R~2 допустимо исполь-
зовать и R~2,5. В работе (Rames et al., 1997)
предполагают, что потоки частиц СКЛ
уменьшаются с расстоянием от Солнца, по
крайней мере, не медленнее, чем R~2. В
обзорной работе (Smart and Shea, 1997)
приведен целый ряд вариантов степенных
зависимостей потоков частиц СКЛ от рас-
стояния (от Я-2 до Я"4), но в итоге сделан
вывод, что наиболее часто рекомендуемой
может быть зависимость я-2’510*5. Однако в
одной из последних публикаций (Lario
et al., 2000) вновь утверждают, что суще-
ствует разница в степени уменьшения по-
токов протонов СКЛ с расстоянием и при-
водят для пиковых потоков зависимость
Я-2’7, а для флюенсов Я-3,75.
Как следует из приведенного обзора, исследователи далеко не единодушны при
выборе истинной зависимости потоков частиц СКЛ от расстояния от Солнца. Тем
не менее представляется, что для пиковых потоков можно пользоваться зависи-
мостью R~2, а для флюенсов R~3, имея в ввиду, что, используя эти зависимости, мы
по крайней мере не приуменьшаем степень радиационного риска при межпланет-
ных полетах.
Следует отметить, что указанные зависимости являются усредненными и не
учитывают взаимного расположения места генерации на Солнце и места регистра-
ции в межпланетном пространстве (долготная зависимость в представлении невоз-
мущенной Архимедовой спирали). Так что при известных потоках частиц СКЛ в
окрестности Земли оценка потока частиц того же события на других расстояниях
при помощи вышеприведенных простых формул может привести и к ошибочным
результатам.
ПРИЛОЖЕНИЯ
В таблицах настоящего приложения приведены величины параметров формул
(2.7.6)-(2.7.7), которые позволяют вычислить энергетические спектры для ожидаемо-
го среднего числа событий СКЛ величиной флюенса F>3q > 105 протон-см-2 или пико-
вого потокаyi30 > 0,1 протон-см-2-с-1-ср-1. Ожидаемое среднее число событий опреде-
ГЛАВА 2.7
МОДЕЛЬ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
413
ляется по формуле (2.7.1). Величина вероятности выбирается из условий задач поль-
зователя. Если табличные данные не соответствуют исходным данным задачи, то
величины параметров следует вычислять интерполяцией табличных данных (для
спектральных коэффициентов - логарифмической интерполяцией).
Со всеми замечаниями и предложениями по поводу международного
стандарта и по работе с его расчетным вариантом в сети ИНТЕРНЕТ -
http://elana.sinp.msu.ru/nymmik/models/sep.php можно обратиться по адресу:
Р.А. Ныммик,
НИИ ядерной физики МГУ, Москва, 119 992
e-mail', nymmik@sinp.msu.ru
Таблица 2.7.1
Спектральные коэффициенты дифференциальных спектров
флюенсов Сл<„>, [см~2-МэВ-1]
<п>/р 0,9 0,842 0,5 0,158 о,1 0,010
1 - - 8,43-103 2,99-105 9,62-105 3,77-10’
2 - 4,53-Ю3 5,76-104 1,60-106 4,21-Ю6 6,57-10’
4 1,92-104 3,46-104 3,66-105 6,50-106 1,48-10’ 1,04-10’
8 1,3710s 2,37-105 1,99-106 2,04-10’ 3,43-10’ 1,49-10’
16 9,42-105 1,48-106 8,56-106 4,66-107 6,78-10’ 2,09-1 О’
32 5,05-106 7,25-106 2,90-107 9,20-108 1,21-10’ 2,88-10’
64 2,15-10’ 2,85-10’ 7,51-10’ 1,72-108 2,10-10’ 4,09-10’
128 7,50-107 9,04-10’ 1,71-Ю8 3,16-10’ 3,60-10’ 5,87-10’
256 2,06-108 2,35-Ю8 3,68-108 5,65-108 6,25-10’ 8,83-10’
Таблица 2.7.2
Спектральные индексы дифференциальных спектров флюенсов протонов уОр,<«>
<п>/р 0,9 0,842 0,5 0,158 0,1 0,010
1 - - 6,24 5,29 5,29 4,98
2 - 8,01 5,47 5,22 5,16 4,92
4 5,92 5,68 5,31 5,14 5,12 4,86
8 5,45 5,40 5,23 5,11 5,02 4,76
16 5,31 5,27 5,15 5,02 4,92 4,68
32 5,21 5,19 5,09 4,97 4,92 4,61
64 5,14 5,13 5,04 4,93 4,87 4,59
128 5,12 5,09 4,99 4,88 4,81 4,57
256 5,05 5,04 4,97 4,85 4,80 4,61
414
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Таблица 2.7.3
Индексы завала дифференциальных спектров флюенсов протонов а^,<и>
<п>/р 0,9 0,842 0,5 0,158 0,1 0,010
1 - - 0,18 0,04 0,08 0,22
2 - 0,73 0,03 0,10 0,14 0,22
4 о,и 0,06 0,04 0,14 0,20 0,21
8 0,03 0,03 0,08 0,20 0,21 0,18
16 0,05 0,06 0,13 0,21 0,22 0,15
32 0,08 0,10 0,16 0,20 0,20 0,12
64 0,12 0,13 0,18 0,20 0,19 0,10
128 0,16 0,16 0,18 0,18 0,17 0,07
256 0,17 0,17 0,18 0,17 0,16 0,06
Таблица 2.7.4
Спектральные коэффициенты дифференциальных спектров
пиковых потоков протонов Сл<„>, [см-2 с ср МэВ-1]
<п>/ р 0,9 0,842 0,5 0,158 0,1 0,010
1 - - 0,0089 0,316 1,03 36,1
2 - 0,00502 0,0524 1,61 4,23 64,5
4 0,0140 0,0249 0,311 6,13 13,9 95,7
8 0,146 0,150 1,58 18,7 30,9 137
16 0,495 0,83 5,97 36,1 53,6 179
32 2,35 3,60 18,1 61,7 82,4 226
64 8,33 12,2 36,5 92,8 122 274
128 23,0 28,1 61,3 134 160 320
256 45,9 54,7 96,1 181 216 314
Таблица 2.7.5
Спектральные индексы дифференциальных спектров пиковых потоков протонов уОт,<«>
<п>/р 0,9 0,84 0,5 0,158 0,1 0,010
1 - - 6,21 5,29 5,26 4,89
2 - 8,11 5,42 5,21 5,14 4,84
4 5,81 5,56 5,29 5,11 5,08 4,78
8 5,39 5,32 5,20 5,07 4,99 4,70
16 5,27 5,23 5,10 4,94 4,89 4,57
ГЛАВА 2.7
МОДЕЛЬ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
415
Продолжение табл. 2.7.5
32 5,19 5,16 5,05 4,87 4,80 4,49
64 5,08 5,08 4,97 4,78 4,73 4,44
128 5,06 5,00 4,88 4,71 4,62 4,35
256 5,12 5,13 5,11 5,07 5,03 4,71
Таблица 2.7.6
Индексы завала дифференциальных спектров пиковых потоков протонов а^,<и>
<n>lp 0,9 0,842 0,5 0,158 0,1 0,010
1 - - 0,17 0,04 0,09 0,18
2 - 0,81 0,01 0,11 0,14 0,19
4 0,08 0,03 0,04 0,15 0,19 0,17
8 0,02 0,03 0,10 0,21 0,22 0,15
16 0,06 0,07 0,14 0,20 0,20 0,11
32 0,12 0,13 0,21 0,20 0,18 0,08
64 0,15 0,18 0,21 0,18 0,16 0,00
128 0,22 0,21 0,19 0,15 0,12 -0,03
256 0,28 0,30 0,27 0,24 0,21 -0,02
ЛИТЕРАТУРА
ГОСТ-Р-25645.165-2001. Лучи космические солнечные. Вероятностная модель потоков протонов. М.: Гос-
стандарт России, 2001.
Моттль Д.А., Ныммик Р.А. Солнечная активность и события в солнечных космических лучах. Изв. АН,
сер. физ., 65(3), с. 3143-3161,2001.
Моттль Д.А., Ныммик Р.А. Энергетические спектры солнечных космических лучей: действительность и
мифы. Изв. АН, сер. физ. 67(4), с. 465-468, 2003.
Ныммик Р.А. К вопросу о зависимости частоты событий солнечных космических лучей от уровня солнеч-
ной активности. Космические исследования, 35(2), с. 213-215, 1997.
Ныммик Р.А. Статистико-функциональный анализ характеристик энергетических спектров частиц (1 <Z<28)
солнечных космических лучей. Изв. РАН, сер. физ., 61(6), с. 1058-1061, 1997.
Bazilevskaya G.A., Vashenyuk E.V., Ishkov V.N. et al. Catalogue of Energy Spectra of Solar Proton Events of
1970-1979. Logatshov Yu.I. (ed.). Moscow, IZMIRAN, 1986.
Bazilevskaya G.A., Vashenyuk E.V., Ishkov V.N. et al. Solar Proton Events, Catalogue for 1980-1986. Logat-
shov Yu.I. (ed.). Moscow, Inter-agency Geophysical Committee, 1990.
Feynman J., Spitale G., Wang J. Interplanetary Proton Fluence Model: JPL 1991, JGR, 98(A8), pp. 132'81-13294,
1993.
Hamilton D.C., Mason G.M., McDonald F.B. The radial dependence of the peak flux and fluence in solar particle
events. Proc. 21st ICRC, 5, 237, 1990.
ISO TS-15391. Space Environment (Natural and Artificial), Probabilistic model for fluences and peak fluxes of
solar energetic particles. Part I. Protons. 2004.
King J.H. Solar proton fluences for 1977-1983 space mission. Journal of Spacecraft and Rockets, 11(6), pp. 401-
408, 1974.
416
СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА
РАЗДЕЛ 2
Kurt Victoria, Nymmik R.A. The >30 MeV proton fluence size distribution of SEP events. Space Research,
35(10), pp. 598-609, 1997.
Lario D., Marsden R.G., Sanderson T.R. et al. Energetic proton observations at 1 and 5 AU. I: January-September
1997. JGR, 105(A8), pp. 18251-18250, 2000.
McKerracher, Kinnison J.D., Maurer R.H. Applying new solar particle event models to interplanetary satellite
programs. IEEE Trans. Nucl. Science, 41(6), pp. 2368-2375, 1994.
Mottl D., Nymmik R. Errors in the particle flux measurement data relevant to the solar energetic particle. Adv.
Space Res., 32(11), pp. 2349-2353, 2003.
Mottl D., Nymmik R. The issues of reliability of solar energetic proton flux data bases and models. CD:
35th COSPAR Scientific Assembly 2004. Paris, France, 18-25 July 2004. Accepted for publication in Adv.
Space Res., 2005.
Mottl D.A., Nymmik R.A., Sladkova A.I. Energy spectra of high energy SEP event protons derived from statistical
analysis of experimental data on a large set of events. American Institute of Physics Conference Proceedings,
Mohamed S., Spinger-Verlag, New York, 552(9), pp. 1191-1196, 2001.
Nymmik R.A. Averaged Energy Spectra of Peak Flux and Fluence Values in Solar Cosmic Ray Events. Proc.
23rd ICRC, Calgary, 3, 29-32, 1993.
Nymmik R.A. Behavioral Features of Energy Spectra of Particle Fluences and Peak Fluxes in Solar Cosmic Rays.
Proc. 24th ICRC, Roma, 4, pp. 66-69, 1995.
Nymmik R.A. Probabilistic Model for Fluences and Peak Fluxes of Solar Particles. Radiation Measurements, 30,
pp. 287-296, 1999.
Reames D.V., Kahler S.W. and Ng C.K. Spatial and temporal invariance in the spectra of energetic particles in
gradual solar events. ApJ., 491,414, 1997.
Sladkova A.I., Bazilevskaya G.A, Ishkov V.N. et al. Catalogue of Solar Proton Events, 1987-1996. Ed. Loga-
tchov Yu.I. Moscow University, 1998.
Smart D.F. and Shea M.A. Solar Radiation. In: Encyclopaedia of Applied Physics. VCH Publishers, 18, 1997.
SPENVIS: http://stsndards.nasa.gov/spenvis.htm
Xapsos M.A., Summers G.P., Shapiro P. and Burke E.A. New techniques for predicting solar proton fluences for
radiation effects applications. IEEE Trans, on Nuclear Science, 43(6), pp. 2948-2953, 1996.
Xapsos M.A., Summers G.P., Burke E.A. Probability model for peak fluxes of solar proton events. IEEE Trans, on
Nuclear Science, 45(6), pp. 2948-2953, 1998.
3
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ
В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ
ПРОСТРАНСТВЕ
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
Алексеев И.И., Калегаев В.В.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Магнитосфера Земли формируется в результате взаимодействия замагничен-
ного солнечного ветра с собственным магнитным полем Земли. При этом возни-
кают головная ударная волна и магнитопауза, отделяющая плазму солнечного
ветра от магнитосферной полости.
В магнитосфере формируются магнитосферные токовые системы. Интенсив-
ности магнитосферных токовых систем, их положение и пространственные раз-
меры изменяются под влиянием солнечного ветра и межпланетного магнитного
поля.
Магнитосферное магнитное поле определяет движение заряженных частиц и
структуру большинства плазменных образований в околоземном космическом
пространстве. В отличие от внутреннего магнитного поля Земли, магнитосферное
магнитное поле подвержено быстрым изменениям, связанным с изменением ус-
ловий в межпланетной среде. Особо сильные возмущения в солнечном ветре при-
водят к развитию геомагнитных возмущений: магнитных бурь и магнитосферных
суббурь. Происходящие при этом в магнитосфере процессы обусловлены пере-
стройкой магнитосферного магнитного поля, изменением интенсивности, разме-
ров и положения магнитосферных токовых систем.
418
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
3.1.1. Структура магнитосферы Земли
При взаимодействии замагниченного солнечного ветра с Землей возникает маг-
нитопауза, которая отделяет область, структура которой определяется преимуще-
ственно геомагнитным полем (магнитосферу Земли), от области течения плазмы сол-
нечного ветра. При сверхзвуковом обтекании магнитосферы возникает головная
ударная волна, на которой скачком меняются параметры солнечного ветра. Область
между головной ударной волной и магнитопаузой носит название переходный слой.
К настоящему моменту в результате успешных запусков космических аппаратов
получен богатый экспериментальный материал, который позволяет дать достаточно
полную картину магнитосферы Земли. На рис. 3.1.1 схематично изображена струк-
тура магнитосферы, где выделены характерные области околоземного пространства,
в которых электромагнитные поля и распределение частиц обладают специфиче-
скими свойствами.
Сплошными линиями показаны силовые линии регулярного магнитного поля
внутри магнитосферы. Магнитное поле в значительной мере определяет структуру
большинства образований в магнитосфере. Более того, само существование магни-
тосферы у Земли обусловлено наличием достаточно сильного собственного плане-
тарного магнитного поля. В формировании магнитосферного поля участвуют сле-
дующие источники:
• внутриземные токи;
• поверхностные токи на магнитопаузе, экранирующие поле внутренних источ-
ников;
Рис. 3.1.1. Структура магнитосферы Земли. Выделены характерные
области околоземного пространства, в которых электромагнитные
поля и распределение частиц обладают специфическими свойствами
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
419
• токи в нейтральном слое хвоста магнитосферы и замыкающие их токи на по-
верхности хвоста магнитосферы;
• кольцевой ток;
• продольные токи, образующие трехмерные токовые системы вместе с замы-
кающими их токами в ионосфере и магнитосфере.
Прецизионные измерения на ИСЗ TRIAD и MAGSAT вектора магнитного поля
над ионосферой позволили обнаружить сильные продольные токи (порядка 106А)
на силовых линиях магнитного поля, связанных с авроральной зоной (Zmuda and
Armstrong, 1974). Глобальное распределение этих токов было исследовано в работе
(lijima and Potemra, 1976а, b), где выделены токи зоны 1 на приполюсной границе
авроральной зоны, втекающие в утренней стороне и вытекающие в вечерней. Более
слабые и более изменчивые токи зоны 2 расположены на экваториальной границе
овала. Они имеют противоположное (относительно зоны 1) направление. Позднее в
(lijima et al., 1984) были обнаружены в дневной части полярной шапки NBZ-токи.
Эта токовая система появляется при северном направлении межпланетного маг-
нитного поля (ММП), также, как и токи зоны 1 и 2, она антисимметрична относи-
тельно полуденного меридиана. Относительная величина вытекающих (на утренней
стороне) и втекающих (на вечерней) стороне продольных токов определяется азиму-
тальной компонентой ММП Bv. Эта компонента ММП смещает NBZ-токи в направ-
лении Ву - в вечерний сектор при Ву > 0 в северном полушарии. NBZ-токи смещают-
ся в противоположную сторону - в утренний сектор в южном полушарии. Изменение
знака Ву меняет на противоположное направление смещения NBZ-токов. Рост поло-
жительной Ву увеличивает втекающий (вытекающий) ток в северном (южном) по-
лушарии. При отрицательной Ву растет вытекающий ток в северной полярной шапке.
В южной полярной шапке эффект Ву меняет свой знак. Эти токи и их связь с ММП
были предсказаны теоретически (Алексеев и Беленькая, 1985). Эта работа была на-
правлена в печать до публикации данных TRIAD (lijima et al., 1984). Подробно влия-
ние ММП на структуру магнитосферы и характер магнитосферной конвекции опи-
сано в монографии (Беленькая, 2002).
Магнитное поле определяет движение заряженных частиц в магнитосфере, по-
этому границы различных структурных образований в магнитосфере в первом при-
ближении образованы силовыми линиями магнитного поля. Для идентификации
силовой линии удобно использовать экваториальное геоцентрическое расстояние
до силовой линии L и магнитное местное время. В ближней к Земле области магни-
тосферы (£ < 5) расположена плазмосфера Земли. Плазмосферу, т. е. область, запол-
ненную холодной плазмой с энергией приблизительно несколько десятков электрон-
вольт, следует рассматривать как естественное продолжение ионосферы Земли. Об-
разование плазмопаузы (границы плазмосферы) связывают с формой эквипотенци-
алей электрического поля в магнитосфере. Напряженность этого поля является
результатом сложения электрического поля магнитосферной конвекции, которое
приближенно представляется в экваториальной плоскости однородным полем, на-
правленным с утра на вечер, с полем коротации (совместного вращения с Землей). В
результате сложения коротации и поля конвекции появляется сепаратриса, отделяю-
щая замкнутые эквипотенциали конечного размера от инфинитных. Заряженные час-
420
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
тицы малых энергий двигаются по эквипотенциалям электрического поля. Поле ко-
ротации вблизи Земли «захватывает» холодную плазму подобно тому, как магнитное
поле образует ловушку для энергичных частиц. За пределами плазмосферы плот-
ность плазмы резко падает (приблизительно в десять раз).
Плазмосфера активно участвует в динамических процессах, протекающих в маг-
нитосфере. Ее структура гораздо сложнее описанной выше схемы (см. Lemaire,
Gringauz, 1998). Распределение холодной плазмы весьма существенно для генера-
ции и распространения различных типов волн, наблюдаемых в магнитосфере. На
рис. 3.1.2 (Chi and Russell, 2005), показаны пути распространения магнитогидроди-
намических волн, генерируемых при падении на магнитосферу плотного корональ-
ного выброса ударной волны с повышенным динамическим давлением за передним
фронтом. В приближении геометрической оптики можно оценить время прихода
сигнала на магнитные обсерватории, расположенные на различных геомагнитных
широтах. На графике внизу изображена зависимость времени отклика от
L-координаты (или геомагнитной широты) точки наблюдения. Плазмопауза прояв-
ляется на этом графике как резкое увеличение времени задержки (временного ин-
тервала между моментом контакта фронта с дневной магнитопаузой и моментом
регистрации сигнала на наземной обсерватории). Подобные наблюдения можно
Рис. 3.1.2. Распространение волн, генерируемых при падении
коронального выброса на магнитосферу. Показан плотный
высокоскоростной поток, после «удара» которого волна сжатия
распространяется внутрь магнитосферы. Параллельно продольные
альвеновские волны переносят сигнал на ионосферный уровень,
возбуждая ионосферные токовые системы
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
421
рассматривать как своеобразное звуковое
зондирование магнитосферы.
Используя методы «магнитосейсмо-
логии», после решения обратной задачи
можно по наблюдаемым задержкам вос-
становить профиль плотности магнито-
сферной плазмы. Плотность плазмы и ве-
личина магнитного поля определяют аль-
веновскую скорость, которая, в свою
очередь, определяет скорость распростра-
нения сигнала.
С плазмопаузой связывают падение
электронной концентрации в ионосфере,
наблюдаемое на широтах 60°. Резкое по-
нижение в широтном профиле степени
ионизации на ионосферных высотах назы-
вают провалом. Внутри плазмосферы
плазма может находиться в гидростатиче-
ском равновесии. За ее пределами малая плотность на больших высотах приводит к
Рис. 3.1.3. Измерения высотного профиля
плотности холодной плазмы в высоких
широтах по данным (Hilgers, 1992) и
(Persoon et al., 1983). Кривая дает
плотность плазмы, рассчитанную
по формуле (3.1.1)
убеганию ионов вдоль силовых линий магнитного поля. Обзор качественных мо-
делей, описывающих параметры плазмы в магнитосфере и ионосфере, содержится в
работе (Garrett, 1979).
Плотность плазмы на высотах до 27?Е в авроральной зоне и в полярной шапке до-
вольно плохо изучена. Показанные на рис. 3.1.3 результаты измерений плотности
тепловой плазмы обсуждаются в обзоре (Stasiewicz et al., 2000). На рис. 3.1.3 данные
ИСЗ сопоставлены с аппроксимационной аналитической кривой:
п(г) = nae{r-^lh + nb(r-I)'1’5, (3.1.1)
где плотность плазмы п и параметры па, п* измеряются в см'3, а расстояния г, г0, и h -
в Т?Е; г обозначает расстояние от центра Земли. Значения аппроксимационных пара-
метров в формуле (3.1.1) равны: г0 = 1,05; h = 0,06; па = 6-104 см"3 и пь = 17 см'3.
В плазмосфере и дальше вплоть до L -8-10 расположены радиационные пояса
Земли. Распределение и спектры частиц в радиационных поясах подробно описаны в
гл. 3.2. Удаление от Земли в экваториальной плоскости соответствует переходу на
более высокие широты на поверхности Земли. Начиная с широт -66° располагается
авроральная зона. Эта зона на полярной диаграмме имеет вид овала. Широты полу-
денной части авроральной зоны равны -78°, а полуночной -70°. С авроральной зоной
связаны силовые пинии, уходящие в плазменный слой хвоста магнитосферы.
Плазменный слой располагается в окрестности экваториального сечения хвоста
магнитосферы. Он образован протонами с энергией -1 кэВ и плотностью -1 см'3.
Толщина плазменного слоя около 6Т?Е. Солнечный ветер, а точнее говоря, переход-
ный слой между головной ударной волной и магнитосферой, является наиболее веро-
ятным источником протонов плазменного слоя. Однако во время мощных магнитных
бурь может существенно возрастать доля ионов ионосферного происхождения, среди
которых преобладают однократно ионизированные ионы кислорода.
422
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
На рис. 3.1.4 показано распределение холодных электронов в экваториальном се-
чении магнитосферы. По данным спутников OGO и VELA для спокойных условий
определялась средняя наблюдаемая интенсивность электронных потоков (Vasyliunas,
1968). Густота точек на рисунке примерно соответствует интенсивности тепловых
электронов. Виден передний край плазменного слоя, на котором резко падает плот-
ность энергии электронов. Если по измеренным спектрам электронов и протонов
плазменного слоя оценить интегральные характеристики плазмы внутри него, то
средняя энергия электронов и ионов окажется соответственно 0,4 и 1,3 кэВ; плот-
ность - 0,7 см-3 и 0,6 см-3. Суммарная плотность энергии плазмы ~1 кэВ/см3.
В плазменном слое, в более узкой (толщиной ~1 Т?Е) области происходит резкий
поворот вектора магнитного поля от антисолнечного направления в южной половине
хвоста магнитосферы к противоположному - в северной. Этот поворот обусловлен
наличием в плазменном слое тока, направленного с утра на вечер.
Присутствием токового слоя в середине хвоста магнитосферы объясняется его
большая протяженность в антисолнсчном направлении —(500-1000) Т?Е. В централь-
ной части плазменного слоя имеется область пониженного поля (приблизительно
несколько нТл), которая называется нейтральным слоем. Здесь нормальная к плос-
кости слоя компонента магнитного поля В2 равна или превышает касательную. В ос-
тальной части хвоста магнитосферы В2 мала по сравнению с модулем вектора маг-
нитного поля. Ток в нейтральном слое и замыкающие его токи на северной и южной
половинах магнитопаузы формируют два пучка силовых линий магнитосферного
поля, уходящих в ночную сторону магнитосферы. Эти пучки, расположенные в се-
верной и южной половинах хвоста, образуют доли хвоста магнитосферы, где плот-
ность плазмы примерно на порядок меньше, чем в плазменном слое. Магнитное поле
в этой области больше по величине и более регулярно, чем вне ее.
Вдоль силовых линий, либо уходящих в межпланетное пространство, либо замы-
кающихся в удаленном хвосте магнитосферы, наблюдается поток ионов малых энер-
гий, направленный от Земли, - так называемый полярный ветер. Потоки тепловых
ионов, уходящих от Земли, наблюдаются над полярными шапками на высотах не-
Рис. 3.1.4. Распределение холодных
электронов в экваториальном сечении
магнитосферы по данным OGO и VELA:
1 - плазмосфера; 2 - плазменный слой
(Vasyliunas, 1968)
скольких тысяч километров. Появление таких
ионов связано с тем, что температура высоких
слоев ионосферы выше равновесной, и энергия
определенной доли частиц такова, что гравита-
ционное поле Земли не может удержать их.
Внутри магнитосферы в окрестности маг-
нитопаузы расположена плазменная ман-
тия, или высокоширотный плазменный слой.
На расстоянии (1-4)7?Е от магнитопаузы на
ИСЗ HEOS и «Прогноз» были обнаружены
потоки плазмы, скорость которых несколько
меньше, чем в переходном слое (~ 100 км/с), а
плотность примерно такая же, как и в переход-
ном слое (Rosenbauer et al., 1975). Параметры
плазмы в мантии хорошо коррелируют со
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
423
свойствами плазмы по другую сторону от
магнитопаузы - в переходном слое. В са-
мой мантии при движении от магнитопау-
зы внутрь магнитосферы происходит плав-
ное уменьшение плотности и скорости
плазмы. Свойства мантии весьма измен-
чивы, при некоторых пролетах ИСЗ она не
наблюдалась вообще. Эта изменчивость, с
одной стороны, может быть отражением
временных вариаций во внешней магнито-
сфере, а с другой - проявлением простран-
ственных перемещений магнитопаузы.
На ИСЗ «Прогноз» плазменная мантия
была зарегистрирована на дневной стороне
магнитосферы. Свойства мантии по данным
ИСЗ серии «Прогноз» сходны с результа-
тами ИСЗ HEOS. На ночной стороне ман-
тия выражена более четко. С удалением от
Земли толщина мантии растет, и в окрест-
ности орбиты Луны она должна перекры-
вать существенную часть хвоста магнито-
сферы. Измерения плазмы, проведенные во
Рис. 3.1.5. Полуденное сечение
магнитосферы и траектории ИСЗ IMP-5:
1 - от 3 августа 1969 г.; 2 - от 4 июля
1969 г.; 3 - от 21 июля 1969 г. Белыми
квадратами показаны пересечения
ИСЗ магнитопаузы. Расстояния между
точками на траекториях IMP-5
проходит за один час
время экспедиций по программе «Аполлон», подтверждают этот факт.
На флангах магнитосферы наблюдается область упорядоченного магнитного поля
с плазмой, проникшей из солнечного ветра (Eastman and Hones, 1979), - низкоширот-
ный погранслой. В этой области плазма движется в антисолнечном направлении,
вблизи магнитопаузы ее скорость и плотность соответствуют скорости солнечного
ветра, с удалением вглубь магнитосферы скорость и плотность падают. В отличие от
мантии, связанной с открытыми силовыми линиями магнитного поля, низкоширот-
ный погранслой находится в области замкнутых силовых линий.
На рис. 3.1.5 изображен касп, расположенный в северной половине магнитосфе-
ры, аналогичный касп имеется и на юге. В меридиональной плоскости, соответст-
вующей полудню, при движении вдоль поверхности Земли от экватора к высоким
широтам происходит резкий переход от силовой линии, расположенной в полуден-
ной плоскости и связывающей северное и южное полушария, к «разомкнутой», или
открытой силовой линии, уходящей в ночную сторону, в хвост магнитосферы. Такая
конфигурация магнитного поля говорит о том, что на некотором расстоянии от Земли
(~10Т?Е) вблизи магнитопаузы существует область, где силовые линии расходятся,
образуя «воронку». Подобная форма силовых линий получается и в моделях магни-
тосферы, при этом образуются нейтральные точки, где поле обращается в ноль.
Такая воронка из силовых линий позволяет плазме переходного слоя вдоль маг-
нитного поля проникать внутрь магнитосферы. Измерения на ионосферных высотах
(спутник ISIS-1 (Heikkila and Winningham, 1971)), а также на расстоянии нескольких
радиусов Земли (Frank, 1971) показали, что, действительно, на пучке силовых ли-
424
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.1.6. Спектры электронов в каспе и во
внешнем поясе: IMP-5 (х-касп при 5,97?Е,
- переходный слой при 11,2RE,
а - внешний радиационный пояс при 7,32?Е),
ISIS-1 (♦ - касп при 1 ,4Яе, и
о - внешний пояс при 1,47?Е)
ний на уровне Земли, имеющем в среднем
широтный размер ~1-2° и долготный -
приблизительно несколько десятков граду-
сов, наблюдается плазма, спектр которой
аналогичен спектру переходного слоя.
На рис. 3.1.6 приведены спектры элект-
ронов, измеренные во внешнем радиацион-
ном поясе и в полярном каспе на низко ле-
тящем спутнике ISIS-1 и ИСЗ IMP-5 на рас-
стоянии более 57?е. На IMP-5 измерялся
спектр электронов в переходном слое. Вид-
но совпадение спектров в каспе и в пере-
ходном слое и их резкое отличие от спек-
тров внешнего радиационного пояса.
Полуденные каспы характеризуются
высоким уровнем турбулентности. Дина-
мические процессы в магнитосфере - суб-
бури и магнитные бури - приводят к пере-
мещениям каспа и его расширению или
сужению. Эти деформации каспа являются отражением общей перестройки магнито-
сферного поля.
На рис. 3.1.5 приведено среднее полуденное сечение магнитосферы и примеры
траекторий IMP-5 (Meng and Anderson, 1975). На этом спутнике в районе магнито-
паузы наблюдались потоки энергичных электронов (> 18 кэВ). Эти электроны обра-
зуют пограничный слой энергичных электронов. На его существование указывают и
другие данные. Природа этого образования остается пока невыясненной.
3.1.2. Регулярное магнитное поле в магнитосфере Земли
Характерным свойством магнитного поля во внешней магнитосфере Земли явля-
ется его изменчивость во времени. Вариации динамического давления солнечного
ветра и межпланетного магнитного поля и связанные с ними внутримагнитосферные
динамические процессы - суббури и магнитные бури - приводят к изменениям маг-
нитосферного поля того же порядка величины, что и регулярное, среднее значение
поля. Имеется существенное различие между задачей математического описания по-
ля внутриземных токов, которое с точностью до вековых вариаций можно считать
постоянным, и аналогичной задачей для магнитосферных источников поля. Модели
магнитосферы должны правильно описывать наиболее существенные черты взаимо-
действия плазмы солнечного ветра с магнитным полем Земли.
При описании модуля магнитного поля наиболее надежные результаты дают эм-
пирические модели (Mead and Fairfield, 1975; Sugiura et al., 1971; Мальцев и Остапен-
ко, 2001; Tsyganenko, 2002a, b, см. там же ссылки на предшествующие работы Tsy-
ganenko). Эти модели получены усреднением экспериментальных данных. Модель
Мида и Файерфилда основана на измерениях магнитного поля на четырех ИСЗ серии
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
425
IMP, которые охватывают геоцентрические расстояния от 47?Е до 17Re и относятся к
низким и средним широтам (Mead and Fairfield, 1975). Эти измерения разделены на
четыре набора данных, характеризуемых уровнем геомагнитной активности: очень
спокойный - Х/2-индекс равен 0,0+; спокойный - Кр < 2; возмущенный - Кр> 2 и
сильно возмущенный - Кр>3. Отклонения измеренного поля от поля внутренних
источников аппроксимированы квадратичными полиномами по солнечно-
магнитосферным координатам. Коэффициенты полиномов определяются минимиза-
цией среднеквадратичного отклонения от массива экспериментальных данных. О
точности модели можно судить по величине остающейся среднеквадратичной невяз-
ки. Эта величина возрастает от 17,4нТл для очень спокойной магнитосферы до
34,8 нТл для сильно возмущенной. Эти величины составляют -50% от вклада магни-
тосферных источников поля, описываемых моделью.
На рис. 3.1.7 показаны изолинии АВ - вклада магнитосферных источников поля,
где АВ = |АВ| = |В - Bint|. Поле в магнитосфере складывается из вкладов внутренних
Рис. 3.1.7. В плоскости полдень-полночь построены изолинии АВ, [нТл], - разности между
измеренным полем и полем внутренних источников или, другими словами, изолинии вклада
магнитосферных источников поля: а - по данным ИСЗ серии IMP (Mead and Fairfield, 1975);
б - по данным OGO-3, 5 (Sugiura et al., 1971)
426
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
(внутриземных) и внешних (магнитосферных) токовых систем; В = Bint + ДВ, где
Bint - поле внутренних источников, приближенно описываемое полем диполя. На
рис. 3.1.7 изображена плоскость XZ солнечно-магнитосферной системы координат.
В этой системе координат ось х совпадает с линией Земля-Солнце, ось z направлена
таким образом, чтобы магнитный момент земного диполя располагался в плоскости
XZ, а ось у перпендикулярна к плоскости XZ и образует правую систему координат.
На рис. 3.1.7а показаны контуры Д5 = const, рассчитанные по модели Мида-Файер-
филда: справа - для возмущенной магнитосферы, слева - для спокойной.
На рис. 3.1.76 изображены аналогичные контуры \В = const, построенные на ос-
нове магнитных измерений на ИСЗ OGO-3 и OGO-5 (Sugiura et al., 1971). Эти спут-
ники имели перигей ~1,О57?Е, поэтому на расстояниях < 6Т?Е следует отдать пред-
почтение данным ИСЗ OGO. В этой области непосредственные измерения на
ИСЗ IMP отсутствуют. Наиболее характерная особенность результатов OGO-3 и
OGO-5 - наличие спокойного кольцевого тока на расстоянии (2-5) Т?Е. Эффект коль-
цевого тока проявляется в отрицательных значениях кВ вблизи экваториаль-
ной плоскости на указанных выше геоцентрических удалениях. Ломаная пунк-
тирная линия на рис. 3.1.76 ограничивает область, в которой имеются измерения
магнитного поля на ИСЗ OGO-3 и OGO-5.
Контуры АВ симметричны на рис. 3.1.7а потому, что они построены по аппрокси-
мационным аналитическим выражениям, при получении которых Мид и Файерфилд
предполагали ортогональность геомагнитного диполя к оси Земля-Солнце. На
рис. 3.1.76 показаны результаты непосредственной обработки экспериментального
набора данных без априорного предположения о симметрии относительно экватори-
альной плоскости. Видно, что и на рис. 3.1.76 в целом наблюдается почти симмет-
ричная картина за исключением области кольцевого тока.
Сопоставление правой и левой частей рисунка дает представление о различии в
спокойном и возмущенном состояниях магнитосферы. С ростом возмущенности уве-
личивается вклад магнитосферных источников поля. Максимальные значения АВ
растут, линии ДВ = const приближаются друг к другу. Для магнитосферной суббури в
первую очередь характерно усиление токовой системы хвоста магнитосферы, а для
магнитной бури, которой, как правило, сопутствует несколько суббурь, - существен-
ное увеличение кольцевого тока. Если в спокойных условиях, как видно из рис. 3.1.7,
максимальные отрицательные кВ ~ 20-30 нТл, то во время магнитной бури эта вели-
чина может достигать нескольких сотен нТл.
Рис. 3.1.7 описывает магнитосферное поле в случае, когда геомагнитный диполь
перпендикулярен к линии Земля-Солнце. Наклон оси вращения Земли к плоскости
эклиптики и угол между осью вращения и моментом диполя приводят к тому, что в
солнечно-магнитосферной системе координат угол \|/ между осью z и моментом ди-
поля изменяется в диапазоне ±35° относительно своего среднего значения \\j = 0. Мо-
дель Мида-Файерфилда учитывает этот эффект. Набор экспериментальных данных
классифицирован по \|/, и были получены аппроксимирующие полиномы для пропор-
циональных \|/ членов разложения магнитосферного поля.
Помимо моделей, основанных на аппроксимации экспериментального массива
данных, имеется несколько теоретических моделей магнитосферного магнитного
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
427
поля (см. Алексеев, 1978; Alexeev et al., 2003; Tsyganenko and Sitnov, 2005). В основу
таких моделей положены различные исходные предположения, а магнитное поле
получено решением соответствующей физической задачи.
Модель регулярного магнитосферного поля, наряду с полем внутриземных токов,
должна учитывать следующие магнитосферные источники поля:
• токи на магнитопаузе, экранирующие поле внутренних источников;
• токовую систему хвоста магнитосферы (ток в нейтральном слое и замыкающие
его токи на магнитопаузе);
• кольцевой ток;
• продольные токи вместе с замыкающими их токами на ионосфере и на маг-
нитопаузе;
• проникающее в магнитосферу межпланетное магнитное поле.
Проникающее межпланетное поле из-за высокой проводимости бесстолкно-
вительной плазмы составляет около 10% от невозмущенного ММП в окрестности
орбиты Земли. В среднем это не более 1 нТл. Несмотря на малую величину прони-
кающего ММП, именно оно контролирует перенос энергии и импульса внутрь маг-
нитосферы и определяет уровень возмущенности магнитосферного поля. При дли-
тельном южном направлении ММП уровень активности существенно возрастает.
Магнитный эффект продольных токов, которые текут вдоль силовых линий, пе-
ресекающих авроральную зону, был четко выделен на ИСЗ TRIAD на высоте
-800 км. При пересечении спутником авроральной зоны компонента, соответ-
ствующая направлению на магнитный запад, испытывает заметную вариацию. Эта
вариация свидетельствует о наличии
вертикального тока, втекающего или
вытекающего из ионосферы. Направле-
ние тока определяет знак наблюда-
емой вариации. Аналогичный эффект
на удалении (5-1О)7?Е был измерен на
ИСЗ OGO-5.
На рис. 3.1.8 приведена схема трех-
мерных токовых систем, включающих
продольные токи. Следует подчеркнуть,
что вопрос о характере замыкания про-
дольных токов в магнитосфере является
открытым. Приведенная на рис. 3.1.8
схема, в которой продольные токи, те-
кущие на экваториальной границе авро-
ральной зоны, замыкаются в экватори-
альной плоскости, а продольные токи на
полярной границе - в удаленном хвосте
магнитосферы или в солнечном ветре,
является гипотетической. Определен-
ным является лишь направление про-
дольных токов над ионосферой.
Рис. 3.1.8. Схема системы продольных токов в
магнитосфере. Пунктирные линии - токи на
силовых линиях, образующих экваториальную
границу авроральной зоны; сплошные линии -
токи на силовых линиях полярной
границы авроральной зоны
428
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Солнце
z/Re
Рис. 3.1.9. Линии равной напряженности поля в экваториальной плоскости.
Цифры у линий - напряженность поля в нТл
Линии равной напряженности поля в экваториальной плоскости магнитосфе-
ры изображены на рис. 3.1.9. На нем изображены линии В = const для модели
Мида-Файерфилда (Mead and Fairfield, 1975) для случая у = 0. Правая половина
рисунка соответствует спокойным условиям (Ар-индекс менее 2), а левая - возму-
щенным. Приведены изолинии В в интервале 10-100 нТл с шагом 10 нТл. В днев-
ной магнитосфере поле увеличивается, а в ночной - уменьшается. Модель Мида-
Файерфилда относится к интервалу геоцентрических расстояний ~6Т?Е < 7? < 13ЯЕ.
При малых R внутри кольцевого тока с ростом уровня возмущенности на-
блюдается общая депрессия поля, примерно одинаковая в ночной и дневной сто-
ронах.
Общую картину деформации дипольного поля, вызванную плазмой солнеч-
ного ветра, дает рис. 3.1.10. На этом рисунке показаны рассчитанные по модели
Мида-Файерфилда линии пересечения поверхностей постоянных геомагнит-
ных долгот и широт с экваториальной плоскостью (нижняя половина рис. 3.1.10,
z = 0) и с передним сечением хвоста магнитосферы (верхняя половина рис. 3.1.10,
х = -10Ае). Поверхности постоянной геомагнитной широты или долготы обра-
зованы силовыми линиями, выходящими из Земли при постоянных геомагнитных
широтах или долготах соответственно. Пунктирные линии на рис. 3.1.10 образо-
ваны точками пересечения с плоскостями z = 0 и х = -10ЯЕ (используется солнеч-
но-магнитосферная система координат) силовых линий, имеющих данное местное
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
429
время на поверхности Земли. Сплошные линии относятся к силовым линиям,
имеющим постоянную геомагнитную широту. Вблизи Земли, где преобладает
аксиально-симметричное дипольное поле, пунктирные линии имеют вид радиаль-
ных лучей, а сплошные линии близки к окружностям. С удалением от Земли ли-
нии постоянной долготы изгибаются в ночную сторону. Линии постоянной широ-
ты становятся асимметричными, начинает проявляться «поджатие» силовых ли-
ний в дневной магнитосфере.
Рис. 3.1.10 и аналогичные сечения, рассчитанные для других моделей магни-
тосферы, позволяют установить соответствие между магнитосферными и ионо-
сферными явлениями. Многие магнитосферные и ионосферные эффекты, как ста-
ло известно в настоящее время, - это проявления единого магнитосферного про-
цесса. Поэтому задача проектирования вдоль силовых линий ионосферы в
магнитосферу и наоборот часто возникает при анализе экспериментальных дан-
ных. Модели магнитосферного поля позволяют решать эту задачу.
Использование той или иной модели магнитосферного поля определяется тре-
бованиями, которые к ней предъявляются. Для анализа сезонных и суточных эф-
фектов магнитосферного поля, определяемых изменением угла у, следует исполь-
зовать модели, построенные для произвольного угла наклона диполя к линии Зем-
ля-Солнце. Если требуется среднее значение магнитосферного поля в некоторой
области, то предпочтительнее всего применять эмпирические модели, основанные
Рис. 3.1.10. Линии постоянной широты (сплошные линии) и постоянного местного
времени или постоянной долготы (пунктир). Модель Мида-Файерфилда, \|/ = 0.
Цифры у сплошных кривых показывают широту, у пунктирных - местное время
430
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
на большом числе данных в рассматриваемой области пространства. Для определе-
ния эффектов, обусловленных динамикой того или иного магнитосферного источ-
ника поля, следует использовать модель, наиболее полно учитывающую физиче-
ские свойства источника. Существенную роль играет и простота используемых в
модели выражений для магнитного поля. В целом, все опубликованные модели да-
ют качественно совпадающую конфигурацию магнитосферного поля. Для иллюст-
рации модельных расчетов использованы результаты, полученные в параболоидной
модели магнитосферы (Алексеев, 1978; Alexeev et al., 2003), в которой поверхность
магнитосферы (магнитопауза) аппроксимируется параболоидом вращения.
3.1.3. Параболоидная модель магнитосферы
Параболоидная модель магнитосферного магнитного поля базируется на резуль-
татах спутниковых измерений и учитывает хорошо установленные свойства магни-
тосферной плазмы. Прежде всего, это сильная анизотропия проводимости и диа-
магнитные свойства плазмы, препятствующей диффузии магнитосферного магнит-
ного поля в переходный слой и ограничивающей проникновение ММП внутрь
магнитосферы. Это свойство описывается априорным введением токовой поверх-
ности - магнитопаузы, на которой равна нулю нормальная компонента магнито-
сферного поля. Если ранние эмпирические модели (Mead and Fairfield, 1975; Sugi-
ura et al., 1971; Tsyganenko 1987, 1989) игнорировали этот факт, то в современных
версиях, начиная с Tsyganenko-96 (Tsyganenko, 1995), вводится модельная поверх-
ность, описывающая магнитопаузу. В различных моделях форма этой поверхности
различна, но в основном эти различия проявляются в ночной магнитосфере. Распо-
ложенная при х > 0 дневная магнитопауза практически совпадает с параболоидом
вращения. Другим фактором, обеспечивающим гибкость параболоидной модели,
является модульный принцип ее построения (Алексеев и Шабанский, 1971; Алексе-
ев, 1978). Поле глобальных магнитосферных токовых систем представляется в виде
суммы отдельных источников, причем поле каждого из них заключено внутри маг-
нитосферы (см. рис. 3.1.11):
В = Bj + B5j + Bz + Br + B5/ + fyac. (3.1.2)
Каждый член в сумме (3.1.2) удовлетворяет требованию равенства нулю нор-
мальной к магнитопаузе компоненты магнитного поля Вп = 0 независимо друг от
друга - либо по принципу построения, как В, и В/ас, либо за счет соответствующей
экранирующей этот член токовой системы на магнитопаузе, как Bj + В^ и Br + В5Г.
Здесь В - суммарное магнитосферное поле; Bj и В^ - поле земного диполя и поле
токов на магнитопаузе, препятствующих проникновению этого поля в переходный
слой, соответственно; В, - поле токовой системы хвоста; Вг и Bsr - поле кольцевого
тока и поле экранирующих токов на магнитопаузе; а В^с - поле продольных токов.
Это априорное требование к модельным токовым системам также позаимствовано
Цыганенко при построении его недавних моделей (Tsyganenko and Sitnov, 2005).
Модульный принцип построения параболоидной модели и заданная априори маг-
нитопауза позволили не только построить на ее основе динамическую модель магни-
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
431
тосферы Земли (Alexeev et al., 2003), но и получить обобщение этой модели для маг-
нитосфер планет-гигантов - Юпитера (Belenkaya, 2004; Alexeev and Belenkaya, 2005;
Belenkaya et al., 2005) и Сатурна (Alexeev et al., 2005). Параболоидная модель магни-
тосферы Земли (Алексеев, 1978; Alexeev et al., 1996; Alexeev et al., 2001) основана на
аналитическом решении уравнений Лапласа в магнитосфере с заданной формой (па-
раболоид вращения). Условие Вп = 0 задано на магнитопаузе.
Рис. 3.1.11. Сечение магнитосферы плоскостью полдень-
полночь. Показано невозмущенное ММП южного направления
выше по потоку от головной ударной волны, драпирующееся
вдоль магнитопаузы поле переходного слоя и магнитосферное
магнитное поле. Виден пучок открытых силовых линий,
частично пересекающих магнитопаузу и уходящих
в межпланетное пространство и частично, в ночной
стороне, - в далекий хвост магнитосферы
На рис. 3.1.11 показаны силовые линии магнитосферного поля, головная ударная
волна и магнитопауза, которые аппроксимируются софокусными параболоидами
вращения. Снаружи магнитосферы показаны также линии тока плазмы солнечного
ветра и силовые линии межпланетного магнитного поля, проникающего внутрь маг-
нитосферы (это магнитное поле не представлено в выражении (3.1.2)).
432
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.1.12. Токовая система хвоста магнитосферы. Утолщенные линии -
это линии тока, а тонкие линии - силовые линии магнитного поля, формирующие
магнитопаузу. Полный магнитный поток этой токовой системы Фоо
частично проходит через дневную часть магнитосферы,
а частично замыкается через токовый слой хвоста
Рис. 3.1.13. Суммарная токовая система, возникающая
при сложении экранирующих диполь токов на магнитопаузе
и поля токовой системы хвоста магнитосферы. Утолщенные линии -
линии тока, а тонкие линии - концентрирующиеся в области каспа
силовые линии магнитосферного поля, формирующие магнитопаузу.
Показана четверть магнитосферы
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
433
Токовая система хвоста магнитосферы, включающая в себя токовый слой в
хвосте и замыкающие этот ток токи на магнитопаузе, показана на рис. 3.1.12. Силовые
линии магнитного поля этой токовой системы, лежащие на магнитопаузе, показаны
тонкими линиями. Токи замыкания на магнитопаузе выбраны таким образом, что
суммарное поле не выходит за пределы магнитосферы. Суммарная токовая система,
образующая магнитосферное поле при сложении дипольного поля, поля экраниру-
ющих диполь токов на магнитопаузе и поля токовой системы хвоста магнитосферы,
показана на рис. 3.1.13.
Рис. 3.1.14. Силовые линии магнитосферного поля (сплошные линии) и изолинии
В = const (пунктир) данной напряженности поля в плоскости полдень-полночь.
Верхняя половина рисунка соответствует спокойной магнитосфере,
Фоо = 380 МВб, а нижняя - подготовительной фазе суббури, когда магнитный
поток в долях хвоста существенно возрастает, = 760 МВб. Цифры
у пунктирных кривых показывают величину поля в нТл, у сплошных -
широту точки пересечения силовой линии с Землей
434
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.1.15. Меридиональное сечение магнитосферы для
наклонного диполя ц/ = 15°, зима в северном полушарии. Силовые
линии магнитного поля (сплошные линии) и линии В = const
(пунктирные). Цифры у пунктирных кривых показывают
величину поля в нТл, у сплошных - широту точки пересечения
силовой линии с Землей (отрицательную в южном полушарии)
На рис. 3.1.14 показаны силовые линии магнитосферного поля и изолинии
В = const данной напряженности поля в плоскости полдень-полночь. Для иллюстра-
ции эффекта усиления тока в хвосте магнитосферы, который наблюдается в условиях
высокой авроральной активности, приведены результаты расчетов по параболоидной
модели для двух значений магнитного потока в долях хвоста магнитосферы Фоо. На
верхней половине рисунка показан случай = 380 МВб, а на нижней - магнитный
поток и, соответственно, поле в хвосте в два раза больше, Ф^ = 760 МВб. Видно, что
при усилении тока в хвосте магнитосферы происходит уменьшение угла наклона к
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
435
экваториальной плоскости высокоширотных силовых линий, уходящих в хвост маг-
нитосферы в ночной стороне, возрастает снос дипольных силовых линий в ночную
сторону. Вблизи лобовой части магнитосферы поле уменьшается, широта дневного
каспа становится меньше. В высокоширотной ночной магнитосфере поле растет.
Происходит увеличение магнитного потока в хвосте магнитосферы.
Рис. 3.1.15 иллюстрирует изменение конфигурации магнитосферы при воз-
растании угла наклона геомагнитного диполя в линии Земля-Солнце. На нем изо-
бражено полученное в параболоидной модели сечение магнитосферы плоскостью
полдень-полночь для случая у = 15° (зима в северном полушарии). В этом случае
Рис. 3.1.16. Результаты модельных расчетов (силовые линии в
верхней половине - параболоидная модель, а в нижней - модель
(Hedgechock и Thomas, 1975) и данные изменений магнитометра,
установленного на ИСЗ HEOS (вектора). Цифры показывают
широту точки пересечения силовой линии с Землей
436
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
широты точек пересечения силовой линии с Землей в северном и южном полушариях
различны. Положительные цифры у силовых линий дают широту точки пересечения
в северном полушарии, отрицательные - в южном. Разница в широтах магнито-
сопряженных точек увеличивается с приближением к авроральному овалу. В дневной
и ночной сторонах эта разница имеет противоположные знаки. Для случая, показан-
ного на рис. 3.1.15, в полдень в северном полушарии силовая линия приходит на
меньшие широты, чем в южном, в полночь - наоборот. Абсолютная величина сдвига
в ночной стороне существенно меньше, чем в дневной, где он достигает ~1,5° для
силовых линий, близких к полуденному каспу.
Чтобы оценить точность параболоидной модели, проведем сопоставление тео-
ретических расчетов с эмпирическими моделями и с результатами измерений. При
этом параметры модели выбирались, исходя из имеющихся данных измерений в
солнечном ветре и в магнитосфере. В частности, на рис. 3.1.16 в верхней его части
построены силовые линии в плоскости полдень-полночь в параболоидной модели
для параметров: у = 0, расстояние до подсолнечной точки на магнитопаузе -
7?! = 11,6Т?Е, расстояние до переднего края слоя хвоста - R2 = 8,47?Е, магнитный по-
ток через доли хвоста - Фоо = 570 МВб, магнитное поле кольцевого тока в центре
Земли - Ьг = 0, максимальная интенсивность продольных токов зоны 1 - /ц = 0.
Стрелками показано среднее направление измеренного вектора поля по данным
ИСЗ HEOS-1 и HEOS-2 и ИМР-3 (Hedgecock and Thomas, 1975). В нижней полови-
не рис. 3.1.16 построены силовые линии, рассчитанные по модели (Hedgecock and
Thomas, 1975) в результате аппроксимации имеющегося набора данных. С учетом
большой изменчивости магнитосферного поля и приближенного характера модели
достигнутую точность следует считать хорошей.
3.1.4. Магнитные бури в магнитосфере
Динамика крупномасштабных токовых систем в возмущенной магнитосфере до
сих пор является одним из открытых вопросов солнечно-земной физики (см. обзор
Мальцева Ю.П. (Maltsev, 2004)). Несмотря на большое внимание, уделяемое этой
проблеме в последнее время, до сих пор еще не выяснена до конца полная картина
магнитосферных процессов, происходящих во время магнитных бурь. Магнитная
буря является откликом магнитосферы на внезапное увеличение динамического
давления солнечного ветра. Она связана с интенсивным энерговыделением в маг-
нитосфере и в ионосфере, которое контролируется, главным образом, величиной и
направлением межпланетного магнитного поля. Главным проявлением магнитной
бури является понижение геомагнитного поля, измеряемого на поверхности Земли.
Такая вариация на поверхности Земли создается магнитосферными и ионосферны-
ми источникам магнитного поля, а также токами, протекающими в земной коре и
препятствующими проникновению внешнего поля внутрь Земли.
Принято выделять главную фазу бури, связанную с развитием депрессии геомаг-
нитного поля в сердцевине магнитосферы, и фазу восстановления. Наземные магни-
тометры часто фиксируют внезапное начало бури (SSC - Sudden Storm Commence-
ment) - кратковременное усиление магнитного поля, измеряемого на низкоширотных
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
437
станциях. Помимо эффекта увеличения параллельной диполю компоненты геомагнит-
ного поля в низких широтах, вызванного с ростом токов Чепмена-Ферраро и прибли-
жением магнитопаузы к Земле, SSC сопровождается комплексом волновых процес-
сов, связанных с падением ударной волны на дневную магнитопаузу. В некоторых
случаях, обычно обусловленных северным направлением ММП, между SSC и нача-
лом главной фазы можно выделить так называемую начальная фазу, когда интенсив-
ность кольцевого тока остается на спокойном уровне (Акасофу и Чепмен, 1975).
Для оценки мощности бури используют Dst-индекс. Часовой Dst-индекс пред-
ставляет собой осесимметричную относительно геомагнитного диполя компоненту
возмущенного магнитного поля и определяется на основе измерений магнитного
поля на четырех приэкваториальных станциях: Сан-Хуан (29,9°; 3,2°), Херманус
(33,3°; 80,3°), Какиока (26,0°; 206,0°), Гонолулу (21,0°; 266,4°) (в скобках приведены
геомагнитная широта и долгота станций). Процедура вывода ^/-индекса разработа-
на в Мировом центре данных в Киото, Япония (Sugiura and Kamei, 1991). При этом из
измеренной вариации вычитаются эффект
SQ-вариации, которая связана с сущест-
вованием двухвихревой токовой системы
с центрами на полуденном меридиане, и
спокойный уровень магнитного поля, учи-
тываются суточный ход измеряемого на
станции поля и геомагнитная широта точ-
ки наблюдения.
По определению, DsZ-индекс характе-
ризует изменчивость глобального магнит-
ного поля и содержит вклады от симмет-
ричных магнитосферных токовых систем.
Главная особенность магнитной бури -
резкое усиление кольцевого тока вследст-
вие инжекции заряженных частиц из хво-
ста магнитосферы. В то же время магнит-
ная буря сопровождается значительным
усилением и других магнитосферных то-
ковых систем: токов хвоста, ионосферных
токов, токов на магнитопаузе. Соотноше-
ние между вкладами этих токовых систем
в Dst на разных фазах магнитной бури
может характеризовать их относительную
динамику во время магнитосферных воз-
мущений. Суммарный эффект этих токо-
вых систем во время магнитной бури -
депрессия геомагнитного поля во внут-
ренней магнитосфере.
На рис. 3.1.17 изображены типичная
динамика параметров солнечного ветра
(скорость и плотность плазмы солнечного
Dst, нТл
-1 0 1 I, сутки
Рис. 3.1.17. /^/-вариация и параметры
межпланетной среды, вычисленные по
120 изолированным магнитным бурям
(Maltsev et al., 1996)
438
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
ветра и ^-компонента ММП) и DsZ-вариация, полученные усреднением по 120 маг-
нитным бурям 1979-1984 гг. (Maltsev et al., 1996). Следует обратить внимание, что в
усредненном профиле Dst SSC отсутствует, что говорит о том, что отсутствует регу-
лярный механизм развития бури между моментом взаимодействия ускоренного сол-
нечного ветра с магнитосферой и началом главной фазы бури.
Среди актуальных вопросов: оценка относительного вклада магнитосферных то-
ковых систем в измеряемую на поверхности Земли вариацию магнитного поля во
время магнитных бурь. Особый интерес представляет роль токового слоя хвоста маг-
нитосферы, определяющего быстрые вариации магнитосферного магнитного поля,
связанные с суббуревой активностью (Alexeev et al., 1996; Maltsev et al., 1996; Green-
span and Hamilton, 2000). Соотношение между источниками Dst меняется на разных
стадиях развития магнитной бури и может характеризовать относительную динамику
магнитосферных токовых систем во время возмущений.
Существующая методика (Sugiura and Kamei, 1991) вычисления /}$7-индекса не
позволяет определить вклады крупномасштабных токовых систем без использования
дополнительных теоретических предположений. Обычно экспериментальные иссле-
дования динамики магнитосферных токовых систем и их вкладов в Dst базируются
на использовании уравнения Десслера-Паркера-Скопке (Dessler and Parker, 1959;
Scopke, 1966), которое связывает полную энергию частиц кольцевого тока с магнит-
ным полем кольцевого тока и, таким образом, позволяют исследовать динамику это-
го тока во время магнитной бури:
2 8
ьг=--в0—. (3.1.3)
з
Здесь Ьг - напряженность магнитного поля кольцевого тока в центре Земли; 8Г - пол-
ная энергия частиц кольцевого тока; 8j = BqM^/З - энергия геомагнитного диполя,
BQ - геомагнитное поле на экваторе.
Наиболее полное исследование динамики кольцевого тока было выполнено в
работе (Greenspan, and Hamilton, 2000), в которой использовались измерения спек-
тров заряженных частиц, выполненные во время 80 магнитных бурь в течение
1984-1985 гг. на КА АМРТЕ/ССЕ, находящемся на вытянутой экваториальной ор-
бите. Было показано, что полная энергия частиц кольцевого тока хорошо коррели-
рует с Dst, особенно в ночной области. Магнитное поле кольцевого тока, рассчи-
танное по уравнению Десслера-Паркера-Скопке, является хорошим приближением
для Dst. В то же время имеющиеся данные и используемые методы не позволили
оценить интенсивность других источников магнитного поля. Поскольку токи хвоста
и токи на магнитопаузе дают на поверхности Земли вариации магнитного поля раз-
ного знака, они могут быть достаточно велики, в то время как их суммарный вклад в
Dst незначителен.
В работе (Turner et al., 2001) выполнялись аналогичные исследования энергии
частиц кольцевого тока на основе измерений потоков ионов на КА POLAR, выпол-
ненных вблизи плоскости геомагнитного экватора за период с марта 1996 г. по сен-
тябрь 1998 г. Вклад кольцевого тока в Dst в течение нескольких магнитных бурь рас-
считывался с помощью уравнения Десслера-Паркера-Скопке. Результаты свидетель-
ствуют о том, что кольцевой ток определяет в среднем не менее половины
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
439
D^-вариации. Было показано, эта величина меняется в каждом индивидуальном
случае.
Что касается магнитосферных токовых систем, отличных от кольцевого тока, в
настоящее время отсутствуют стандартные экспериментальные методики, позво-
ляющие оценить их вклады в Dst. Хотя использование измерений на геостационар-
ных аппаратах и позволяет получить грубые оценки для вариации токового слоя
(Ohtani et al., 2001), мы пока не можем однозначно разделить на основе измерений
вклады основных магнитосферных токовых систем, составляющих магнитосферное
магнитное поле. Однако мы можем их вычислить, используя существующие на дан-
ный момент магнитосферные модели, которые позволяют рассчитать в отдельности
поле каждого магнитосферного источника (Alexeev et al., 1996). Современные модели
дают возможность правильно предсказать поведение магнитного поля как в спокой-
ные, так и в возмущенные периоды. В то же время, предоставляя адекватное пред-
ставление для профиля Dst, модели часто дают сильно различающиеся оценки для
вкладов магнитосферных источников в Dst.
В работе (Alexeev et al., 2001) показано, что расхождения в оценке вклада токово-
го слоя хвоста в Dst во время магнитных бурь зачастую связаны с отсутствием еди-
ной методики расчетов Dst на основе модельных вычислений. Вследствие этого ав-
торы по-разному определяют и вклады в Dst магнитосферных токовых систем. Кроме
того, особенности моделей, их области применимости (для эмпирических моделей), а
также соотношения, используемые для параметризации (для теоретических моделей),
могут существенно влиять на соотношения между магнитными полями от разных
источников во время магнитной бури.
С другой стороны, причины расхождений могут иметь и физическую природу,
что связано с развитием магнитных бурь разной мощности под воздействием разли-
чающихся условий в межпланетной среде. Многообразие условий в межпланетной
среде определяет сложную динамику магнитосферных токовых систем и, соответст-
венно, измеряемого магнитного поля. Следует ожидать, что изменения параметров
солнечного ветра приводят к асинхронным вариациям магнитосферных источников
магнитного поля во время магнитной бури. При этом вариации магнитного поля во
время магнитных бурь разной интенсивности могут характеризоваться разными со-
отношениями между вкладами основных магнитосферных токовых систем. В работах
(Ganushkina et al., 2004; Kalegaev et al., 2005) было показано, что для бурь умеренной
интенсивности (Dstmin около -(100-200) нТл) вклад токового слоя хвоста в Dst сопос-
тавим с вкладом кольцевого тока, в то время как для интенсивных магнитных бурь с
Dstmm менее -200 нТл кольцевой ток становится доминирующим источником ^/-ва-
риации.
3.1.5. Динамические модели магнитосферы
Для моделирования возмущенных условий в магнитосфере Земли используются
динамические модели. Они учитывают зависимость магнитного поля от параметров
межпланетной среды и позволяют адекватно представить сложную динамику магни-
тосферного магнитного поля во время магнитных бурь.
440
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Существует несколько типов моделей. Эмпирические модели Цыганенко
(например, Т96 (Tsyganenko, 1995) и се более ранние версии) построены путем
минимизации среднеквадратичного отклонения от базы данных Large Magneto-
spheric Data Base (Fairfield et al., 1994), которая является набором данных много-
летних измерений магнитосферного магнитного поля. Поскольку магнитные бури
регистрируются относительно редко, их влияние на модельные коэффициенты
мало. Применимость модели Т96 ограничена областями 20 > Dst >-100 нТл,
0,5 < PSw < Ю нПа, -10 < Bz < 10 нТл, где Dst - геомагнитный индекс, PSw - дина-
мическое давление потока солнечного ветра, Bz - северо-южная компонента ММП.
В следующей версии модели Т01 (Tsyganenko, 2002а, Ь) общий подход сохранился
таким же, как и в более ранней модели Т96. Эта модель была разработана с исполь-
зованием большей базы данных, включающей в себя недавние измерения на
КА POLAR, GOES, GEOTAIL, и претендует на пригодность в более широком ин-
тервале значений параметров. Несколько изменений были внесены в математиче-
ское описание основных источников магнитосферного поля и их параметров. До-
бавлены частичный кольцевой ток и продольные токи замыкания. Токовый слой
поперек хвоста и продольные токи замыкания изгибаются в двух направлениях в
ответ на изменение угла наклона, их внутренний край сдвигается вдоль линии
Солнце-Земля, а толщина слоя меняется вдоль и поперек хвоста. Расстояние до
магнитопаузы зависит от динамического давления солнечного ветра и определя-
ется с использованием модели (Shue et al., 1998). Предпринята попытка учесть
предысторию путем введения двух параметров, зависящих от значений ^-ком-
поненты ММП и скорости солнечного ветра, определенных в предыдущие мо-
менты времени.
Существующие теоретические модели определяют магнитосферное магнитное
поле из физически обоснованных предположений. Параболоидная модель магнито-
сферы Земли (Alexeev, 1978; Alexeev et al., 1996; 2001) основана на аналитическом
решении уравнений Лапласа для каждой широкомасштабной токовой системы в
магнитосфере заданной формы (параболоид вращения). На магнитопаузе задано
условие Вп = 0. Входными данными параболоидной модели являются параметры
магнитосферных токовых систем, характеризующие их интенсивность, размер и
положение. Эти входные параметры определяются из эмпирических данных с по-
мощью так называемых субмоделей. Такая особенность модели позволяет легко
менять параметризацию, используя различные субмодели при описании различных
магнитосферных процессов.
Основной набор уравнений параболоидной модели для магнитосферных источ-
ников магнитного поля (кольцевой ток, ток хвоста, включающий в себя токи замы-
кания на магнитопаузе, продольные токи зоны 1, токи на магнитопаузе, экра-
нирующие поле диполя и токи на магнитопаузе, экранирующие кольцевой ток)
описан в (Alexeev et al., 2001). Входные параметры модели, определяющие интен-
сивности и положение широкомасштабных магнитосферных токовых систем, сле-
дующие: угол наклона геомагнитного диполя; расстояние до магнитопаузы рас-
стояние до внутреннего края токового слоя хвоста магнитный поток через доли
хвоста; магнитное поле кольцевого тока в центре Земли Ьг\ максимальная интен-
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
441
сивность продольного тока. В каждый момент времени входные параметры опреде-
ляют мгновенное состояние магнитосферы и могут быть получены из наблюда-
тельных данных.
Современные магнитосферные модели позволяют рассчитать магнитное поле от
каждого магнитосферного источника. В параболоидной модели А2000 (Alexeev et al.,
1996; Alexeev et al., 2001; 2003) магнитосферное магнитное поле определяется
суммой:
В = BXv) + В.ХжЛ 1) + В,(\|/Л1Л>,Фоо) + Вг(\|/Д) + В5Г(\|/ЛМ + В/ас(/||), (3.1.4)
где - магнитное поле геомагнитного диполя; В^- магнитное поле токов Чеп-
мена-Ферраро на магнитопаузе, экранирующих поле геомагнитного диполя; Вг -
поле кольцевого тока; В/ - поле токов магнитосферного хвоста; Bsr - поле токов на
магнитопаузе, экранирующих поле кольцевого тока; В^ - поле продольных токов
зоны 1.
Входными параметрами модели являются: угол наклона геомагнитного дипо-
ля - \|/; расстояние до подсолнечной точки на магнитопаузе - 7?i, расстояние до
переднего края слоя хвоста - R2, магнитный поток через доли хвоста - Ф^; маг-
нитное поле кольцевого тока в центре Земли - Ьг; максимальная интенсив-
ность продольных токов зоны 1 - /ц. Эти параметры могут быть определены из
наблюдательных данных: параметров солнечного ветра, ММП и геомагнитных
индексов. В каждый момент времени параметры определяют мгновенное состоя-
ние магнитосферы, а динамика магнитосферы может быть представлена как
последовательность таких состояний.
Для вычисления входных параметров модели используются так называемые
субмодели, которые связывают параметры модели с величинами, определяемыми
экспериментально.
Геометрические параметры R] и R2 определяются условиями в солнечном вет-
ре и в магнитосфере Земли и рассчитываются с помощью моделей:
А, = (10,22 + l,29tanh(0,184(52 + 8,14)))(hv2)’i/6’6, (3.1.5)
(Shue et al., 1998),
R2 = l/cos2<p„, (3.1.6)
где R\ и R2 выражены в RE, n в см-3, v в км/с; (ря = 74,9° - 8,6° 1g (-Dst) - широта при-
экваториальной границы аврорального овала в полночь (Старков, 1993).
Магнитный поток через доли хвоста магнитосферы Ф^ складывается из маг-
нитного потока Фо, связанного с медленной, адиабатической эволюцией геомаг-
нитного хвоста, и магнитного потока Ф5, связанного с развитием суббуревой
активности в магнитосфере:
Фа, = Фо + Ф5, где Фо = 380 МВб,
А AL TtR.2 2R2 ,
Фл =--------I—-+1.
7 2 у R,
(3.1.7)
(3.1.8)
442
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Для вычисления магнитного поля кольцевого тока в центре Земли Ьг использована
модель Бартона (Burton et al., 1975):
A = F(£)_A (3.1.9)
dt т
которая представляет процесс развития кольцевого тока как результат инжекции, опи-
сываемой функцией F(E), и последующей диссипации, описываемой членом Ьг/х.
Здесь функция инжекции F(E) определяется через компоненту электрического
поля солнечного ветра Еу, направленную с утра на вечер:
[d(E — 0,5), Е >0,5 мВ/м
] У У (3.1.10)
О, Еу< 0,5 мВ/м
где d - коэффициент амплитуды инжекции (| <7| - амплитуда инжекции), определяется
из условия лучшего согласия с Dst, а время диссипации определяется как (O’Brien
and McPherron, 2001):
т [ч] = 2,37ехр(9,74/(4,78+Е,)).
Выбор субмоделей определяет параметризацию модели магнитосферы, а сами суб-
модели могут изменяться пользователем в зависимости от исследуемой задачи.
Некоторые исследования требуют точного изучения магнитосферной динамики
для заданных интервалов времени. В таких случаях могут использоваться модели,
ориентированные на конкретные события (Ganushkina et al., 2002). Параметры таких
моделей вычисляются из одновременных измерений, выполняемых во время изучае-
мого события.
3.1.6. Роль токов хвоста магнитосферы в развитии магнитной бури
В течение многих лет предполагалось, что кольцевой ток является единственным
источником депрессии горизонтальной компоненты магнитного поля, измеряемой на
низкоширотных станциях во время магнитных бурь. В работах (Алексеев и др., 1992;
Alexeev et al., 1996; Maltsev et al., 1996; Greenspan and Hamilton, 2000; Kalegaev et al.,
2005; Feldstein et al., 2005) отмечалось, что отличные от кольцевого тока источники
магнитосферного магнитного поля, в частности, токи геомагнитного хвоста, токи
Чепмена-Ферраро на магнитопаузе, частичный кольцевой ток и низкоширотные
ионосферные токи могут давать значительный вклад в Dst. Недавние публикации
группы ученых из Лос-Аламоса (Skoug et al., 2003) содержат экспериментальные
свидетельства доминирующей роли токового слоя хвоста магнитосферы в форми-
ровании депрессии геомагнитного поля вплоть до максимума главной фазы (Dst до
-350 нТл) магнитной бури 31 марта 2001 г. Как указывалось в (Alexeev et al., 1996),
вклад токов геомагнитного хвоста во время магнитных бурь может быть сравнимым
по величине с вкладом кольцевого тока.
Действительно, в спокойное время вклад токов хвоста в горизонтальную состав-
ляющую магнитного поля на поверхности Земли равен 15-20нТл (Tsyganenko and
Sibeck, 1994). В то же время во время магнитной бури часто наблюдается значитель-
ное усиление токовой системы геомагнитного хвоста (Kaufman, 1987; Lopez and
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
443
Rozenvinge, 1993). Основной источник таких возмущений - возникающие во время
суббуревых активизаций интенсивные, радиально локализованные токи в передней
части токового слоя хвоста (Alexeev et al., 2001; Pulkkinen et al., 1992), замыкающиеся
через дневную магнитопаузу. В периоды сильных возмущений, когда внутренняя
граница токового слоя хвоста движется в направлении Земли, а расстояние до под-
солнечной точки уменьшается, эти токи могут вызывать достаточно интенсивное
возмущение магнитного поля на поверхности Земли, сравнимое с возмущением от
кольцевого тока.
Как указывалось выше, мы не можем определить из измерений относительные
вклады магнитосферных токовых систем в Dst. Но мы можем сделать это, используя
современные динамические модели.
Параболоидная модель магнитосферы (А2000) использована для анализа динами-
ки магнитосферного магнитного поля во время магнитных бурь разной интенсив-
ности. На рис. 3.1.18 представлены параметры межпланетной среды для умеренной
АЕ, нТл
Рис. 3.1.18. Параметры межпланетной среды для магнитных бурь 24-26.09.1998 г.
и 20-22.11.2003 г.: а, б - ^-компонента ММП; в, г - динамическое давление
солнечного ветра; д, е - JF-индекс; ж, з - £>5/-индекс
444
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
магнитной бури 24-26.09.1998 г. и мощной бури 20-22.11.2003 г.: ^-компонента ММП
(а, б), динамическое давление солнечного ветра (в, г), ЛЕ и ^/-индексы (д-з). Обе
бури связаны со скачком давления солнечного ветра и поворотом ММП к югу.
На рис. 3.1.19 показаны рассчитанные для обеих бурь параметры модели: угол
наклона геомагнитного диполя (а, б), расстояние до подсолнечной точки (ж, з), рас-
стояние до переднего края слоя хвоста (и, к), магнитный поток через доли хвоста
-300
Рис. 3.1.19. Входные параметры модели магнитосферы, вычисленные для магнитных бурь:
24-26.09.1998 г. и 20-22.11.2003 г.: а, б - угол наклона геомагнитного диполя \|/;
в, г - магнитный поток поперек долей хвоста Ф^; д, е - напряженность магнитного поля
кольцевого тока в центре Земли Ьг\ ж, з - расстояние до подсолнечной точки R\\
и, к - расстояние до переднего края слоя хвоста Ri
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
445
Dr, Dt, Def, нТл Dr, Dt, Def нТл
Сентябрь 1998 г., UT Ноябрь 2003 г., UT
Рис. 3.1.20. Вклады магнитосферных источников в Dst (а, б); наблюдаемое (утолщенная кривая)
и модельное (тонкая кривая) Dst (в, г); вклады поля хвоста (д, е) и кольцевого тока (ж, з) в Dst
для магнитных бурь 24-26.09.1998 г. и 20-22.11.2003 г.
(в, г), магнитное поле кольцевого тока в центре Земли (д, е). На рис. 3.1.20 представ-
лены Dst и составляющие Dst\ Def, Dr и Dt (а, б), Dst и модельное Dst (в, г), и относи-
тельные вклады токов хвоста и кольцевого тока в скорректированное на давление
солнечного ветра Dst\ Dt/Dst* = Dt! (Dst - Def) (д, e) и Dr/Dst* (ж, з), рассчитанные
во время бурь 24-26 сентября 1998 г. (левая панель) и 20-22 ноября 2003 г. (правая
панель). Вариации спокойного дня вычтены из соответствующих вариаций магнит-
ного поля. Следует заметить, что модель дает хорошее согласие с наблюдаемым
Ds /-индексом. В обоих случаях средняя невязка составляет величину не более 10% от
максимума бури.
Анализ динамики магнитосферных токовых систем во время рассматриваемых
магнитных бурь демонстрирует их разное поведение. Для обеих бурь ток хвоста
начинает развиваться раньше кольцевого тока. Для главной фазы умеренной бури
24-26 сентября 1998 г. токи хвоста и кольцевой ток дают сравнимые вклады в Dst.
446
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Во время фазы восстановления вклад кольцевого тока остается более сильным, чем
вклад тока хвоста.
Ситуация совсем иная во время сильной бури 20-22 ноября 2003 г.: во время мак-
симума бури вклад кольцевого тока доминирует.
Вклад токового слоя в Dst изменяется в течение магнитной бури. Он хорошо
коррелирует с суббуревой активностью, достигая максимума на начальной стадии
бури. Во время первой (умеренной) бури максимальные вклады тока хвоста и коль-
цевого тока в Dst порядка 48% и 53% от максимального значения Dst, тогда как во
время второй (сильной) бури максимальные вклады этих токов составляют около
30% и 70% от максимального Dst. Из представленных расчетов видно, что источ-
ники Dst достигают максимума часто в разные моменты времени, что свидетельст-
вует о влиянии разных факторов на развитие разных токовых систем во время маг-
нитной бури.
Проведенные расчеты подтверждают тезис о том, что магнитное поле тока хво-
ста может быть достаточно сильным, чтобы давать значительный вклад в вариацию
Dst (Alexeev et al., 1996). Однако можно видеть, что тогда как во время слабой бури
токовый слой и кольцевой ток дают приблизительно равные максимальные вклады
в Dst, во время сильной бури относительный вклад токового слоя, рассчитанный по
модели, уменьшается и составляет менее половины вклада кольцевого тока
(Ganushkina et al., 2004; Kalegaev et al., 2005).
Соотношение между Dr и Dt зависит от интенсивности бури. Для слабых и уме-
ренных бурь Dt может достигать значений, сравнимых со значениями Dr, а иногда
даже превышать их. Для сильных бурь роль Dr возрастает. По-видимому, на бурях
средней интенсивности с D57min около -(100-200) нТл поле токов хвоста испытывает
насыщение, достигая максимально возможного значения, в то время как кольцевой
ток находится в условиях, когда он имеет возможность для дальнейшего развития.
Мы видим, что для сильных бурь поле кольцевого тока доминирует над полем токов
хвоста, не превышающего по абсолютному значению 150 нТл, которое достигается и
в бурях меньшей интенсивности.
По-видимому, объяснение этому факту лежит в пространственных характерис-
тиках исследуемых токовых систем. Магнитное поле хвоста магнитосферы опреде-
ляется магнитным потоком поперек долей хвоста Ф^, эквивалентному магнитному
потоку через полярную шапку:
Фю = 250лЯе2 sin2(ppe,
где Re - радиус Земли; BQ - геомагнитное поле на экваторе; (р/?с - радиус полярной
шапки. Величина зависит от размеров полярной шапки и достигает значения
2 500 МВб уже при радиусе (р/?с = 30°, по-видимому, чрезмерном и никогда не наблю-
давшемся. С другой стороны, магнитный поток поперек долей хвоста Фоо определяет-
ся выражением (3.1.7). Для разумных значений R\ и R2 и AL = -2000 нТл магнитный
поток Фа, не превышает 2 500 МВб.
Согласно (Акасофу и Чепмен, 1975), характерное время диссипации накоплен-
ной в хвосте энергии составляет примерно 13 минут, что значительно меньше вре-
мени жизни протонов в кольцевом токе (десятки часов). Насыщение магнитного
поля токов хвоста обуславливается балансом между накоплением энергии в маг-
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
447
нитном хвосте и ее диссипацией. Существенная разница между временем диссипа-
ции энергии в хвосте и временем жизни протонов кольцевого тока объясняет тот
факт, что поле токов хвоста деградирует в тот момент, когда кольцевой ток еще
развивается.
Анализ низкоширотных возмущений магнитного поля на поверхности Зем-
ли объясняет сложную динамику магнитосферного магнитного поля магнит-
ной бури. При этом различные токовые системы характеризуются отличающейся
друг от друга динамикой, временем реакции и распада. Динамика магнитосферы в
целом во время бури демонстрирует зависимость глобальных токовых систем
как от параметров солнечного ветра, так и от факторов магнитосферного происхож-
дения.
В заключение этого раздела можно сказать, что магнитная буря ноября 2003 г. от-
носится к наиболее мощным геомагнитным возмущениям в текущем цикле солнеч-
ной активности. Динамическая модель магнитосферы, описывающая динамику гло-
бальных магнитосферных токовых систем во время магнитной бури (Alexeev et al.,
2003), позволяет достаточно точно предсказать поведение ^/-вариации по парамет-
рам межпланетной среды.
Модельные расчеты описывают обнаруженное в работах Хорошевой О.Б. (Хоро-
шева, 1987) существенное расширение аврорального овала во время магнитной бури.
Об этом же эффекте свидетельствует эмпирическая зависимость положения макси-
мума внешнего пояса релятивистских электронов от максимума |Ds7|, которая была
получена Тверской Л.В. (Тверская, 1986).
Модельные расчеты демонстрируют существенную роль токового слоя хвоста
магнитосферы в формировании ^/-вариации на разных фазах бури. Соответствую-
щее предсказание (о значительной роли токового слоя во время магнитной бури) бы-
ло сделано еще в 1993-1996 гг. (Alexeev et al., 1996; Maltsev et al., 1996).
3.1.7. Конвекция в магнитосфере
Наряду с магнитным полем в магнитосфере имеется стационарное электри-
ческое поле. Поскольку в системе координат, связанной с плазмой, электрическое
поле равно нулю, это означает, что плазма магнитосферы находится в движении.
Непосредственное измерение слабого статического электрического поля в магнито-
сфере требует преодоления целого ряда затруднений. Эта задача может быть реше-
на с использованием косвенных методов, одним из которых является измерение
дрейфа ускоренного на борту КА электронного пучка, после одного ларморовского
оборота пучка в магнитосферном магнитном поле. Этот метод был использован на
запущенных в 2000 г. четырех КА CLUSTER (эксперимент EDI).
Электрическое поле или скорость конвекции определялись по смещению элект-
ронных пучков с энергией 0,5-1,0 кэВ, инжектируемых с КА, после одного лар-
моровского оборота в магнитном поле, величина и направление которого измеря-
лась магнитометром, установленном на том же КА (Noda et al., 2003). Измерения
конвекции в ближнем хвосте были сгруппированы по группам, которые соответ-
ствовали различным направлениям ММП. Результаты этого эксперимента, полу-
448
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.1.21. Скорость электрического дрейфа в ближнем хвосте магнитосферы по данным
прибора на борту КА CLUSTER (эксперимент EDI), (Noda et al., 2003)
ченные в июле-октябре 2001 г., которые относятся к положительной ^-компоненте
ММП, показаны на рис. 3.1.21.
Картина электрического поля в магнитосфере может быть восстановлена по изме-
рениям в ионосфере на спутниках и баллонах. Затем, используя модель магнитного
поля и предполагая, что продольное электрическое поле равно нулю, можно полу-
чить электрическое поле в магнитосфере. При этом вносится дополнительная неоп-
ределенность, связанная с погрешностями модели магнитного поля, которые могут
сильно повлиять на результат. В монографии (Беленькая, 2002) подробно рассмотре-
но влияние межпланетного магнитного и электрического полей на формирование
магнитосферной конвекции.
Другим способом извлечения информации об электрическом поле является анализ
Рис. 3.1.22. Эквипотенциали электрического
поля в магнитосфере по МакИлвайну
последовательных изменении спектра
частиц, измеряемых на ИСЗ. Использовав
данные синхронного спутника ATS-5 и
предполагая, что все частицы инжекти-
руются в полуночном секторе, Мак-
Илвайн рассчитал модель электрического
поля, лучше всего описывающую наблю-
даемую динамику спектров частиц, кото-
рые были зарегистрированы на ATS-5
(McIlwain, 1974). На рис. 3.1.22 приведе-
ны эквипотенциали электрического поля,
полученные МакИлвайном в экватори-
альной плоскости.
Закрашенная часть рисунка выделяет
область, где модель не может претендо-
вать на точное описание поля, поскольку
траектории рассматриваемых частиц не
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
449
попадали в эту область. Эквипотенциали при-
ведены на рисунке с шагом 2 кВ. Они дают
траектории заряженных частиц с нулевой энер-
гией, не чувствующих магнитного поля.
Результаты CLUSTER согласуются с карти-
ной конвенции плазмы в плоскости полуденно-
го меридиана, схематично изображенной на
рис. 3.1.23 (Axford, 1969). Цифрами обозначе-
ны последовательные положения силовой ли-
нии (к которой «привязана» холодная плазма),
перезамыкающейся в дневной стороне с меж-
планетным полем. Затем эта силовая линия сно-
сится в хвост. В момент, отмеченный цифрой 6,
она вновь замыкается со своей «половиной» из
южного полушария. Далее она двигается к Зем-
ле, пока не попадает в зону больших значений
Рис. 3.1.23. Стационарная конвекция в
плоскости полуденного геомагнитного
меридиана. Цифры - последовательное
положение силовой линии,
перезамыкающейся с межпланетным
полем в момент 1 и со своей южной
половиной в момент 6
поля коротации, которое переносит
силовую линию на дневную сторону. Затем весь процесс повторяется.
Электрическое поле в магнитосфере определяется вращением Земли и движе-
нием плазмы солнечного ветра вдоль магнитопаузы. Это последнее при наличии
перезамыкания межпланетного и магнитосферного магнитных полей вызывает дви-
жение плазмы в магнитосфере. На картину конвекции влияет конечная прово-
димость ионосферы. Электрическое поле вызывает токи в ионосфере. Рассмотре-
ние дивергенции этих токов показывает, что должны существовать продольные
токи вдоль силовых линий. Эти токи расположены у аврорального овала и направ-
лены из ионосферы на вечерней стороне и в противоположную сторону на утрен-
ней стороне.
На рис. 3.1.24а (Vasyliunas, 1975) схематично изображены Педерсеновские токи в
ионосфере и требуемые для их замыкания продольные токи. На рис. 3.1.246 показаны
Рис. 3.1.24. Возбуждение продольных токов: а - схема электрического поля в
ионосфере, втекающий с утренней стороны и вытекающий с вечерней стороны
на авроральном овале продольный ток, а также замыкающий эти продольные
токи Педерсеновский ток, параллельный ионосферному электрическому току;
б - вид на Землю с полюса, стрелки показывают линии конвекции в ионосфере;
в - генерация продольных токов в солнечном ветре
450
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
линии конвекции (эквипотенциали) на полярной диаграмме, схематично представ-
ляющей ионосферу. Закрашенная область на рис. 3.1.24а, б - это полярная шапка.
На рис. 3.1.24в показано, как продольные токи замыкаются в солнечном ветре
(закрашенная часть рисунка). Область солнечного ветра, примыкающая в магнито-
сфере, является МГД-генератором, вдоль силовых линий замкнутым на нагрузку -
ионосферу. Разность потенциалов, приложенная к магнитосфере, составляет ~50 кВ.
Направление скорости солнечного ветра показано большими стрелками.
В настоящее время имеются лишь качественные представления о процессе пере-
замыкания межпланетного и магнитосферного полей, который весьма существенен
для описания конвекции магнитосферы. Весьма в общих чертах известна относи-
тельная роль механизмов, обуславливающих картину электрических полей в магни-
тосфере. Поэтому детальное, количественное описание структуры магнитосферной
конвекции - задача пока еще не решенная.
3.1.8. Магнитосферы планет-гигантов
Помимо Земли, магнитосферы обнаружены и у других планет Солнечной систе-
мы. В шестом издании «Модели космоса» изложены данные о магнитосферах Мер-
курия и Юпитера, полученные при полетах КА MARINER-10, PIONEER-10, -11,
см. также обзор (Алексеев, 1976). Результаты полетов КА VOYAGER-1 и
VOYAGER-2 к Юпитеру и Сатурну дополнили ранее известные данные. К настоя-
щему времени уже опубликованы данные КА GALILEO, который совершил несколь-
Рис. 3.1.25. Силовые линии магнитного поля Юпитера, лежащие в
плоскости полдень-полночь. Направление планетарного диполя
Юпитера противоположно направлению магнитного поля Земли,
поэтому в северной (в южной) половине магнитосферы поле
направлено от Юпитера (к Юпитеру). Утолщенная линия - сечение
плазменного диска, штриховая дает полуденное сечение
магнитопаузы (за исключением области каспа оно сливается с
силовыми линиями, формирующими магнитопаузу),
штрихпунктирная дает сечение токового хвоста магнитосферы
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
451
ко оборотов на орбите спутника Юпитера. КА ULYSSES в 1992 г. облетел Юпитер во
время своего разворота на полярную орбиту вокруг Солнца, КА CASSINI в июле
2004 г. перешел на орбиту спутника Сатурна.
В результате этих полетов был получен большой объем информации о крупно-
масштабном поле этих планет. Эта информация позволила модифицировать парабо-
лоидную модель магнитосферы Земли таким образом, чтобы построить количествен-
ные модели магнитосфер Юпитера и Сатурна.
Принципиальные особенности физических процессов, происходящих в магнито-
сферах планет-гигантов, в отличие от магнитосферы Земли, обусловлены быстрым
вращением обеих планет. В случае Юпитера возникающая из-за отставания магнито-
сферной плазмы от твердотельного вращения униполярная разность потенциалов
может достигать 380 МВ. Для Сатурна из-за более слабого планетарного поля эта
величина существенно меньше, однако магнитное поле в магнитосферах обеих пла-
нет существенным образом модифицируется из-за образования плазменного диска в
средней магнитосфере. Магнитное поле этого диска существенно увеличивает разме-
ры магнитосферы. Наличие в магнитосфере Юпитера вулканических выбросов Ио
(спутник Юпитера) существенно увеличивает плотность магнитосферной плазмы и
усиливает эффект магнито диска. На приведенных рис. 3.1.25 и 3.1.27 построены по-
луденные сечения магнитосфер Юпитера и Сатурна (рис. 3.1.25 и 3.1.27 соответст-
венно). На рис. 3.1.26 для случая Юпитера показана проекция ионосферы в экватори-
альную плоскость и переднее сечение хвоста магнитосферы. Эта проекция позволяет
проследить проявления магнитосферно-ионосферного взаимодействия.
Рис. 3.1.26. Проекция линий постоянной юпитерианской
широты с шагом 2° (сплошные линии) и постоянной долготы
с шагом 2 часа местного времени (пунктирные линии).
Линии постоянной широты в экваториальной
плоскости соответствуют широтам от 72° до 84°,
а в поперечном сечении хвоста - от 82° до 90°
452
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.1.27. Силовые линии в плоскости
XZ солнечно-магнитосферной системы
координат магнитосферы Сатурна.
Силовые лини рассчитаны в модели,
описывающей структуру расширенной
магнитосферы, которая наблюдалась
при подлете КА CASSINI
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
z/7?s
Магнитосферные токовые системы фор-
мируются при взаимодействии замагничен-
ного солнечного ветра с собственным маг-
нитным полем Земли. Порожденное ими
магнитное поле определяет структуру боль-
шинства плазменных образований в око-
лоземном космическом пространстве. В отли-
чие от внутреннего магнитного поля, которое
меняется сравнительно медленно, магни-
тосферное магнитное поле подвержено гораз-
до более быстрым вариациям. Интенсивности
магнитосферных токовых систем, их распо-
ложение в магнитосфере и пространствен-
ные размеры обусловлены влиянием солнеч-
ного ветра и межпланетного магнитного поля.
Изменения в солнечном ветре и ММП про-
являются в вариациях токовых систем и при-
водят к изменениям магнитосферного поля,
наиболее драматическим во время магнитной
бури.
DsZ-индекс характеризует изменчивость
глобального магнитного поля и содержит
вклады от симметричных магнитосферных
токовых систем: токов на магнитопаузе, коль-
цевого тока и токов хвоста магнитосферы.
Соотношение между вкладами этих токовых
систем в Dst на разных фазах магнитной бури
может характеризовать их относительную динамику во время магнитосферных
возмущений. Расчеты с использованием моделей магнитосферного магнитного по-
ля (Алексеев и др., 1992; Alexeev et al., 1996; Maltsev et al., 1996; Greenspan and
Hamilton, 2000; Kalegaev et al., 2001; Ganushkina et al., 2004; Feldstein et al., 2005;
Tsyganenko, Sitnov, 2005) позволяют заключить, что максимальные вклады в
DsZ-вариацию от кольцевого тока и токовой системы хвоста могут быть сопостави-
мы по величине. Однако можно видеть, что тогда как во время слабой бури токо-
вый слой и кольцевой ток дают приблизительно равные максимальные вклады в
Dst, во время сильной бури кольцевой ток становится доминирующим источником
Dst (Ganushkina et al., 2004; Kalegaev et al., 2005).
Анализ составляющих Dst свидетельствует о том, что различные токовые сис-
темы характеризуются различной динамикой во время магнитных бурь. При этом
суммарная вариация магнитного поля является суперпозицией медленно меняю-
щейся вариации магнитного поля кольцевого тока и более быстрых вариаций,
связанных с развитием токовых систем в хвосте и на границе магнитосферы. От-
носительные изменения интенсивностей и пространственных характеристик то-
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
453
ковых систем определяются изменением параметров солнечного ветра и факторов
магнитосферного происхождения и проявляются в вариациях суммарного магни-
тосферного поля.
ЛИТЕРАТУРА
Акасофу С.-И., Чепмен С. Солнечно-земная физика. Ч. 2. М.: Мир, 1975.
Алексеев И.И., Шабанский В.П. Модель магнитосферного магнитного поля. Геомагнетизм и аэрономия,
11(4), 571-579, 1971.
Алексеев И.И. Регулярное магнитное поле в магнитосфере Земли. Геомагнетизм и аэрономия, 18, 656,
1978.
Алексеев И.И. Магнитосфера Юпитера. Итоги науки и техники, серия Исследование космического про-
странства, т. 7. М.: ВИНИТИ, 1976.
Алексеев И.И., Беленькая Е.С. Конвекция магнитосферной плазмы на открытых силовых линиях. Геомаг-
нетизм и аэрономия, 25, 450-457, 1985.
Алексеев И.И., Калегаев В.В., Фельдштейн Я.И. Моделирование магнитного поля в сильно возмущенной
магнитосфере. Геомагнетизм и аэрономия, 32(4), 8-14, 1992.
Беленькая Е.С. Влияние ММП на формирование магнитосферы. Исследование космического пространства,
т. 33а, 2002.
Калегаев В.В., Алексеев И.И., Фельдштейн Я.И., Громова Л.И., Графе А., Гринспен М. Магнитный поток
поперек долей геомагнитного хвоста и динамика магнитосферного возмущения во время магнитных
бурь. Геомагнетизм и аэрономия, 38, с. 10-16, 1998.
Мальцев Ю.П., Остапенко А.А. Модель магнитосферного магнитного поля. Геомагнетизм и аэрономия, 41,
761,2001.
Старков Г.В. Планетарная морфология авроральных явлений в магнитосферно-ионосферной физике.
СПб.: Наука, с. 85-90, 1993.
Тверская Л.В. Граница инжекции электронов в магнитосфере Земли. Геомагнетизм и аэрономия, 26,
с. 864-865, 1986.
Хорошева О.Б. Магнитосферные возмущения и связанная с ними динамика ионосферного электроджета,
зоны полярных сияний и плазмосферы. Геомагнетизм и аэрономия, 27, с. 804-811, 1987.
Alexeev I.I., Shabansky V.P. A model of a magnetic field in the geomagnetosphere. Planet. Space Sci., 20,
pp. 117-128, 1972.
Alexeev 1.1., Belenkaya E.S., Bobrovnikov S.Y., Kalegaev V.V. Modelling of the electromagnetic field in the
interplanetary space and in the Earth’s magnetosphere. Space Science Review, 107(1/2), pp. 7-26, 2003.
Alexeev 1.1., Belenkaya E.S. Modeling of the Jovian magnetosphere. Ann. Geophys., 23, pp. 809-826, 2005.
Alexeev 1.1., Belenkaya E.S., Kalegaev V.V., Feldstein Y.I., Grafe A. Magnetic storms and magnetotail currents.
J. Geophys. Res., 101, pp. 7737-7747, 1996.
Alexeev 1.1. Kalegaev V.V., Belenkaya E.S., Bobrovnikov S.Yu., Feldstein Ya.I., Gromova L.I. The Model De-
scription of Magnetospheric Magnetic Field in the Course of Magnetic Storm on January 9-12, 1997. J. Geo-
phys. Res., 106, pp. 25683-25694, 2001.
Axford W.I. Magnetospheric convection. Rev. Geophys. and Space Phys., 7, pp. 421-459, 1969.
Alexeev 1.1., Belenkaya E.S., Bobrovnikov S.Y., Kalegaev V.V. Modelling of the electromagnetic field in the
interplanetary space and in the Earth’s magnetosphere. Space Science Review, 107, No 1/2, pp. 7-26, 2003.
Alexeev 1.1., Belenkaya E.S. Modeling of the Jovian magnetosphere. Ann. Geophys., 23, pp. 809-826, 2005.
Belenkaya E.S. The Jovian magnetospheric magnetic and electric fields: effects of the interplanetary magnetic
field. Planetary and Space Sci., v. 52/5-6, pp. 499-511,2004.
Belenkaya E.S., Bobrovnikov S.Y., Alexeev 1.1., Kalegaev V.V., Cowley S.W.H. A model of Jupiter’s magneto-
spheric magnetic field with variable magnetopause flaring. Planetary Space Science, 53, No 9, pp. 863-872,
2005.
Burton R.K., McPherron R.L., Russell C.T. An empirical relationship between interplanetary conditions and Dst.
J. Geophys. Res., 80, pp. 4204-4216, 1975.
454
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Chi P.J., Russell С.Т. Travel-time magnetoseismology: Magnetospheric sounding by timing the tremors in space.
Geophys. Res. Lett., 32, doi:10.1029/2005GL023441,2005.
Dessler A. J., Parker E.N. Hydromagnetic theory of geomagnetic storms. J. Geophys. Res., 64, pp. 2239-2252, 1959.
Eastman T.E., Hones E.W. Characteristics of the magnetospheric boundary layer and magnetopause layer as ob-
served by IMP-6. J. Geophys. Res., 84, pp. 2019-2028, 1979.
Fairfield D.H., Tsyganenko N.A., Usmanov A.V., Malkov M.V. A large magnetospheric magnetic field database.
J. Geophys. Res., 99(A6), pp. 11319-11326, 1994.
Feldstein Y.I., Levitin A.E., Kozyra J.U., Tsurutani B.T., Prigancova A., Alperovich L., Gonzalez W.D., Mall U.,
Alexeev I.I., Gromova L.I., Dremukhina L.A. Self-consistent modeling of the large-scale distortions in the
geomagnetic field during the 24-27 September 1998 major magnetic storm. J. Geophys. Res., 110, Al 1214,
doi:10.1029/2004JA010584, 2005.
Frank L.A. Plasma in the Earth’s polar magnetosphere. J. Geophys. Res., 76, 5202, 1971.
Ganushkina N.Yu., Pulkkinen T.L, Kubyshkina M.V., Singer H.J., Russell C.T. Modelling the ring current mag-
netic field during storms. J. Geophys. Res., 107, 10.1029/2001JA900101,2002.
Ganushkina N.Yu., Pulkkinen T.L, Kubyshkina M.V., Singer H.J., Russell C.T. Long-term evolution of magneto-
spheric current systems during storms. Ann. Geoph., 22, pp. 1317-1334, 2004.
Garrett H.B. Review of quantitative models of the 0 to 100 keV near Earth plasma. Rev. Geophys. and Space Phys.,
v. 17, p. 397, 1979.
Greenspan M.E., Hamilton D.C. A test of the Dessler-Parker-Sckopke relation during magnetic storms. J. Geophys.
Res., 105, pp. 5419-5430, 2000.
Hedgecock P.C., Thomas B.T. HEOS observations of the configuration of the magnetosphere. Geophys. J. Roy.
Astr. Soc., 41, 391-403, 1975.
Heikkila W.J., Winningham J.D. Penetration magnetosheath plasma to low altitudes through the dayside magneto-
spheric cusps. J. Geophys. Res., 76, 883, 1971.
Hilgers A. The auroral radiating plasma cavities. Geophys. Res. Lett., 19, 237, 1992.
lijima T., Potemra T.A. The amplitude distribution of field-aligned currents at northern high latitudes observed by
TRIAD. J. Geophys. Res., 81, 2165, 1976a.
lijima T., Potemra T.A. Field-aligned currents in the dayside cusp observed by TRIAD. J. Geophys. Res., 81,
5971, 1976b.
lijima T., Potemra T.A., Zanetti L.J. Large-scale Birkeland currents in the dayside polar region during strongly
northward IMF: A new Birkeland current system. J. Geophys. Res., 89, 7441, 1984.
Kalegaev V.V., Alexeev I.I., Feldstein Ya.I. The Geotail and Ring Current Dynamics Under Disturbed Conditions.
J. Atm. Sol.-Terr. Phys., 63/5, pp. 473-479, 2001.
Kalegaev V.V., Ganushkina N.Yu., Pulkkinen T.L, Kubyshkina M.V., Singer H.J., Russell C.T. Relation between
the ring current and the tail current during magnetic storms. Ann. Geoph., 26, pp. 523-533, 2005.
Kaufmann T.G. Substorm currents: Growth phase and onset. J. Geophys. Res., 92, 7471, 1987.
Lemaire F., Gringauz K.I., with contributions from Carpenter D.L. and Bassolo V. The Earth’s plasmasphere.
J. Cambridge, U.K., New York: Cambridge University Press, 1998.
Lopez R.E., von Rosenvinge T. A statistical relationship between the geosynchronous magnetic field and substorm
electrojet magnitude. J. Geophys. Res., 98, 3851, 1993.
Maltsev Y.P. Points of controversy in the study of magnetic storms. Space Sci. Rev., 110(3-4), pp. 227-277, 2004.
Maltsev Y.P., Arykov A.A., Belova E.G., Gvozdevsky B.B., Safargaleev V.V. Magnetic flux redistribution in the
storm time magnetosphere. J. Geophys. Res., 101, 7697-7707, 1996.
Mead G.D., Fiarfield O.H. A quantitative magnetospheric model derived from spacecraft magnetometer data.
J. Geophys. Res., 80, 523, 1975.
McIlwain C.E. Substorm injection boundaries. In: Magnetospheric Physics. McCormac B.M. (ed.). D. Reidel Pub-
lishing Company, Dorderecht, Holland, 143, 1974.
Meng G.L, Anderson K.A. Characteristic of the magnetopause energetic electron layer. J. Geophys. Res., 80,
4237, 1975.
Noda H., Baumjohann W., Nakamura R., Torkar K., Paschmann G., Vaith H., Puhi-Quinn P., Forster M., Torbert R.,
Quinn J.M. Tail lobe convection observed by Cluster/EDI. J. Geophys. Res., 108, doi: 10.1029/2002JA009669,
2003.
ГЛАВА 3.1
МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ
455
O’Brien Т.Р., McPherron R.L. An empirical phase space analysis of ring current dynamics: Solar wind control of
injection and decay. J. Geophys. Res., 105, pp. 7707-7719, 2000.
Ohtani S., Nose M., Rostoker G., Singer H., Lui A.T.Y., Nakamura M. Storm-substorm relationship: Contribution
of the tail current to Dst. J. Geophys. Res., 106, pp. 21199-21209, 2001.
Persoon A.M., Gumett D.A., Shawhan S.D. Polar cap densities from DE-1 plasma wave observations. J. Geophys.
Res., 88, 10123, 1983.
Pulkkinen T.I., Baker D.N., Pellinen R.J. et al. Particle scattering and current sheet stability in the geomagnetic tail
during the substorm growth phase. J. Geophys. Res., 97, 19283, 1992.
Rosenbauer H., Grunwaldt H., Montgomery M.D., Paschmann G., Sckopke N. HEOS-2 plasma observations in the
distant polar magnetosphere - plasma mantle. J. Geophys. Res., 80, 2731, 1975.
Sckopke N. A general relation between the energy of trapped particles and the disturbance field near the Earth.
J. Geophys. Res., 71, pp. 3125-3130, 1966.
Shue J.-H., Song P., Russel C.T., Steinberg J.T., Chao J.K., Zastenker G., Vaisberg O.L., Kokubun S., Singer H.S.,
Detman T.R., Kawano H. Magnetopause location under extreme solar wind conditions. J. Geophys. Res., 103,
pp. 17691-17700,1998.
Skoug R.M. et al. Tail dominated storm main phase: 31 March 2001. J. Geophys. Res., 108, doi:10.1029/ 2002JA009705,
2003.
Stasiewicz K. et al. Small scale Alfvenic structure in the aurora. Space Science Reviews, 92, pp. 423-533, 2000.
SugiuraM., Ledley B.G., Skillman T.L., Heppner T.P. Magnetospheric field distortions observed by OGO-3 and
5. J. Geophys. Res., 76, 7552, 1971.
SugiuraM., Kamei T. Equatorial Dst index 1957-1986, In IAGA Bull. 40. Edited by BerthelierA. and Men-
vielle M. Int. Serv. of Geomagn. Indices Publ. Off., Saint Maur, France, 1991.
Turner N.E., Baker D.N., Pulkkinen T.I., Roeder J.L., Fennel J.F., Jordanova V.K. Energy content in the storm-
time ring current. J. Geophys. Res., 106, pp. 19149-19156, 2001.
Tsyganenko N.A. A model of the near magnetosphere with a dawn-dusk asymmetry: 1. Mathematical structure.
J. Geophys. Res., 107, 10.1029/2001JA000219, 2002a.
Tsyganenko N.A. A model of the near magnetosphere with a dawn-dusk asymmetry: 2. Parameterization and
fitting to observations. J. Geophys. Res., 107, 10.1029/2001JA000220, 2002b.
Tsyganenko N.A., Sibeck D.G. Concerning flux erosion from the dayside magnetosphere. J. Geophys. Res., 99,
13425, 1994.
Tsyganenko N.A., Sitnov M.I. Modeling the dynamics of the inner magnetosphere during strong geomagnetic
storms. J. Geophys. Res., 110, 10.1029/2004JA010798, 2005.
Tsyganenko N.A. Modeling the Earth’s magnetospheric magnetic field confined within a realistic magnetopause.
J. Geophys. Res., 100(A4), pp. 5599-5612, 1995.
Vasyliunas V.M. Low-energy electrons on the day side of the magnetosphere. J. Geophys. Res., 73, 5719, 1968.
Vasyliunas V.M. Concepts of magnetospheric convection. Magnetospheres of Earth and Jupiter. Proc. Neil Brice
Memory Symp., Frascati, 1974, Dordrechl-Boston, 179, 1975.
Zmuda A.L., Armstrong I.C. The diurnal flow pattern of field-aligned currents. J. Geophys. Res., 79, pp. 4611-
4619, 1974.
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ
МАГНИТОСФЕРЫ
Ковтюх А.С.
НИИ ядериой физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Все области горячей плазмы в магнитосфере существуют за счет энергии солнеч-
ного ветра. Вместе с тем, распределения и состав частиц солнечного ветра и магни-
тосферной плазмы принципиально различаются. По мере продвижения в глубь маг-
нитосферы частицы ускоряются, перераспределяются по энергии, и состав горячей
плазмы обогащается ионами ионосферного происхождения. Чтобы проследить эти
преобразования и связанные с ними физические процессы, будем проводить рас-
смотрение последовательно от примыкающих к магнитосфере областей солнечного
ветра и самых внешних областей магнитосферы к более глубоким плазменным обо-
лочкам, примыкающим к кольцевому току и радиационным поясам.
Наиболее подробно эти плазменные оболочки изучались по данным высоко-
эллиптических ИСЗ VELA-3, OGO-3, VELA-4, VELA-5, VELA-6, IMP-6, IMP-7, IMP-8,
ISEE-1, ISEE-2, «Прогноз-7», ISEE-3, AMPTE, CRRES, ULYSSES, GALILEO, WIND,
GEOTAIL, INTERBALL-TAIL и POLAR, а также полярных ИСЗ AUREOLE-1, ISIS-2,
«Интеркосмос-17», S3-3, «Космос-900», «Интеркосмос-Болгария-1300», AUREOLE-3,
DE-1, DMSP, DE-2, VIKING, FREJA и INTERBALL-AURORAL.
Поскольку библиография по этим вопросам достигает многих тысяч статей, здесь
даются ссылки в основном на пионерские работы и работы последних лет. Многие
вопросы, относящиеся к внешним плазменным оболочкам геомагнитосферы, рас-
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
457
смотрены в монографиях (Шабанский, 1972; Акасофу и Чепмен, 1975; Пудовкин и
Семенов, 1985), а также в обзорах (Hultqvist, 1982; Feldstein and Galperin, 1985,
Chappell, 1988; Lundin, 1988; Baumjohann, 1993; Галеев и др., 1996; Andre and Yau,
1997; Ковтюх, 2001).
В качестве радиальной координаты в этом разделе используется параметр г - рас-
стояние от точки наблюдения до центра Земли в земных радиусах.
3.2.1. Переходный слой и область вверх по потоку над головной
ударной волной
Переходный слой - переходная область между магнитопаузой и головной
ударной волной, возникающей в результате сверхзвукового обтекания магнито-
сферы солнечным ветром (magnetosheet), заполнен сильно турбулизованной разо-
гретой плазмой солнечного ветра (с температурой 0,1-1 кэВ). Во время гео-
магнитных возмущений переходный слой обогащается также магнитосферной
плазмой.
В примыкающих к этому слою областях гелиосферы вверх по потоку солнечного
ветра от головной ударной волны наблюдаются вспышки потоков ионов и электро-
нов (UPE - Upstream Particle Events) с энергией от ~30 кэВ до ~2 МэВ (Lin et al.,
1974; Ma Sung et al., 1980; Ipaviche et al., 1981; Anagnostopoulos et al., 1986; Desai et al.,
2000). В UPE наблюдаются ионы как солнечного, так и ионосферного происхож-
дения.
В диапазоне от 50 кэВ до ~2 МэВ спектры ионов UPE хорошо описываются сте-
пенным законом (Anagnostopoulos et al., 1986). По данным ИСЗ WIND в области UPE
спектры ядер Н, Не, С, N, О, Ne, S и Fe в диапазоне Е!0,2-2,0 МэВ имеют сте-
пенную форму с очень близкими показате-
лями (у = 4,5 ± 0,3) для различных частиц
(Desai et al., 2000). Для ядер Fe наблюдает-
ся небольшое выполаживание спектров
при Е > 0,5 МэВ.
При меньших энергиях, в диапазо-
не Е/Qj ~ 10-200 кэВ, спектры частиц в
UPE выполаживаются и хорошо опи-
сываются экспоненциальной функцией
(Ma Sung et al., 1980; Ipaviche et al., 1981;
Desai et al., 2000/ В различных событиях
UPE наблюдается подобие спектров ио-
нов Н, Не и группы CNO как по Е/ Q,
(Ipaviche et al., 1981), так и по E/Mi
(Ma Sung et al., 1980).
Экспериментальные данные свиде-
тельствуют, что наряду с солнечным вет-
ром источником частиц в UPE является
Рис. 3.2.1. Типичные энергетические спектры
ионов Н, Не и группы CNO в диапазоне
E/Qi~ 20-130 кэВ, измеренные на
ИСЗ ISEE-1 вблизи головной ударной
волны магнитосферы в максимуме UPE
(Ipavich et al., 1981)
458
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
магнитосфера (Krimigis et al., 1978; Sarris et al., 1978; Anagnostopoulos et al., 1986).
Так, по данным одновременных наблюдений вблизи ударной волны и в хвосте маг-
нитосферы на ИСЗ ISEE-1, IMP-7 и IMP-8 установлено, что ионные потоки в UPE
контролируются направлением межпланетного магнитного поля (ММП); примерно
за час до вспышек UPE в плазменном слое (ПС) магнитосферного хвоста наблюда-
ются значительные потоки ионов с Е = 50-200 кэВ и электронов с Е > 220 кэВ, на-
правление которых (к Земле или в хвост) хорошо согласуется с пространственно-
временными профилями потоков UPE (Anagnostopoulos et al., 1986).
Таким образом, значительная доля частиц с Е > 30 кэВ в переходном слое и в
области над ударной волной имеет магнитосферное происхождение. Это подтверж-
дается эффектом утренне-вечерней асимметрии потоков таких частиц (ионы уходят
из магнитосферы через вечерний, а электроны через утренний ее фланги), а также
наличием больших градиентов потоков частиц с Е > 30 кэВ (различие потоков дос-
тигает трех порядков величины) между точками наблюдения в ПС и в UPE. Для
электронов эти градиенты больше, чем для ионов, т. е. последние легче покидают
ПС; поэтому вспышки ионных потоков в UPE не всегда сопровождаются интенсив-
ными потоками электронов.
Однако рассмотренная модель не объясняет полностью экспериментальных ре-
зультатов. Для ионов с £ ~ 30-100 кэВ эти результаты согласуются с локальным ус-
корением частиц гидромагнитными волнами (Lee, 1982; Elisson, 1985). Так, по дан-
ным ИСЗ IMP-6 (Lin et al., 1974), потоки ионов с £ ~ 30-100 кэВ в UPE коррелируют
с электростатическими волнами с /~ЗкГц, а иногда сопровождаются и альвенов-
скими волнами большой амплитуды с/~ 10-50 мГц; вместе с тем, потоки ионов с
£ ~ 30 кэВ в UPE хорошо коррелируют с Кр9 что указывает на магнитосферный ис-
точник этих частиц.
Происхождение UPE с £ ~ 30-200 кэВ связывалось также с фермиевским ускоре-
нием частиц на головной ударной волне (Goslin et al., 1978; Scholer et al., 1981). Од-
нако такой механизм не объясняет отсутствия UPE для некоторых периодов длитель-
ных контактов, посредством ММП, области наблюдения с головной ударной волной
(Anagnostopoulos et al., 1986). Нет и обрезания спектров UPE при £ ~ 200 кэВ, пред-
сказываемого таким механизмом (Lee, 1982; Elisson, 1985).
Прежде чем попасть в магнитосферу, солнечная плазма проходит через пе-
реходный слой, где она сильно турбулизуется. Экспериментальные данные сви-
детельствуют о доминировании в переходном слое солнечного источника (Gloeck-
ler and Hamilton, 1987). Так, по данным АМРТЕ/ССЕ концентрация и температура
плазмы в переходном слое выше, чем в области UPE, но соотношения концентраций
и средних энергий ионов Н+ и Не2+ в этих областях примерно совпадают (Fu-
selier et al., 1991).
Распределения солнечных ионов в переходном слое подобны по скоростям (как и
в солнечном ветре) и имеют два квази-максвелловских участка (см. рис. 3.2.2): с тем-
пературой T/Mj ~ 0,2 кэВ в интервале E/Mj от ~0,6 до ~1,3 кэВ и с температурой
T/Mi ~ 0,8 кэВ при больших энергиях (Gloeckler and Hamilton, 1987; Williams et al.,
1988).
г
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
459
В экспериментах по программе
АМРТЕ установлено, что прямое проник-
новение плазмы переходного слоя через
лобовую область магнитопаузы малоэф-
фективно даже в те периоды, когда ММП
направлено на юг (Krimigis et al., 1986).
Судя по современным эксперименталь-
ным результатам, солнечная плазма дос-
таточно свободно проникает в геомаг-
нитосферу только в дальних областях
магнитосферного хвоста. На замкнутые
силовые линии частицы солнечной плаз-
Рис. 3.2.2. Функции распределения ионов Н,
Не и группы CNO в переходном слое по
усредненным данным ИСЗ АМРТЕ/ССЕ
(Gloeckler and Hamilton, 1987)
мы захватываются, по-видимому, в основ-
ном в районе дальней нейтральной линии
(г > 45) токового слоя хвоста.
С другой стороны, в эксперименталь-
ных исследованиях установлено, что час-
тицы с экваториальным питч-углом а0 ~ 90°, дрейфующие во внешней части ловуш-
ки (в области квазизахвата), могут практически свободно пересекать магнитопаузу и
выходить из магнитосферы в переходный слой. При таком переходе потоки солнеч-
ных ионов (Не2+, О6+ и т. д.) с Е/ Mi менее нескольких кэВ резко увеличиваются (на
несколько порядков величины), а потоки ионосферных ионов (Не+, О+ и т. д.) плавно
уменьшаются (Gloeckler and Hamilton, 1987).
Энергетические спектры ионов переходного слоя модулируются геомагнитной
активностью: во время бурь они становятся жестче; в вечерней части переходного
слоя эти вариации значительнее, чем в утренней (Krimigis et al., 1978; Sarris et al.,
1978; Pashalidis et al., 1994).
Вблизи магнитопаузы проявляется утренне-вечерняя асимметрия потоков и спек-
тров горячей плазмы, причем по разные стороны от магнитопаузы она имеет разные
энергетические зависимости: в магнитосфере такая асимметрия ослабляется с ростом
энергии частиц, исчезая при Е > 20 кэВ, а в переходном слое - усиливается, и в ве-
черней области переходного слоя эти вариации значительнее, чем в утренней
(Krimigis et al., 1978; Sarris et al., 1978; Pashalidis et al., 1994). Для ионов с E < 10 кэВ
в переходном слое такой асимметрии нет, при Е ~ 10-50 кэВ она очень слабая, а при
Е > 50 кэВ, на степенном участке, спектры ионов переходного слоя существенно
зависят от LT: утром они мягче, чем вечером, и при увеличении LT от ~7 до ~16 ч
средний показатель у ионных спектров уменьшается от —6,3 до ~2,9 по закону
у = -0,38 LT [ч] + 9,06 (Pashalidis et al., 1994).
Как знак азимутальной асимметрии потоков и спектров ионов, наблюдаемой у
границ магнитосферы и в переходном слое, так и характер зависимости этой
асимметрии от энергии ионов согласуются с моделями конвекции горячей плазмы
во внешних областях магнитосферы (Pashalidis et al., 1994). В пользу таких моде-
лей свидетельствует и хорошая корреляция этих потоков с Кр.
460
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Горячая плазма может высвобождаться из магнитосферы и в процессе пересо-
единения магнитосферного и межпланетного магнитных полей. С моделями, ос-
нованными на пересоединении магнитных полей, наиболее полно согласуются дан-
ные по ионам с £<10 кэВ. Ионы таких энергий накапливаются в плазменной
мантии магнитосферы (см. ниже) и высвобождаются в переходный слой в результате
«раскрытия» периферийных силовых трубок дневной магнитосферы при пересо-
единении магнитных полей (FTE - Flux Transfer Events'). Однако азимутальная асим-
метрия потоков и спектров ионов с Е> 10 кэВ, наблюдаемая в переходном слое, не
согласуется с такими механизмами: нет никаких указаний на то, что вероятность пе-
ресоединения магнитосферного и межпланетного магнитных полей в вечернем сек-
торе выше, чем в утреннем; более того, по данным АМРТЕ вероятность такого пере-
соединения выше в утренние часы (Pashalidis et al., 1994).
Такая асимметрия не укладывается и в модели, основанные на механизмах фер-
миевского ускорения частиц на ударных волнах (Pashalidis et al., 1994): в условиях
переходного слоя эти модели могут обеспечить наблюдаемую асимметрию только
для ионов с энергией до нескольких десятков кэВ (при таких энергиях асимметрия
невелика), а при больших энергиях они предсказывают асимметрию ионных потоков
с противоположным знаком.
3.2.2. Полярные каспы, низкоширотный погранслой и плазменная мантия
магнитосферы
Полярные каспы (ПК) - две воронкообразные области, которые вдоль магнитных
линий проецируются на околополуденные сегменты южного и северного аврораль-
ных овалов. Магнитные силовые линии, примыкающие к ПК со стороны низких ши-
рот, замыкаются в лобовой области магнитосферы вблизи магнитопаузы, а силовые
линии, примыкающие к ПК со стороны высоких широт, уходят в прилегающие к
магнитопаузе области магнитосферного хвоста.
Со стороны низких широт к ПК примыкает низкоширотный погранслой (LLBL -
Low-Latitude Boundary Layer) магнитосферы, а со стороны высоких широт - плаз-
менная мантия (ПМ) магнитосферы. ПМ и LLBL разделены достаточно четкой
границей.
ПК заполняются как солнечной плазмой, проникающей сюда из переходного
слоя, так и ионосферной плазмой. Здесь наблюдались значительные всплески пото-
ков солнечных электронов и ионов с Е/Qj = 1-200 кэВ и более (Chen et al., 1998).
Некоторая доля этих частиц уносится конвекцией в ПМ (Delcourt et al., 1992), а
большая их часть высыпается в верхнюю ионосферу, вызывая ее разогрев и фонтани-
рование ионосферной плазмы на широтах ПК. Ионы, фонтанирующие из ионосферы,
проходят две стадии ускорения (Lockwood et al., 1985; Cladis, 1988; Andre and Yau,
1997; Зинин и др., 2000; Dubouloz et al., 2001): под действием плазменной турбулент-
ности в ПК (первая стадия) и под действием конвективных электрических полей в
ходе переноса ионов над полярными шапками из ПК во внешние области ночной
магнитосферы (вторая стадия).
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
461
Слой LLBL заполнен сильно турбулизованной горячей плазмой, близкой по ион-
ному составу и энергетическим спектрам к плазме переходного слоя (Lundin, 1988;
Antonova, 2005). Турбулентность LLBL проявляется в его мозаичной структуре. У
внешней границы LLBL доминируют потоки вдоль магнитного поля в сторону от
Солнца, у внутренней границы - потоки, направленные поперек магнитного поля к
Земле. Магнитное поле в этой области имеет сложную топологию. На вечерней сто-
роне магнитосферы LLBL тоньше, чем на утренней. Плазменная мантия и слой LLBL
по-разному реагируют на изменения ММП: при южном направлении ММП толщина
мантии больше, чем при северном, а толщина LLBL - меньше.
В результате ускорения частиц в ПК и пересечения ими токового слоя магни-
топаузы (на тангенциальном электрическом разрыве) формируются монохромати-
ческие ионные пучки с очень близкими для различных ионных компонент скоростя-
ми (Lundin et al., 1983; Sharp et al., 1983; Fuselier et al., 1991). Эти пучки направлены
вдоль магнитопаузы (входят в состав ПМ) и состоят в основном из ионов Н+ и Не2+ в
типичной для солнечного ветра пропорции и небольшой примеси ионов О+ ионо-
сферного происхождения (во время геомагнитных возмущений доля ионов О+ су-
щественно возрастает (Hultqvist, 1982)). Теоретический анализ показывает, что ско-
рость ионов в этих пучках близка к удвоенной альвеновской скорости (Kropotkin
and Domrin, 1996), что подтверждается экспериментальными данными (Lundin et al.,
1983; Sharp et al., 1983; Fuselier et al., 1991).
Для описания солнечно-земных связей разработана открытая модель магнито-
сферы (Cowley, 1980). Проникновение солнечной плазмы в магнитосферу модулиру-
ется в этой модели эффективностью пересоединения межпланетного и геомагнитного
полей. Согласно этой модели, для обеспечения энергетического баланса геомагнито-
сферы достаточно нескольких процентов от потока энергии солнечного ветра, а для
поддержания потоков частиц радиационных поясов и кольцевого тока достаточно
всего 0,02-0,05% от потока частиц солнечного ветра.
В достаточно удаленных от Земли областях магнитосферного хвоста во внутрен-
них слоях ПМ распределения горячей плазмы хорошо согласуются с вариантом от-
крытой модели, учитывающим магнитосферно-ионосферные связи (Hultqvist, 1982).
Однако эта модель не годится для объяснения ряда особенностей распределения
плазмы во всей ПМ - таких, как резкое расслоение солнечной и магнитосферной
плазмы, наблюдавшееся на ИСЗ «Прогноз-7» (Lundin et al., 1983; Sharp et al., 1983;
Fuselier et al., 1991): характеристики плазмы во внешнем слое ПМ соответствуют
солнечному ветру (точнее, переходному слою), а во внутреннем слое ПМ - более
горячей магнитосферной плазме, обогащенной ионами О+ (толщина границы, разде-
ляющей эти слои, составляет всего несколько средних гирорадиусов ионов). Эти ре-
зультаты свидетельствуют, что проникновение частиц солнечного ветра через лобо-
вую область магнитопаузы малоэффективно и противоречит открытой модели маг-
нитосферы.
Открытая модель сильно недооценивает роль ионосферного источника: согласно
этой модели ионосферные ионы поступают в токовый слой в районе дневной магни-
топаузы, ускоряются там до энергий в несколько сотен эВ и заполняют ПМ, давая
лишь незначительный (несколько процентов) вклад в ионный состав горячей плазмы,
что не согласуется с экспериментальными данными.
462
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Открытая модель предсказывает более легкое проникновение в магнитосферу ио-
нов с большим отношением MJ Qi (Cowley, 1980; Hultqvist, 1982). В этом случае маг-
нитосфера (по крайней мере, ее внешние области) должна обогащаться ионами Не2 и
группы CNO с Qi« Z, (по сравнению с солнечным ветром). В пользу такого заключе-
ния можно привести данные ИСЗ АМРТЕ/ССЕ, согласно которым в самом внешнем
слое ПМ плазма имеет повышенные отношения температур и концентраций ионов
Не2+/Н+ (с внешней стороны переходного слоя к нему примыкает слой, обогащен-
ный энергичными электронами и отраженными от магнитопаузы ионами переход-
ного слоя) (Fuselier et al., 1991). Однако этот слой имеет очень резкие границы и не
может играть решающей роли в процессах переноса солнечной плазмы в геомагни-
тосферу.
На основе анализа данных HC3ISEE-1 по ионному составу горячей плазмы во
внешних областях магнитосферы высказывалась противоположная гипотеза
(Lennartsson and Shelley, 1982): чем больше MJQ, ионов, тем труднее им проникнуть
в магнитосферу.
Наблюдения показывают также, что магнитопауза является гораздо более жест-
ким, чем это предсказывалось открытой моделью, препятствием для выхода доста-
точно массивных ионосферных ионов за пределы магнитосферы: во время геомаг-
нитной активности, когда в ПМ наблюдаются высокие парциальные концентрации
ионов О+, магнитопауза является очень резкой границей, отделяющей ионосферные
ионы О+ от переходного слоя (Hultqvist, 1982; Lundin et al., 1983).
Согласно экспериментальным данным и модельным расчетам, из ПМ в ПС по-
падает только незначительная доля солнечных ионов (Green and Horwitz, 1986). По
современным представлениям, большая часть содержащихся в геомагнитосфере
солнечных частиц проникает в нее через LLBL и магнитосферный хвост в основ-
ном в результате процессов, связанных с пересоединением магнитосферного и
межпланетного магнитных полей.
3.2.3. Плазменный слой и доли магнитосферного хвоста
Магнитосферный хвост - периферийная ночная область магнитосферы; хвост
геомагнитосферы имеет почти цилиндрическую форму диаметром ~(25-40)/?Е
(Т?Е = 6430 км - радиус Земли) и простирается до г~ 200 (за орбиту Луны, которая
проходит на г ~ 60). Магнитосферный хвост состоит из двух симметричных долей с
почти однородным магнитным полем в каждой из них. В южной доле магнитное поле
направлено от Земли, в северной - к Земле. Магнитосферный хвост был предсказан
Дж. Пиддингтоном и открыт Н. Нессом (США) в 1964 г.
Плазменный слой (ПС) - область, заполненная горячей плазмой со средней энер-
гией частиц —4—15 кэВ и разделяющая северную и южную доли магнитосферного
хвоста (примерно в плоскости эклиптики). ПС примыкает к геомагнитной ловушке,
имеет толщину ~(2-4)/?Е и ширину ~(20-30) Т?Е. В ПС среднее значение В - 25 нТл (в
нейтральном слое В < 5 нТл). Форма и параметры ПС зависят от направления сол-
нечного ветра и ММП относительно наклона земного диполя, испытывая суточные,
сезонные и суббуревые вариации.
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
463
Частицы ПС являются носителями электрического тока, направленного с утра на
вечер и сконцентрированного в нейтральном слое. По данным ИСЗАМРТЕ/ССЕ
показано, что в ближней части ПС ионы с Е> 10 кэВ вносят в этот ток примерно та-
кой же вклад, как и электроны; «размагничивание» ионов может приводить к утонь-
шению и разрыву токового слоя с последующей диполизацией магнитного поля
(Ohtani et al., 2000).
Во время суббурь значительная часть энергии, накопленной в геомагнитном
хвосте в результате взаимодействия солнечного ветра с магнитосферой, трансфор-
мируется в энергию магнитосферно-ионосферной токовой системы - кольцевой
ток, ионосферные токи и биркеландовские токи.
Ближний ПС, который можно отнести к области квазизахвата (см. (Лазутин,
2004) и гл. 3.5), вдоль магнитных силовых линий проецируются на овал полярных
сияний. Суббури сопровождаются активизацией полярных сияний (см. гл. 3.5).
По пространственному распределению горячей плазмы ПС не имеет резкой гра-
ницы с долями хвоста: в центральном ПС (вблизи нейтрального слоя) при z« 0
(в солнечно-магнитосферной системе координат) отношение давления плазмы к дав-
лению магнитного поля 0»1, а по мере приближения точки наблюдения к долям
хвоста 0 плавно понижается. Поэтому условно полагается, что граница ПС отвечает
Р - 0,1 (Nagai et al., 1998).
3.2.3.1. Плазма в долях магнитосферного хвоста
Доли магнитосферного хвоста проецируются (вдоль магнитного поля) на поляр-
ные шапки. Они заполнены холодной и теплой плазмой (частицы с энергией до не-
скольких десятков эВ), состоящей из электронов и ионов (в основным Н+ и О+), а
также разреженной горячей плазмой. Кроме того, в долях хвоста часто наблюдаются
пучки ионов с энергией от нескольких сотен эВ до нескольких десятков кэВ.
Ионы О+, а также ионы Н+ холодной и теплой плазмы имеют в долях хвоста пре-
имущественно ионосферное происхождение, причем как средняя энергия (~10эВ),
так и концентрация (~10~3 см~3) ионов в этой области гораздо ниже, чем в ПС
(Sharp et al., 1983).
Во время суббурь ионосферные частицы в областях над полярными шапками мо-
гут ускоряться до Е> 10 эВ, что приводит к обогащению долей хвоста ионами О+
(Moore, 1984; Chappell, 1988). Кроме того, в долях хвоста действуют механизмы, ко-
торые могут ускорять ионы до —10-100 эВ (Sharp et al., 1983; Chappell, 1988).
С удалением точки наблюдения от центрального ПС (уменьшением 0), по данным
HC3ISEE-1, средние отношения концентраций [Не+]/[Н+], [Не2+]/[Н+] и[О+]/[Н+]
ионов с Е/Qi0,1-16 кэВ в долях магнитосферного хвоста вблизи границы ПС
увеличиваются; глубоко в долях хвоста средние отношения концентраций
[Не2+]/[Н+] горячей плазмы выше, чем в ПС и в солнечном ветре (Lennartsson, 1994).
Средние энергии ионов Н+ и Не2+ и О+ в долях хвоста уменьшаются с уменьшением
0, но при всех значениях 0 для ионов Не2+ средняя энергия в 4 раза больше, чем для
Н+ (как в солнечном ветре); для ионов О+ средняя энергия уменьшается быстрее, а
для ионов Не+ - медленнее, чем для протонов (Lennartsson, 1994). Из этих фактов
464
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
можно заключить, что протоны горячей плазмы в долях хвоста имеют в основном
солнечное происхождение.
В долях хвоста регистрируются пучки ионосферных ионов с Е/Qi < 1 кэВ, в кото-
рых доминируют ионы О+ (Sharp et al., 1983; Christon et al., 1994). Динамика ионных
пучков в магнитосферном хвосте имеет импульсный характер, и с ростом геомагнит-
ной активности вероятность наблюдения ионных пучков увеличивается (особенно
для ионов О+). Так, по данным ISEE-1 с ростом геомагнитной активности от Кр < 3+
до Кр > 4_ вероятность наблюдения пучков О+ в долях хвоста увеличивается от
9,9 ± 1,8 до 24,5 ±3,1%; для протонов эта вероятность практически не зависит от
уровня геомагнитной активности: 9,9 ± 1,8% при Кр < 3+ и 11,6 ±2,2% при Кр>4_
(Sharp et al., 1983).
Пучки ионосферных ионов О+ и Н+, наблюдаемые в долях магнитосферного хво-
ста, не коррелируют с потоками солнечных ионов в ПМ. Во время суббурь в долях
хвоста наблюдались также пучки солнечных ионов с Е> 40 кэВ; пучки ионосферных
ионов таких энергий в долях хвоста не наблюдались (Goslin et al., 1991).
По данным ИСЗ ISEE-1, иногда (обычно во время геомагнитных возмущений) в
долях хвоста наблюдаются пучки ионов, движущиеся вдоль магнитного поля со ско-
ростью Гц в несколько сотен км/с (среднестатистические значения Гц составляют не-
сколько десятков км/с); направления Гц в таких пучках (к Земле или от Земли) почти
равновероятны (Lennartsson, 1994).
3.2.3.2. Плазменный слой магнитосферного хвоста
Усредненные распределения по энергии
(г ~ 200) представлены на рис. 3.2.3.
Энергетические спектры и ионный сос-
тав ближнего (г < 20) ПС отличаются, осо-
бенно во время геомагнитных возмуще-
ний, от распределений частиц в дальнем
ПС. В ближнем ПС к экспоненциально-
му (максвелловскому) участку энергети-
ческих спектров частиц добавляется про-
тяженный степенной хвост (см. рис. 3.2.4
и 3.2.5). Такие спектры описываются обыч-
но к-функцией:
(скорости) и состав ионов в дальнем ПС
Рис. 3.2.3. Функция распределения ионов Н,
Не и группы CNO (Q, > 3) в дальнем (г ~ 200)
ПС по усредненным данным ИСЗ ISEE-3
(Gloekler et al., 1984). Верхняя
горизонтальная шкала - значения Е1М»
[кэВ]. Прямая линия - аппроксимация
функции распределения экспонентой
по скорости (Ио = 315 км/с)
которая имеет максимум при Ет = Т,
близкую к степенной форму с показате-
лем к при Е^>кТ и близкую к максвел-
ловской форму с температурой кГ/(к+ 1)
при Е<^Т,
В спокойные периоды ближний ПС со-
стоит в основном из электронов и прото-
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
465
Рис. 3.2.4. Типичные энергетические спектры электронов (а) и протонов (б) ближнего (г ~ 14)
ПС в магнитно-спокойные периоды, полученные по данным ИСЗ ISEE-1 (статистические
ошибки не превышают размеров точек), и аппроксимации их экспоненциальной
по скоростям (Е’о), максвелловской (Г) и к-функцией (Christon et al., 1988)
нов, а во время суббурь он обогащается ионами ионосферного происхождения
(О+, Не+, N+, О2+ и др.). Так, по данным ИСЗ ISEE-1 в сердцевине ближнего ПС пар-
циальные концентрации ионов О+, Не2+ и Не+ с £ = 0,1-17 кэВ в спокойные периоды
составляют ~2-7%, ~0,3—4,4% и < 0,5% (Peterson et al., 1981). Протоны вносят ос-
новной вклад и в давление спокойного ПС; вклад в эту величину электронов значи-
тельно меньше и еще меньше вклад ионов кислорода. Энергетические распределе-
ния основных ионных компонент ближнего ПС, усредненные для магнитно-спо-
койного периода (Кр = 1_), представлены на рис. 3.2.6.
Из рис. 3.2.6 видно, что спектры солнечных ионов (Не2+ и (СО)6+) подобны в
представлении по E/Q^ спектры ионосферных ионов (О+, Не+, N+ и О2+) также
подобны в таком представлении, но отличаются от спектров солнечных ионов:
Рис. 3.2.5. Энергетические спектры протонов ближнего (г ~ 14) ПС по данным ИСЗ ISEE-1
(Christon et al., 1991) для спокойного периода (а) и во время суббури (б). Спектры
аппроксимируются к-функцией с параметром к = 5,5. Пунктирная кривая в правой части
рисунка повторяет спокойный спектр, приведенный в левой части рисунка
466
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.2.6. Энергетические распределения основных ионных компонент ближнего ПС (г « 8-9)
по данным ИСЗ АМРТЕ/ССЕ, усредненные для магнитно-спокойного периода (Gloeckler and
Hamilton, 1987). Значения функции распределения f на этом рисунке умножены на
коэффициент 15,9 для ионов (СО)6+, на 4,9 - для ионов N+ и на 0,4 - для ионов Не+
они не имеют максимума и степенной хвост их жестче; спектры протонов имеют
промежуточную форму между спектрами ионосферных и солнечных ионов: пока-
затель их степенного хвоста такой, как у солнечных ионов с Z> 1, а форма низко-
энергичного участка - как у ионосферных ионов.
Во время суббурь парциальная концентрация ионов О+ с E/Qi~ 1-20 кэВ в
ближнем ПС достигает -50% и более (Peterson et al., 1981; Lennartsson and
Shelley, 1986). Вариации ионного состава ближнего ПС с уровнем геомагнитной
активности показаны на рис. 3.2.7.
При больших энергиях суббуревой вклад О+ в ионный состав ПС обычно
менее значителен; так, парциальная концентрация ионов О+ с E/Qi = 25-230 кэВ
на г= 15 увеличивается от 3 до 9% (Gloeckler and Hamilton, 1987). Однако во вре-
мя некоторых суббурь в ближнем ПС наблюдались значительные увеличе-
ния потоков ионов О+ с энергией до нескольких сотен кэВ (Ipavich et al., 1984;
Mobius et al., 1987; Christon et al., 1988; Daglis et al., 1994; Nose et al., 2000). Важ-
но отметить, что в ближнем ПС (г = 7-9), как и в кольцевом токе, плотность энер-
гии ионов О+ с E!Qi~ 1-300 кэВ хорошо коррелирует (7? - 0,7) с Л£-индексом
(Daglis et al., 1994). По отношению к потокам Н+ увеличиваются также потоки Не+
с E/Qi = 30-230 кэВ (Mobius et al., 1987).
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
467
|Q-3 ---------!---1--1.L, Lilli--------1---1--L_J_1_LJ_lJ-------
10 102 AE, нТл
Рис. 3.2.7. Зависимости от индекса авроральной активности АЕ концентраций и (а)
и соотношений концентраций R (б) ионов Н+, Не2+ О+ и Не+ с El Qt,= 0,1-17 кэВ
в ближнем (г » 10-20) ПС по данным ИСЗ ISEE-1 (Lennartsson and Shelley, 1986).
Утолщенная кривая - суммарная концентрация ионов
В продолжительные периоды повышенной авроральной активности плотность
энергии ионов О+ в ближнем ПС постепенно увеличивается (Daglis et al., 1994).
По-видимому, эти ионы реализуют положительную обратную связь между ионо-
сферой и магнитосферой, способствуя развитию взрывной фазы суб-
бури (Rothwell et al., 1988; Daglis et al., 1994). Фонтанированием горячей ио-
носферной плазмы может объясняться кратковременное резкое вытягивание
магнитных силовых линий в хвост, которое непосредственно предшествует
(в самом начале взрывной фазы) диполизации магнитного поля (Ohtani et al.,
1992).
Судя по данным ИСЗ, в ближнем ПС ионосферный источник конкурирует с
солнечным, а основным источником частиц дальнего ПС является солнечный ве-
тер: с увеличением г влияние ионосферного источника на ионный состав ПС посте-
пенно уменьшается, и на г > 28-45 усредненный состав ПС соответствует составу
солнечного ветра (Ma Sung et al., 1980). Однако ионосферный источник горячей
плазмы проявляется и в дальнем ПС. Так, отношение концентраций [О] / [Н] в на-
правленных от Земли ионных пучках, наблюдаемых на г - 90 в ПС, увеличивается во
время суббурь от —2,5 до -32% (Goslin et al., 1991).
Роль солнечного источника проявляется в вариациях ионного и зарядового соста-
ва ПС. Так, отношения концентраций [С6+]/[С5+] и [С]/[О] для ионов с Qi >+4 в ПС
коррелируют с этими отношениями в солнечном ветре (Christon et al., 1994). Это по-
ложение четко прослеживается и в зарядовых спектрах ионов углерода и кислорода с
Qi от +1 до Z/ и E/Qi~ 1-300 кэВ ближнего (г-8-9) ПС (Gloeckler and Hamilton,
1987).
Проникновение солнечной плазмы через ПС в сердцевину магнитосферы чет-
ко прослеживается по ионному составу горячей плазмы. Так, по данным, получен-
ным в ближнем ПС (на г - 7-9), отношение усредненных по Кр концентраций
[С6++ с5++ С4+] / [О7++ О6+] = 0,65 ± 0,02 (Christon et al., 1994), что хорошо согласу-
468
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
ется с усредненным за 3 месяца значением этой величины («0,66 ±0,10) в дальнем
(г - 200) хвосте геомагнитосферы (von Steiger et al., 1992).
Энергетические спектры ионов как в ближних (Gloeckler and Hamilton, 1987),
так и в достаточно удаленных от Земли (Frank et al., 1994) областях ПС нерав-
новесны. По данным ИСЗ ISEE-1 и AMPTE/IRM, в ближнем ПС спектры ионов
углерода с Qi < 6 и кислорода с Qt < 7 имеют максимум при Ет/Mj~ 4-6 кэВ в спо-
койные периоды и при Е1П/М~ 10-15 кэВ во время суббурь (Sarris et al., 1981;
Christon et al., 1994). При больших энергиях спектры ионов ближнего ПС имеют
степенную форму с показателем у = 5-7 (Sarris et al., 1981; Тактакишвили и др.,
1998). В спокойные периоды для спектров ионов Н+, Не+, Не2+ и О+ эти показатели
имеют примерно одинаковую величину, а во время суббурь степенной хвост всех
спектров становится жестче, причем для ионов Не+ и О+ это изменение больше, чем
для ионов Н+ и Не2+ (Mobius et al., 1987; Kistler et al., 1990; Nose et al., 2000).
По усредненным для спокойных и возмущенных периодов данным в ближнем ПС
(г- 7-18) спектры ионов Н+ и Не2+ в диапазоне Е/Q,~ 10-160 кэВ подобны с « Qt
и мягче спектров ионов Не+ и О+, а радиальный градиент потоков для первой пары
ионов меньше, чем для второй (Kistler et al., 1990). Следовательно, пространственно-
энергетические распределения ионов ближнего ПС формируются неадиабатическими
процессами, причем с уменьшением г роль ионосферного источника возрастает.
В интервалах между суббурями ионные компоненты Н+, Не+, Не2+ и О+
(Е/Qt > 30 кэВ) ближнего ПС (г - 9-18) имеют нерегулярную пространственную
структуру: потоки ионов варьируют по г и LT в пределах двух порядков величины,
причем радиальные градиенты потоков могут быть как отрицательными, так и по-
ложительными (Kistler et al., 1990).
Однако в конце суббурь пространственная структура ионных компонент ближ-
него ПС кратковременно упорядочивается (Mobius et al., 1987; Kistler et al., 1990):
потоки ионов имеют стандартные (в пределах фактора 2) значения и уменьша-
ются с ростом г, причем величина радиального градиента практически не зависит
не только от LT (в пределах от -21 до -3 ч) и энергии ионов (при Е/ Qi < 100 кэВ),
но и от величины АЕ (в пределах от -400 до -900 нТл) на взрывной фазе суб-
бури. В результате практически одновременных измерений потоков ионов с
Е/ Q}~ 10-160 кэВ по программе АМРТЕ на г= 6,7-8,8 и г = 16,9-18,3 установлено
(Kistler et al., 1990), что в эти периоды радиальный градиент потоков ионов Не2+
близок по величине к градиенту потоков ионов Н+, а ионов Не+ - к О+. Для Не+ и О+
эти градиенты больше, чем для Н+ и Не2+, т. е. отношения потоков О+/Н+ и Не+/Н+
уменьшаются с ростом г, а Не2+/Н+ и Не+/О+ - практически не меняются (при фик-
сированной Е/Qi).
В отличие от ближнего ПС, пространственная структура средней части ПС
(г-30-40) нерегулярна как в спокойные периоды, так и во время суббурь, и по
данным ИСЗ ISEE-1 здесь почти всегда проявляется утренне-вечерняя асимметрия
средних потоков ионов с Е - 50-220 кэВ (в вечерней части ПС они больше, чем в
утренней), причем с ростом энергии частиц эта асимметрия усиливается
(Sharp et al., 1983); вечером эта часть ПС в среднем горячее, чем утром (Huang and
Frank, 1994).
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
469
Рис. 3.2.8. Отношения потоков ионов О+/Н+ (а) и Не2+/Н+ (б) в ближнем ПС по данным
ИСЗ АМРТЕ/ССЕ (г « 7-9) и AMPTE/IRM (г « 17-18), усредненные
для спокойных периодов (Kistler et al., 1990)
По мере приближения точки наблюдения к Земле концентрация и температура ПС
увеличиваются, но магнитное поле возрастает при этом быстрее (см., например,
Borovsky et al., 1998). Следовательно, ПС турбулизован, что проявляется и в изо-
тропных питч-угловых распределениях ионов горячей плазмы на г > 12 (Sharp et al.,
1983; Lennartsson, 1994). Особенно сильно турбулизована сердцевина ПС.
3.2.3.3. Погранслои между плазменным слоем и долями хвоста
Южный и северный погранслои ПС (PSBL - Plasma Sheet Boundary Layers), от-
деляющие его от долей хвоста, были открыты в комплексных экспериментах на
ИСЗ VELA-5, VELA-6 и IMP-6 (Lui et al., 1977) и подробно изучались по данным
ИСЗ IMP-7 и IMP-8 (DeCoster and Frank, 1979). Они имеют толщину до ~2 тыс. км,
существуют при любых уровнях геомагнитной активности и проецируются (вдоль
магнитных силовых линий) на полярную границу околополуночной части овала
полярных сияний (Lui et al., 1977; DeCoster and Frank, 1979; Feldstein and Galperin,
1985; Фельдштейн и Гальперин, 1996). Эти слои являются основными каналами
переноса энергии в магнитосферном хвосте.
В PSBL часто наблюдаются кратковременные (в течение нескольких минут)
быстрые (>400 км/с) перемещения плазмы (Eastman et al., 1984), достигающие
иногда ~1 600 км/с (Takahashi and Hones, 1988), а также - интенсивные пучки, со-
стоящие в основном из ионов Н+ и О+ с E/QZ OT ~1 до > 45 кэВ. По данным ISEE-1, с
ростом геомагнитной активности от Кр < 3+ до Кр > 4_ вероятность наблюдения пуч-
ков ионов О+ в ПС увеличивается от 10,4 ±2,0% до 45,6 ±4,0% (Sharp et al., 1983).
Отметим, что статистика протонных пучков в ПС изучена слабо; это связано с тем,
что изотропный компонент ПС, состоящий преимущественно из ионов Н+, обычно
маскирует слабые протонные пучки в этой области. По сравнению с центральным
ПС и долями хвоста концентрация и температура плазмы в PSBL имеют промежу-
точные значения, а ионный состав PSBL в среднем примерно такой же, как в серд-
цевине ПС (Eastman et al., 1984).
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
По синхронным данным ISEE-1 и ISEE-2 показано (Takahashi and Hones,
1988), что во внешней части PSBL пучки ионов направлены к Земле и их скорость
и температура коррелируют с АЕ, а ближе к нейтральному слою обычно наблю-
даются встречные пучки (эти области смещены относительно друг друга на не-
сколько десятых Т?Е); по мере углубления в ПС средняя направленная скорость
ионов в пучках уменьшается. Установлено также, что практически все направ-
ленные от Земли пучки - результат отражения на малых высотах пучков, идущих
к Земле. Такая картина соответствует постепенному смещению ионных пучков в
магнитные трубки с меньшими инвариантными широтами, причем отвечающая
такому смещению величина электрического поля хорошо согласуется с изме-
рениями полей в магнитосферном хвосте (Takahashi and Hones, 1988). По сдвигу
распределений ионных пучков в PSBL оценивалось и расстояние до нейтральной
линии, в окрестности которой формируются эти пучки: г ~ 30-40 (Takahashi and
Hones, 1988).
3.2.3.4. Вариации параметров солнечного ветра и состояние
магнитосферного хвоста
Вариации параметров солнечного ветра оказывают существенное влияние на со-
стояние магнитосферного хвоста и ПС. Так, по данным ISEE-2 и ISEE-3, основные
параметры ПС и солнечного ветра хорошо коррелируют друг с другом: концентра-
ция солнечного ветра - с концентрацией ПС, скорость солнечного ветра - с темпе-
ратурой ПС, динамическое давление солнечного ветра - с давлением плазмы и
полным давлением ПС (Borovsky et al., 1998). После учета этих закономерностей
зависимости параметров ПС от геомагнитной активности ослабляются и изменя-
ются. Так, по данным ISEE-2 на г= 17,5-22,5 общая концентрация, температура и
давление плазмы (Е > 80 эВ) в сердцевине ПС (около полуночного меридиана вбли-
зи нейтрального слоя) в среднем увеличиваются с ростом Кр, а при нормировании
их на соответствующие параметры солнечного ветра концентрация и давление
плазмы уменьшаются с ростом Кр, температура не зависит от Кр; эти выводы спра-
ведливы и на меньших г (вплоть до геосинхронной орбиты на г ~ 6,6) и остаются в
силе при переходе от Кр к АЕ (Borovsky et al., 1998).
Однако установленные в (Borovsky et al., 1998) среднестатистические законо-
мерности отражают лишь итоговый результат воздействия солнечного ветра на ПС.
Непосредственная причина резких изменений того или иного параметра ПС обна-
руживается только при более полном анализе данных. Так, если бы увеличение
температуры ПС с ростом Кр зависело только от скорости солнечного ветра ESw,
следовало бы ожидать резкого изменения ESw перед началом суббури, но в дейст-
вительности именно в момент начала суббури и в предшествующие ему десятки
минут AHSw минимально и не превышает долей процента.
Триггером взрывной фазы суббурь может служить поворот компоненты Bz
ММП с юга на север или резкие изменения Ву ММП (инициированные суббури).
Однако суббури могут развиваться и при отсутствии скачков в параметрах солнеч-
ного ветра и ММП, при отрицательных квазистационарных значениях Bz и медлен-
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
471
ных плавных вариациях Вх и Ву (спонтанные суббури) (McPherron et al., 1986;
Henderson et al., 1996). Триггером таких суббурь может служить неустойчивость
внутренней кромки (г ~ 6-8) ПС (Lui et al., 1988) или/и неустойчивость магнито-
сферно-ионосферной токовой системы (Kan et al., 1988).
По сравнению с инициированными, спонтанные суббури развиваются при мень-
ших средних скоростях солнечного ветра. С ростом скорости и давления солнечно-
го ветра (а для инициированных суббурь - и скорости изменения ММП) мощность
суббури в среднем увеличивается. Корреляция характеристик инициированных
суббурь, особенно их мощности, с параметрами межпланетной среды усиливается
при Вх < 0.
Спонтанные суббури характеризуются быстрой диполизацией силовых линий и
резким падением (в -2 раза) магнитного давления в долях хвоста, а для иниции-
рованных изолированных суббурь диполизация магнитного поля более плавная,
силовые линии на г- 10-20 остаются сильно вытянутыми в хвост и магнитное дав-
ление в долях хвоста практически не меняется (Baumjohann et al., 1996).
В продолжительные периоды, когда ММП имеет большую и устойчивую южную
компоненту (как во время главной фазы бурь), силовые линии, размыкающиеся на
дневной магнитопаузе, накапливаются в долях хвоста до тех пор, пока спонтанное
пересоединение полей в ближнем ПС (с образованием нейтральной линии на
г -7-15) не приведет к развитию взрывной фазы суббури. При этом ближний ПС
должен сильно разогреваться на предварительной фазе суббури, что подтверждается
статистическими исследованиями (Baumjohann et al., 1996): перед началом суббурь,
развивающихся на главной фазе бурь, ионная температура ближнего ПС в 2-3 раза
выше, чем в спокойные периоды и в начале изолированных суббурь.
Однако необходимо отметить, что модели суббури, основанные на пересоедине-
нии магнитных полей, в последнее время сталкиваются с большими трудностями.
Такие модели не могут объяснить многие экспериментальные данные, полученные на
АМРТЕ/ССЕ и других ИСЗ. Это привело к созданию других, более популярных в
настоящее время моделей суббури, рассматривающих разрыв токового слоя магни-
тосферного хвоста и его перезамыкания на ионосферу, баллонную и перестановоч-
ную неустойчивости, хотя и эти модели пока далеки от совершенства.
3.2.4. Математическое моделирование внешних плазменных
оболочек магнитосферы
С внешними областями магнитосферы связано большинство научных проблем,
которые имеют принципиальное значение не только для космофизики, но и для
физики плазмы и астрофизики в целом. Поскольку эти области имеют большую
протяженность, сложную структуру и очень динамичны, решение этих проблем
экспериментальными методами требует больших материальных затрат. Поэтому
математическое моделирование имеет очень важное значение в этой области ис-
следований. Рассмотрим основные физические задачи, которые решаются при та-
ком моделировании.
472
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
3.2.4.1. Источники и ионный состав плазмы
Пространственные и временные вариации элементного и зарядового состава
горячей плазмы в геомагнитосфере связаны в основном с тем, что различные ме-
ханизмы ускорения и выноса ионосферных частиц по-разному зависят от гео-
магнитной (а также солнечной) активности и сферы их влияния в магнитосфере
различны.
Модельные расчеты показывают, что холодная и теплая плазма ионосферного
происхождения в долях хвоста (с <Г> ~ 10 эВ и </?> ~ 10”3 см”3) доминирует в пре-
делах геопаузы (Moore and Delcourt, 1995), положение которой зависит от ориента-
ции ММП. Эта граница может простираться в геомагнитный хвост до г ~ 65 (Winglee,
1998).
Моделирование магнитосферно-ионосферных связей свидетельствует, что вари-
ации ионного состава горячей магнитосферной плазмы отражают изменения «приве-
денных высот», а также состава ионосферы и верхних слоев атмосферы в связи с их
разогревом солнечной радиацией и токовыми системами суббурь и бурь.
В отличие от ионов О+, ионосферные протоны могут заполнять более удален-
ные области магнитосферы, и с увеличением г модельное отношение [О+]/[Н+]
уменьшается, что подтверждается экспериментальными данными (Peterson et al.,
1981; Lennartsson, 1994).
Интенсивность полярного ветра сильно модулируется солнечным циклом: от
минимума к максимуму солнечной активности суммарный поток ионов Н+ в по-
лярном ветре может увеличиваться на три порядка величины (Reitt and Schunk,
1983). От фазы солнечного цикла зависит и ионный состав полярного ветра: в
максимуме солнечной активности суббуревые вариации суммарного потока ионо-
сферных ионов О+ значительно больше, а ионов Н+ - меньше, чем в годы спокой-
ного Солнца (Moore, 1984).
Поскольку в спокойные периоды полное число ионов ближнего ПС складывает-
ся в основном из протонов и во время геомагнитных возмущений протоны обычно
также доминируют в составе ПС, важно оценить соотношение протонов ПС ионо-
сферного и солнечного происхождения. Это соотношение можно получить, решая
систему уравнений баланса парциальных концентраций различный ионных компо-
нент, которая учитывает зависимость эффективности ионосферного источника от
заряда и массы ионов и законы скейлинга ионных спектров. По данным ИСЗ
ISEE-1 и AMPTE/IRM таким методом получены хорошо согласующиеся друг с дру-
гом оценки долей ионосферных и солнечных протонов в ближнем (г~ 10-23) ПС
(Ковтюх, 2000).
Из результатов проведенного в (Ковтюх, 2000) анализа следует, что в проме-
жутках между суббурями ионосферные и солнечные протоны обобществляются в
ближнем ПС, доускоряются и перераспределяются по энергии в широком энер-
гетическом диапазоне (Е ~ 0,1-100 кэВ). В этом диапазоне в спокойные периоды
протонов ионосферного и солнечного происхождения примерно поровну (50 ± 5%),
причем для диапазонов Е/Qj = 0,1-16 и 25-230 кэВ получены очень близкие оцен-
ки. Во время суббурь ближний ПС обогащается ионосферными протонами (их
доля увеличивается до 75 ± 5%); по отношению к протонам доля О+ увеличивает-
ГЛАВА 3.2 ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ 473
ся в -2 раза для £7(9, = 25-230 кэВ и более чем на порядок величины для
E/Qi = 0,1-16 кэВ, а доля Не+ почти не меняется. Таким образом, возмущен-
ный ближний ПС состоит в основном из ионосферной плазмы. В пределах мето-
дических погрешностей эти оценки не зависят от фазы солнечного цикла.
3.2.4.2. Перенос горячей плазмы из дальних областей хвоста
в сердцевину магнитосферы
Характерные времена переноса солнечной плазмы во внутренние области геомаг-
нитосферы оценивались по временному сдвигу, отвечающему максимальному коэф-
фициенту корреляции плотности солнечного ветра и ПС (Borovsky et al., 1997, 1998):
на г ~ 20 это время составляет -1-2 ч, а на г - 6,6 - от -4 ч (в полуночном секторе) до
-15 ч (в полуденном секторе).
Ранее полагалось, что основным механизмом переноса частиц ПС от дальней ней-
тральной линии хвоста к Земле является конвекция (Cowley, 1980). Такая конвекция
моделируется двумя разнонаправленными вихрями, которые напоминают обтекание
жидкостью препятствия при больших числах Рейнольдса, причем по линии сопри-
косновения этих вихрей (в полуночном секторе) течение направлено к Земле, а во
внешних частях вихрей - от Земли. Такая картина проявляется в данных ИСЗ, полу-
ченных в ПС (Sharp etal., 1983; Mobius etal., 1987; Angelopoulos etal., 1993; Chris-
ten etal., 1994; Frank etal., 1994; Baumjohann et al., 1996): конвективные вихри в ПС
могут простираться до г-45, а на г >45-60 средние скорости плазмы в ПС направ-
лены в сторону от Земли.
Однако прямые измерения скоростей конвекции плазмы показывают, что в
сердцевине ПС (в токовом слое) на г < 45 они очень малы и не соответствуют экс-
периментальным оценкам времен переноса солнечной плазмы, приведенным в
(Borovsky et al., 1997, 1998). Хотя в сердцевине ближнего ПС эти скорости направ-
лены к Земле (в среднем) и коррелируют с АЕ, но даже при АЕ = 600 нТл они не
превышают 150 км/с, т. е. меньше или порядка средних скоростей теплового дви-
жения ионов ПС (Huang and Frank, 1994). Важно отметить, что в сердцевине ПС эти
скорости быстро и очень сильно флуктуируют по величине и направлению
(Angelopoulos et al., 1993), т. е. плазма здесь сильно турбулизована.
В современных моделях (Eastman et al., 1984; Borovsky et al., 1998) перенос
плазмы к Земле реализуется не в сердцевине, а в погранслоях ПС (PSBL); эти
слои являются основными каналами переноса энергии в магнитосферном хвосте.
В таких моделях роль конвекции сводится в основном к перемешиванию плаз-
мы и выравниванию температуры и концентрации ПС. Характерные времена пе-
реноса солнечной плазмы, которые получаются в этих моделях, хорошо согласу-
ются с оценками по экспериментальным данным, приведенным в (Borovsky et al.,
1997; 1998).
В дальнем ПС перенос частиц к Земле реализуется, в соответствии с современ-
ными экспериментальными данными, кратковременными (-1-10 мин) высоко-
скоростными (до 2 000 км/с) струями горячей плазмы с поперечными размерами в
сотни километров (Angelopoulos et al., 1992; Petrukovich et al., 1998; Fairfield et al.,
1998; Ермолаев и др., 2000).
474
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
3.2.4.3. Суббуревая динамика магнитосферного хвоста
В настоящее время наиболее продвинуты два класса конкурирующих моделей
суббуревой динамики магнитосферного хвоста: модели с нейтральной линией и
модели с пограничным слоем.
В моделях первого класса главную роль играет пересоединение магнитных
полей. Принципиальным моментом является здесь резкое утоныиение ПС на
взрывной фазе суббури, приводящее к разрыву токового слоя магнитосферного
хвоста и формированию нейтральной линии на г -7-15. На силовых линиях,
примыкающих к новой нейтральной линии со стороны Земли, частицы ускоряют-
ся и формируются ионные пучки; эти пучки неустойчивы и быстро размываются
плазменной турбулентностью, входя в состав ПС. На участке ПС между новой и
старой (на г-30-100) нейтральными линиями образуется плазмоид, который уда-
ляется от Земли и уносит из магнитосферы значительную часть избыточной энер-
гии хвоста (Birn et al., 1986).
В более конкретных моделях этого класса суббуревые процессы в магнитосфер-
ном хвосте рассматривались на основе концепции спонтанного пересоединения маг-
нитного поля благодаря /ештя^-неустойчивости токового слоя хвоста (Галеев и Зеле-
ный, 1976, Galeev, 1984), а также в результате токовых разрывов в центральном ПС
(Lui, 2001).
Критический момент динамики токового слоя хвоста в ходе его утоньшения на
подготовительной фазе суббурь наступает при приближении радиуса кривизны маг-
нитных силовых линий к среднему гирорадиусу ионов в этом слое. Дальнейшая эво-
люция токового слоя определяется стохастизацией траекторий частиц, которая отве-
чает, по-видимому, за начало быстрого пересоединения магнитных полей и переход
от подготовительной к взрывной фазе суббури (Chen and Palmadesso, 1986; Buchner
andZelenyi, 1986, 1989).
Важно отметить, что в моделях идеально проводящей плазмы однородный ПС и
филаментированный ПС (периодическая структура сгустков плазмы) имеют одина-
ковую свободную энергию, т. е. спонтанный фазовый переход между этими состоя-
ниями ПС невозможен (Мананкова и Пудовкин, 1996). Различие в свободной энергии
указанных конфигураций ПС появляется в моделях с конечной проводимостью плаз-
мы (Мананкова и Пудовкин, 1996), что может обеспечиваться турбулентностью.
Экспериментальные данные свидетельствуют, что в окрестности нейтрального слоя
ПС сильно турбулизован на всех фазах суббури (Borovsky et al., 1997). Турбулент-
ность ПС магнитосферного хвоста учитывается в современных теориях суббури и в
моделях ПС (см., например, Antonova and Ovchinnikov, 1999; Ермолаев и др., 2000).
В (Kropotkin et al., 1996, 1999) суббури рассматривались как комплексное явле-
ние: развитие крупномасштабного тиринга токового слоя хвоста дополнялось мелко-
масштабной плазменной турбулентностью, которая генерируется неустойчивостью
поперечных токов в достаточно тонком слое. Плазменная турбулентность модулиру-
ется крупномасштабным тирингом и оказывает на него обратное воздействие, что
приводит к нелинейности механизма суббурь.
В моделях второго класса разрыва токового слоя, как и других принципиальных
изменений топологии магнитного поля во время суббурь не происходит, пересоеди-
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
475
нение магнитных полей не рассматривается, и нейтральная линия в дальнем ПС не
играет никакой роли (Eastman et al., 1984). Принципиальный момент таких моделей -
постоянное существование погранслоев (PSBL) между ПС и долями хвоста, в кото-
рых генерируются встречные ионные пучки и которые являются основным каналом
переноса энергии в геомагнитном хвосте. Механизмы суббуревых вариаций тол-
щины и формы ПС в таких моделях не рассматриваются.
Создаются также гибридные модели. Так, в некоторых более поздних вари-
антах модели с нейтральной линией учтено существование PSBL (см., например,
Bim et al., 1986).
Эти модели описывает многие наблюдения, но они работают только в глобаль-
ном масштабе магнитосферы и не охватывают сложные локальные суббуревые яв-
ления меньших масштабов.
3.2.4.4. Ускорение частиц в магнитосферном хвосте
В магнитосферном хвосте ионы могут ускоряться до нескольких МэВ стохастиче-
скими механизмами (Chen and Palmadesso, 1986; Buchner and Zelenyi, 1986, 1989;
Zelenyi et al., 1990; Delcourt et al., 1990; Delcourt and Sauvaud, 1991).
Адиабатичность движения частиц в стационарных магнитных полях нарушается
при
к = (7?с/р/)1/2 < 2,9,
где Rc - минимальный радиус кривизны магнитной силовой линии и pz - макси-
мальный гирорадиус частицы, т. е. параметр к относится к вершине силовой линии
(см., например, Delcourt et al., 1996). Компьютерное моделирование показывает, что
при 1 < к < 3 для ионов с экваториальным питч-углом сс0 ~ 90 ± 60° величина ц ме-
няется слабо, а для ионов с а0 < 30° она систематически увеличивается (Del-
court et al., 1996), что приводит к генерации ионных пучков. Эффективность такого
ускорения тем больше, чем меньше Bz в токовом слое. Однако в квазистационар-
ных моделях магнитосферного хвоста ускорение ионов сравнительно невелико: де-
сятки процентов от их начальной энергии (Buchner and Zelenyi, 1989; Delcourt et al.,
1996).
Нарушение временного критерия адиабатичности (Northrop, 1963)
где tz - гиропериод ионов и В = дВ/ dt, приводит к гораздо более эффективному сто-
хастическому ускорению ионов. Результаты компьютерного моделирования свиде-
тельствуют, что эффективность такого ускорения растет с увеличением параметра %
уже при % > 0,05 (Delcourt et al., 1990; Delcourt and Sauvaud, 1991). Эффективность
такого механизма сильно зависит от питч-угла частицы: ионы с а0 ~ 90° ускоряются
только в самом начале взрывной фазы суббури и быстро убегают из области ускоре-
ния; незначительно и ускорение ионов с малыми а0; наиболее эффективно ускоряют-
ся ионы с промежуточными а0 (Delcourt and Sauvaud, 1991). Для ионов с Mj > 1 (осо-
бенно для ионосферных ионов группы CNO) такое ускорение эффективнее, чем для
протонов.
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Во время суббурь развивается /earmg-неустойчивость токового слоя хвоста (Гале-
ев и Зеленый, 1976). При некоторых условиях она может реализоваться в две стадии:
начальной линейной и последующей нелинейной (взрывной); при этом формируются
энергетические спектры частиц с экспоненциальным участком, переходящим в сте-
пенной хвост (Зеленый и др., 1982, Zelenyi et al., 1984). В современных моделях
tearing модифицируется с учетом динамического хаоса и других эффектов в магнито-
сферном хвосте.
В современных моделях ПС принципиальное значение имеет также плазменная
турбулентность, которая приводит к ускорению частиц и выравниванию парамет-
ров плазмы в различных частях ПС (Антонова и Тверской, 1996).
В динамических моделях токового слоя энергия ионов может увеличиваться во
время суббурь в ~103раз на г-10-15 (Delcourtetal., 1990; Delcourt and Sauvaud,
1991) и в ~103— 105 раз - в районе нейтральной линии (Zelenyi et al., 1990), что хорошо
согласуется с результатами наблюдений (Sachsenweger et al., 1989). При этом на си-
ловых линиях, сопряженных с нейтральной линией токового слоя, формируются
ионные пучки с энергией от нескольких кэВ до нескольких МэВ (Zelenyi et al., 1990).
Такие пучки ионов систематически наблюдаются в PSBL (DeCoster and Frank, 1979;
Sarris et al., 1981; Takahashi and Hones, 1988; Sergeev et al., 2000).
Эти пучки размываются по энергии и питч-углам альвеновскими и магнито-
звуковыми волнами и постепенно ассимилируются плазменным слоем магнитосфер-
ного хвоста, внося очень существенный (возможно, даже основной) вклад в его со-
став. По данным ИСЗ POLAR показано, что интенсивные пучки авроральных частиц
(электронов и ионов) всегда сопровождаются альвеновскими волнами большой ам-
плитуды, которые распространяются в PSBL и могут генерироваться при разрывах
токового слоя хвоста во время суббурь (Wygant et al., 2000).
Кроме того, при наличии достаточно быстрой питч-угловой диффузии частиц вы-
тягивание и последующее быстрое сокращение магнитных трубок авроральной об-
ласти приводят к перекачиванию энергии плазмы в ионные пучки (разновидность
механизма магнитной накачки), что наблюдалось во многих экспериментах; за не-
сколько суббуревых циклов такой механизм может сформировать в ПС ионные пуч-
ки с энергией до нескольких десятков кэВ (Liu and Rostoker, 1995).
Численное моделирование показывает, что изменения конфигурации магнитосфе-
ры во время взрывной фазы суббури могут приводить к стохастическому ускорению
вылетающих из ионосферы ионов О+ до ~80 кэВ в течение ~2 мин; эффективность
такого ускорения максимальна вблизи внутренней границы авроральной области
(Wodnicka and Banaszkiewicz, 1996). Эти выводы подтверждаются прямыми экспери-
ментальными данными (Klecker et al., 1986; Malkki and Lundin, 1994).
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Можно надеяться, что в настоящее время пространственно-энергетические рас-
пределения частиц холодной и горячей плазмы во внешних областях геомагни-
тосферы, ее источники, ионный состав и основные механизмы ускорения и перено-
са установлены достаточно полно. Однако создать универсальную теорию магни-
тосферы, учитывающую все известные закономерности и взаимосвязи, пока не
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
477
удается. Все современные математические модели состава, структуры и динамики
плазмы, а также структуры и динамики полей во внешних областях магнитосферы
содержат свободные параметры, значения которых известны пока только прибли-
зительно.
Необходимо дальнейшее изучение механизмов проникновения в магнитосферу
и последующего переноса к Земле солнечной плазмы. В связи с этим, важно прояс-
нить роль полярных каспов и пересоединения магнитных полей в магнитосферной
динамике.
Очень актуальны задачи, связанные с суббуревыми вариациями полей, токов и
распределений частиц в различных частях ПС, а также с суббуревой эволюцией
магнитосферного хвоста как целого. В связи с этим необходимо дальнейшее разви-
тие многоспутниковых экспериментов и математического моделирования магнито-
сферы. Большое значение имеет дальнейшее развитие теории стохастического ус-
корения частиц в магнитосферном хвосте.
ЛИТЕРАТУРА
Акасофу С.-И., Чепмен С. Солнечно-земная физика. М.: Мир, 1975.
Антонова Е.Е., Тверской Б.А. О природе электрических полей во внутренней магнитосфере Земли (обзор).
Геомагнетизм и аэрономия, 36, № 2, с. 1-18, 1996.
Галлеев А.А., Зеленый Л.М. Разрывная неустойчивость в плазменных конфигурациях. ЖЭТФ, т. 70,
с. 2133-2151, 1976.
Галлеев А.А., Гальперин Ю.И., Зеленый Л.М. Проект «ИНТЕРБОЛ» по исследованиям в области солнеч-
но-земной физики. Космич. исслед., 34, с. 339-362, 1996.
Ермолаев Ю.И., Петрукович А.А., Зеленый Л.М. и др. Исследования структуры и динамики плазменного
слоя в эксперименте КОРАЛЛ проекта ИНТЕРБОЛ. Космич. исслед., 38, с. 16-22, 2000.
Зеленый Л.М., Липатов А.С., Тактакишвили А.Л. Ускорение частиц при развитии разрывной неустойчи-
вости. Космич. исслед., 20, с. 714-724, 1982.
Зинин Л.В., Григорьев С.А., Чугунип Д.В. и др. Многоионные одномерные МГД-модели динамики высо-
коширотной ионосферы. 2. Ионный фонтан в каспе/клефте: сравнение модели TUBE-7 с измерениями
масс-спектрометром ГИПЕРБОЛОИД на спутнике ИНТЕРБОЛ-2. Космич. исслед., 38, с. 5-15, 2000.
Ковтюх А.С. Геокорона горячей плазмы. Космич. исслед., 39, с. 563-596, 2001.
Ковтюх А.С., Соотношения вкладов ионосферного и солнечного источников ионов в кольцевой ток и
плазменный слой геомагнитосферы: Анализ экспериментальных данных новым методом. Космич. ис-
след., 38, с. 347-362, 2000.
Лазутин Л.Л. О структуре возмущенной магнитосферы. Космич. исслед., 42, с. 555-560, 2004.
Мананкова А.В., Пудовкин М.И. Энергетические характеристики двумерной токонесущей плазмы. Гео-
магнетизм и аэрономия, 36, № 4, с. 8-15, 1996.
Пудовкин М.И., Семенов В.С. Теория пересоединения и взаимодействие солнечного ветра с магнитосфе-
рой Земли. М.: Наука, 1985.
Тактакишвили А.Л., Зеленый Л.М., Луценко В.Н., Кудела К. О спектрах энергичных частиц в хвосте маг-
нитосферы Земли. Космич. исслед., 36, с. 282-291, 1998.
Фельдштейн Я.И., Гальперин Ю.И. Структура авроральных вторжений в ночном секторе магнитосферы.
Космич. исслед., 34, с. 227-247, 1996.
Шабанский В.П. Явления в околоземном пространстве. М.: Наука, 1972.
Anagnostopoulos G.C., Sarris E.T., Krimigis S.M. Magnetospheric origin of energetic (E > 50 keV) ions upstream
of the bow shock: The October 31,1977, event. J. Geophys. Res., 91, pp. 3020-3028, 1986.
Andre M., Yau A. Theories and observations of ion energization and outflow in the high latitude magnetosphere.
Space Sci. Rev., 80, 27-48, 1997.
478
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Angelopoulos V., Kennel C.F., Coroniti F. V. et al. Characteristics of ion flow in the quiet state of the inner plas-
ma sheet. Geophys. Res. Lett., 20, pp. 1711-1714, 1993.
Angelopoulos V., Baumjohann W., Kennel C.F. et al. Bursty bulk flows in the inner central plasma sheet. J. Geo-
phys. Res., 97, pp. 4027-4039, 1992.
Antonova E.E., Ovchinnikov I.L. Magnetostatically equilibrated plasma sheet with developed medium-scale tur-
bulence: Structure and implications for substorm dynamics. J. Geophys. Res., 104, 17, pp. 289-17, 297, 1999.
Antonova E.E. The structure of the magnetospheric boundary layers and the magnetospheric turbulence. Planet.
Space Sci., 53, pp. 161-168, 2005.
Biichner J., Zelenyi L.M. Deterministic chaos in the dynamics of charged particles near a magnetic field reversal.
Phys. Lett., Al 18, pp. 395-399, 1986.
Buchner J. and Zelenyi L.M. Regular and chaotic charged particle motion in magnetotail-like field reversals. 1.
Basic theory of trapped motion. J. Geophys. Res., 94, pp. 11821-11842, 1989.
Baumjohann W. The near-Earth plasma sheet: An AMPTE IRM perspective. Space Sci. Rev., 64, p. 141, 1993.
Baumjohann W., Kamide Y., Nakamura R. Substorms, storms, and the near-Earth tail. J. Geomagn. Geoelectr., 48,
pp. 177-185, 1996.
Bim J., Hones E.W. Jr., Schindler K. Field-aligned plasma flow in MHD simulations of magnetotail reconnection
and formation of boundary layers. J. Geophys. Res., 91, p. 11116, 1986.
Borovsky J.E., Thomsen M.F., Elphic R.C. The driving of the plasma sheet by the solar wind. J. Geophys. Res.,
103, pp. 17617-17639, 1998.
Borovsky J.E., Elphic R.C., Funsten H.O., Thomsen M.F. The Earth’s plasma sheet as a laboratory for flow turbu-
lence in high-beta MHD. J. Plasma Phys., 57, pp. 1-34, 1997.
Chappell C.R. The terrestrial plasma source: A new perspective in solar-terrestrial processes from Dynamics Ex-
plorer. Rev. Geophys., 26, pp. 229-248, 1988.
Chen J., Palmadesso P. J. Chaos and nonlinear dynamics of single-particle orbits in a magnetotaillike magnetic
field. J. Geophys. Res., 91, pp. 1499-1508, 1986.
Chen J., Fritz T.A., Sheldon R.B. et al. Cusp energetic particle events: Implications for a major acceleration region
of the magnetosphere. J. Geophys. Res., 103, pp. 69-78, 1998.
Christon S.P., Hamilton D.C., Gloeckler G. et al. High charge state carbon and oxygen ions in Earth’s equatorial
quasi-trapping region. J. Geophys. Res., 99, pp. 13465-13488, 1994.
Christon S.P., Mitchell D.G., Williams D.J. et al. Energy spectra of plasma sheet ions and electrons from ~50 eV/e
to ~1 MeV during plasma temperature transitions. J. Geophys. Res., 93, pp. 2562-2572, 1988.
Christon S.P., Williams D.J., Mitchell D.G. et al. Spectral characteristics of plasma sheet ion and electron popula-
tions during disturbed geomagnetic conditions. J. Geophys. Res., 96, pp. 1-22, 1991.
Cladis J.B. Transport of ionospheric ions in the magnetosphere: Theory and observations. Adv. Space Res., 8,
pp. 165-173, 1988.
Cowley S.W.H. Plasma populations in a simple open model of magnetosphere. Space Sci. Rev., 26, pp. 217-231,
1980.
Daglis I.A., Livi S., Sarris E.T., Wilken B. Energy density of ionospheric and solar wind origin ions in the near-
Earth magnetotail during substorms. J. Geophys. Res., 99, pp. 5691-5703, 1994.
DeCoster R.L., Frank L.A. Observations pertaining to the dynamics of the plasma sheet. J. Geophys. Res., 84,
pp. 5099-5121, 1979.
Delcourt D.C., Sauvaud J.-A. Generation of energetic proton shells during substorms. J. Geophys. Res., 96,
pp. 1585-1599, 1991.
Delcourt D.C., Sauvaud J.-A., Pedersen A. Dynamics of single-particle orbits during substorm expansion phase.
J. Geophys. Res., 95, pp. 20853-20865, 1990.
Delcourt D.C., Sauvaud J.-A., Martin R.F. Jr., Moore T.E. On the nonadiabatic precipitation of ions from the
near-Earth plasma sheet. J. Geophys. Res., 101, pp. 17409-17418, 1996.
Delcourt D.C., Moore T.E., Sauvaud J.-A., Chappell C.R. Nonadiabatic transport features in the outer cusp region.
J. Geophys. Res., 97, pp. 16833-16842, 1992.
Desai M.I., Mason G.M., Dwyer J.R. et al. Characteristics of energetic (> 30 keV/nucleon) ions observed by the
Wind/STEP instrument upstream of Earth’s bow shock. J. Geophys. Res., 105, pp. 61-78, 2000.
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
479
Dubouloz N., Bouhrum М., Senior С. et al. Spatial structure of the cusp/cleft ion fountain: A case study using a
magnetic conjugacy between Interball AP and a pair of Super DARN radars. J. Geophys. Res., 106,
pp. 261-274, 2001.
Eastman T.E., Frank L.A., Peterson W.K., Lennartsson W. The plasma sheet boundary layer. J. Geophys. Res., 89,
pp. 1553-1572, 1984.
Elisson D.C. Shock acceleration of diffuse ions at the Earth’s bow shock: Acceleration efficiency and AtZ en-
hancement. J. Geophys. Res., 90, p. 29, 1985.
Fairfield D.H., Mukai T., Lui A.T.Y. et al. Geotail observations of substorm onset in the inner magnetotail.
J. Geophys. Res., 103, pp. 103-117, 1998.
Feldstein Y.I., Galperin Y.I. The auroral luminosity structure in the high-latitude upper atmosphere: Its dynamics
and relationship to the large-scale structure of the Earth’s magnetosphere. Rev. Geophys. Space Phys., 23,
pp. 217-275, 1985.
Frank L.A., Patterson W.R., Kivelson M.G. Observations of nonadiabatic acceleration of ions in Earth’s magneto-
tail. J. Geophys. Res., 99, pp. 14877-14890, 1994.
Fuselier S.A., Klumpar D.M., Shelley E.G. He2+ and H+ dynamics in the subsolar magnetosheath and plasma de-
pletion layer. J. Geophys. Res., 96, pp. 21095-21104, 1991.
Galeev A.A. Spontaneous reconnection of magnetic field lines in a collisionless plasma. Basic Plasma Phys.
Handbook. Eds. Galeev A.A., Sudan R.N. New York, pp. 305-335, 1984.
Gloeckler G., Scholer M., Ipavich F.M., Hovestadt D., KleckerB., Galvin A.B. Abundances and spectra of su-
prathermal H+, He++ and heavy ions in a fast moving plasma structure (plasmoid) in the distant geotail. Geo-
phys. Res. Lett., 11, pp. 603-606, 1984.
Gloeckler G., Hamilton D.C. АМРТЕ ion composition results. Phys. Scripta, 18, pp. 73-84, 1987.
Gosling J.T., McComas D.J., Phillips J.L., Bame S.J. Geomagnetic activity associated with Earth passage of inter-
planetary shock disturbances and coronal mass ejections. J. Geophys. Res., 96, pp. 7831-7839, 1991.
Gosling J.T., Asbridge J.R., Bame S.J. et al. Observations of two distinct populations of bow shock ions in the
upstream solar wind. Geophys. Res. Lett., 5, pp. 957-960, 1978.
Green J.L., Horwitz J.L. Desting of Earthward streaming plasma in the plasmasheet boundary layer. Geophys.
Res. Lett., 13, pp. 76-79, 1986.
Henderson M.G., Reeves G.D., Belian R.D., Murphree J.S. Observations of magnetospheric substorms occurring
with no apparent solar wind IMF trigger. J. Geophys. Res., 101, pp. 10773-10791, 1996.
Huang C.Y., Frank L.A. A statistical survey of the central plasma sheet. J. Geophys. Res., 99, pp. 83-95, 1994.
Hultqvist B. Recent progress in the understanding of the ion composition in the magnetosphere and some major
question marks. Rev. Geophys. Space Phys., 20, pp. 589-611, 1982.
Ipavich F.M., Galvin A.B., Gloeckler G. et al. Energetic (> 100 keV) O+ ions in the plasma sheet. Geophys. Res.
Lett., 11, pp. 504-507, 1984.
Ipavich F.M., Scholer M., Gloeckler G. Temporal development of composition, spectra, and anisotropies during
upstream particle events. J. Geophys. Res., 86, pp. 11153-11160, 1981.
Kan J.R., Zhu L., Akasofu S.-I. A theory of substorms: Onset and subsidence. J. Geophys. Res., 93, pp. 5624-5640,
1988.
Kistler L.M., Mobius E., Klecker B. et al. Spatial variations in the suprathermal ion distributions during substorms
in the plasma sheet. J. Geophys. Res., 95, pp. 18871-18885, 1990.
Klecker B., Mobius E., Hovestadt D. et al. Discovery of energetic molecular ions (NO+ and O2+) in the storm time
ring current. Geophys. Res. Lett., 13, pp. 632-635, 1986.
Krimigis S.M., Venkatesan D., Barichello J.C., Sarris E.T. Simultaneous measurements of energetic ions and elect-
rons in the distant magnetosheath, magnetotail and upstream in the solar wind. Geophys. Res. Lett., 5,
pp. 961-964, 1978.
Krimigis S.M., Haerendel G., Gloeckler G. et al. АМРТЕ lithium tracer releases in the solar wind: Observations
inside the magnetosphere. J. Geophys. Res., 91, pp. 1339-1353, 1986.
Kropotkin A.P., Domrin V.I. Theory of a one-dimensional current sheet in collisionless space plasma. J. Geophys.
Res., 101, pp. 19893-19902, 1996.
480
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Kropotkin А.Р., Sitnov M.I, Trubachev О.О., Lui A.T.Y. Quasineutral sheet combined instability in the geomag-
netotail. Proc, of 3th Intern. Conf, on Substorms, Versailles, France: ESA Spec. Publ., 389, pp. 435-439,
1996.
Kropotkin A.P., Trubachev O.O., Lui A.T.Y. Nonlinear instability of the geomagnetotail current sheet combining
the features of tearing and cross-field current instabilities. J. Geophys. Res., 104, pp. 371-381, 1999.
Lee M.A. Coupled hydromagnetic wave excitation and ion acceleration upstream of the Earth’s bow shock.
J. Geophys. Res., 87, pp. 5063-5080, 1982.
Lennartsson W., Shelley E.G. A mechanism for the depletion of He++ in the solar wind component of the magneto-
sphere plasma. EOS Trans. AGU, 63, p. 1075, 1982.
Lennartsson W., Shelley E.G. Survey of 0.1 to 16-keV/e plasma sheet ion composition. J. Geophys. Res., 91,
pp. 3061-3076, 1986.
Lennartsson W. Tail lobe ion composition at energies of 0.1 to 16keV/e: Evidence for mass-dependant density
gradient. J. Geophys. Res., 99, pp. 2387-2401, 1994.
Lin R.P., Meng C.-L, Anderson K.A. 30 to 100 keV protons upstream from Earth's bow shock. J. Geophys. Res.,
79, pp. 489-498, 1974.
Liu W.W., Rostoker G. Energetic ring current particles generated by recurring substorm cycles. J. Geophys. Res.,
100, pp. 21897-21 911, 1995.
Lockwood M., Chandler M.O., Horwitz J. L. et al. The cleft ion fountain. J. Geophys. Res., 90, pp. 9736-9748,
1985.
Lui A.T.Y. A multiscale model for substorms. Space Sci. Rev., 95, pp. 325-345, 2001.
Lui A.T.Y., Hones E.W. Jr., Yasuhara F. et al. Magnetotail plasma flow during plasma sheet expansions: Vela-5
and 6 and Imp-6 observations. J. Geophys. Res., 82, pp. 1235-1244, 1977.
Lui A.T.Y., Lopez R.E., Krimigis S.M. et al. A case study of magnetotail current sheet disruption and diversion.
Geophys. Res. Lett., 15, pp. 721-724, 1988.
Lundin R., Hultqvist B., Pissarenko N., Zakharov A. Composition of the hot magnetospheric plasma as observed
with the Prognoz-7 satellite. Energetic Ion Composition in the Earth’s Magnetosphere. Ed. Johnson R.G. To-
kyo: Terra Sci., pp. 307-351, 1983.
Lundin R. On the magnetospheric boundary layer and solar wind energy transfer into the magnetosphere. Space
Sci. Rev., 48, pp. 263-320, 1988.
Mobius E., Scholer M., Klecker B. et al. Acceleration of ions of ionospheric origin in the plasma sheet during sub-
storm activity. Magnetotail Physics, Ed. Lui A.T.Y. Baltimore, Md.: Johns Hopkins Univ. Press, pp. 231-234,
1987.
Malkki A., Lundin R. Altitude distributions of upward ion beams and solitary wave structures on the Viking data.
Geophys. Res. Lett., 21, pp. 2243-2246, 1994.
Ma Sung L.S., Gloeckler G., Fan C.Y., Hovestadt D. Observations of the mean ionization states of energetic parti-
cles in the vicinity of the Earth's magnetosphere. J. Geophys. Res., 85, pp. 5983-5991, 1980.
McPherron R.L., Terasawa T., Nishida F. Solar wind triggering of substorm expansion onset. J. Geomag. Geo-
elec., 38, p. 1089, 1986.
Moore T.E., Delcourt D. The geopause. Rev. Geophys., 33, p. 175, 1995.
Moore T.E. Superthermal ionospheric outflows. Rev. Geophys., 22, pp. 264-274, 1984.
Nagai T., Fujimoto M., Saito Y. et al. Structure and dynamics of magnetic reconnection for substorm onsets with
Geotail observations. J. Geophys. Res., 103, pp. 4419-4440, 1998.
Northrop T.G. The Adiabatic Motion of Charged Particles. New York: Wiley-Interscience, 1963.
Nose N., Lui A.T.Y., Ohtani S. et al. Acceleration of oxygen ions of ionospheric origin in the near-Earth magneto-
tail during substorms. J. Geophys. Res., 105, pp. 7669-7677, 2000.
Ohtani S., Lui A.T.Y., Takahashi K. et al. Ion dynamics and tail current intensification prior to dipolarization: The
June 1, 1985, event. J. Geophys. Res., 105, pp. 25233-25246, 2000.
Ohtani S., Takahashi K., Zanetti L.J. et al. Initial signatures of magnetic field and energetic particle fluxes at tail
reconfiguration: Explosive growth phase. J. Geophys. Res., 97, pp. 19311-19324, 1992.
Paschalidis N.P., Sarris E.T., Krimigis S.M. et al. Energetic ion distributions on both sides of the Earth's magneto-
pause. J. Geophys. Res., 99, pp. 8687-8703, 1994.
ГЛАВА 3.2
ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ
481
Peterson W.K., Sharp R.D., Shelley E.G. et al. Energetic ion composition of the plasma sheet. J. Geophys. Res.,
86, pp. 761-767, 1981.
Petrukovich A.A., Romanov S.A., Zelenyi L.M. et al. Substorm-associated pressure variations in the magnetotail.
Proc. 4th Int. Conf, on Substorms. Eds. Kokubun S. and Kamide Y. Norwell, Mass.: Kluwer Acad., pp. 199-202,
1998.
Raitt W.J., Schunk R.W. Composition and characteristics of the polar wind. Energetic Ion Composition in the
Earth’s Magnetosphere, Ed. Johnson R.G. Tokyo: Terra Sci., pp. 99-141, 1983.
Rothwell P.L., Block L.P., Silevitch M.B., Falthammar G.-G. A new model for substorm onsets: The pre-breakup
and triggering regimes. Geophys. Res. Lett., 15, pp. 1279-1282, 1988.
Sachsenweger D., Scholer M., Mobius E. Test particle acceleration in a magnetotail reconnection configuration.
Geophys. Res. Lett., 16, pp. 1027-1030, 1989.
Sarris E.T., Krimigis S.M., Lui A.T.Y. et al. Relationship between energetic particles and plasmas in the distant
plasma sheet. Geophys. Res. Lett., 8, pp. 349-352, 1981.
Sarris E.T., Krimigis S.M., Bostrom C.O., Armstrong T.P. Simultaneous multispacecraft observations of ener-
getic proton and electron bursts inside and outside the magnetosphere. J. Geophys. Res., 83, pp. 4289-4305,
1978.
Scholer M., Hovestadt D., Ipavich F.M., Gloeckler G. Upstream energetic ions and electrons: Bow shock-associa-
ted or magnetospheric origin? J. Geophys. Res., 86, pp. 9040-9046, 1981.
Sergeev V.A., Sauvaud J.-A., Popescu D. et al. Plasma sheet ion injections into the auroral bulge: Correlative
study of spacecraft and ground observations. J. Geophys. Res., 105, pp. 18465-18481,2000.
Sharp R.D., Johnson R.G., Lennartsson W., Peterson W.K., Shelley E.G. Hot plasma composition results from the
ISEE-1 spacecraft. Energetic Ion Composition in the Earth's Magnetosphere, Ed. Johnson R.G., Tokyo: Terra
Sci.,pp. 231-261, 1983.
Takahashi K. and Hones E.W. Jr. ISEE-1 and 2 observations of ion distributions at the plasma sheet - tail lobe
boundary. J. Geophys. Res., 93, pp. 8558-8582, 1988.
von Steiger R., Geiss J., Gloeckler G. et al. Magnesium, carbon and oxygen abundances in different solar wind
flow types, as measured by SWICS on ULYSSES. Solar Wind 7. Eds. March E., Schwenn R. New York: Per-
gamon Press, pp. 399-403, 1992.
Williams D.J., Mitchell D.G., Frank L.A. and Eastman T.E. Three dimensional plasma ion distribution from
200 eV to 2 MeV. J. Geophys. Res., 93, pp. 12783-12794, 1988.
Winglee R.M. Multi-fluid simulations of the magnetosphere: The identification of the geopause and its variation
with IMF. Geophys. Res. Lett., 25, pp. 441-444, 1998.
Wodnicka E.B., Banaszkiewicz M. The features of the auroral topside ionosphere-magnetosphere coupling in-
duced by the time-dependent magnetic field. Adv. Space Res., 18, pp. 233-236, 1996.
Wygant J.R., Keiling A., Cattell C.A. et al. Polar spacecraft based comparisons of intense electric fields and
Poynting flux near and within the plasma sheet-tail lobe boundary to UVI images: An energy source for the
aurora. J. Geophys. Res., 105, pp. 18675-18692, 2000.
Zelenyi L.M., Lipatov A.S., Lominadze D.G., Taktakishvili A.L. The dynamics of the energetic proton bursts in
the course of the magnetic field topology reconstruction in the Earth’s magnetotail. Planet. Space Sci., 32,
pp. 313-324, 1984.
Zelenyi L.M., Lominadze J.G., Taktakishvili A.L. Generation of energetic proton and electron bursts in the plane-
tary magnetotail. J. Geophys. Res., 95, p. 3883, 1990.
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
Ковтюх А.С.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Планетарный кольцевой ток (КТ) лежит в основе механизма геомагнитных бурь
(Chapman and Ferraro, 1930). Во время бурь горизонтальная составляющая геомаг-
нитного поля на низких и средних широтах понижается, причем на данной геомаг-
нитной широте величина этого понижения практически не зависит от долготы (та-
кая зависимость появляется только в самом начале бури и быстро исчезает). Сред-
ние значения магнитного поля на поверхности Земли на экваторе понижаются на
0,1-1%, а наиболее мощные бури (наблюдаемые один раз в несколько столетий)
понижают экваториальное поле на ~3-6%.
По закону Ампера такой магнитный эффект отвечает циркулирующему вокруг
Земли замкнутому току, направленному на запад. Силу этого тока принято оценивать
по величине индекса Dst - горизонтальной составляющей возмущения магнитного
поля на низких широтах, усредненной за 1 ч UT по данным нескольких обсервато-
рий. Согласно современной классификации, бури с |Лу/| < 50 нТл - слабые,
50-100 нТл - умеренные и свыше 100 нТл - сильные. Во время гигантских бурь Dst
понижается до -250-600 нТл.
По наблюдениям вариаций геомагнитного поля на низких и средних широтах
С. Чепмен и В. Ферраро, а также их последователи, построили модели, которые
описывают пространственное распределение гипотетического КТ. В этих моделях
КТ располагается в области космического пространства, в которой позднее был
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
483
обнаружен внешний радиационный пояс (РП). Поэтому сразу после открытия РП
предпринимались попытки отождествить их с КТ.
По измеренным потокам и скоростям дрейфа захваченных частиц с Е> 100 кэВ
вычислялись отвечающие им электрические токи и находился интегральный маг-
нитный эффект этих токов на поверхности Земли. В спокойные периоды вклад этих
частиц в Dst составляет от -15 ± 5 нТл (Hoffman and Bracken, 1965) до -9 ± 2 нТл
(Sugiura, 1972; Ковтюх и др., 1981) и полностью уравновешивается магнитным по-
лем токов на магнитопаузе. В спокойные периоды вклад частиц с Е < 100 кэВ в Dst
не превышает 20% (Ковтюх и др., 1981). Однако во время бурь магнитное поле в
сердцевине ловушки ослабляется, что вызывает замедление частиц РП (бетатрон-
ный эффект), адиабатическое уменьшение их потоков и, следовательно, ослабление
связанного с ними тока. Этот парадокс разрешился после открытия пояса частиц,
который усиливается во время бурь в десятки раз (Frank, 1967).
По современным представлениям буревой КТ принципиально отличается от РП
по составу и механизмам генерации. Он состоит из положительных ионов с
Е/Qi- 10-250 кэВ, точнее с 10 кэВ <Е/Qi < 40ZT3 МэВ (Qi - заряд иона по отноше-
нию к заряду протона) и электронов близких энергий.
Вблизи экваториальной плоскости и на средних геомагнитных широтах распре-
деления и динамика потоков частиц КТ, а также магнитное поле КТ изучались по
данным ИСЗ OGO-3 (1966-1967; 1967-1975), OGO-5 (1968-1969; 1971-1975), ATS-5
(1969-1970; 1972-1978), EXPLORER-45 (1971-1972; 1973-1998), «Молния-1» (1974-
1975; 1975-1984), ATS-6 (1974-1975; 1976-1996), ISEE-1 (1977-1979; 1979-1998),
SCATHA (1979-1980; 1981-1990), АМРТЕ (1984-1988; 1985-2006), «Горизонт-21»
(1985-1986; 1986-1996), CRRES (1990-1991; 1992-2006), «Горизонт-35» (1992-1995;
1994-2001), POLAR (1996-1997; 1997-2006), INTERBALL-TAIL (1996-1998; 1999-
2006) и других космических аппаратов (в скобках указаны годы проведения экс-
периментов и годы основных публикаций). Ионный состав КТ измерялся на
ИСЗ АМРТЕ/ССЕ, «Горизонт-21» и POLAR в минимуме и на ИСЗ «Горизонт-35»
и CRRES - в максимуме солнечной активности.
По данным этих ИСЗ установлено, что во время главной фазы бурь потоки час-
тиц КТ возрастают на 1-3 порядка величины (в зависимости от мощности бури,
точки наблюдения, энергии и вида частиц), а на фазе восстановления они затухают
до некоторых стационарных уровней. Во время бурь 80% полной энергии КТ при-
ходится на ионы с Е/Qi-20-250 кэВ (Smith and Hoffman, 1973; Williams, 1981,
1985, 1987; Gloeckler and Hamilton, 1987; Hamilton et al., 1988). Во время слабых и
умеренных бурь основной (~80-90%) вклад в давление горячей плазмы в макси-
муме радиального профиля плотности энергии КТ (L - 3-4) вносят ионы с
Е/Qi- 50-100 кэВ, а во время сильных бурь верхняя граница этого диапазона может
смещаться до 200-300 кэВ. Относительный вклад электронов в давление (плотность
энергии) и в магнитный эффект КТ во время слабых и умеренных бурь не превышает
25%, а во время сильных бурь этот вклад уменьшается до < 10% (Frank, 1967; Козе-
лова и Лазутин, 1994). Так, на L-6-1 наибольший вклад в суббуревые изменения
давления плазмы вносят протоны с Е = 28-98 кэВ, а вклад в эту величину электронов
с Е = 16-214 кэВ не превышает 5% (Козелова и Лазутин, 1994).
484
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
В некоторых работах к КТ относились и захваченные ионы с Е/ Qi от 0,1 до
10-20 кэВ, которые изучались по данным ИСЗ OGO-3 (1966-1967), ATS-5 (1969-1970),
ATS-6 (1974-1975), GEOS-1 (1977-1978), ISEE-1 (1977-1979), GEOS-2 (1978-1979),
«Прогноз-7» (1978-1979), АМРТЕ (1984-1988) и других космических аппаратов
(в скобках указаны годы проведения экспериментов). Однако состав и распределе-
ния этих частиц в геомагнитной ловушке принципиально отличаются от распреде-
лений частиц КТ. Они имеют очень сложные, изрезанные энергетические спектры,
которые быстро и сильно меняются даже во время незначительных возмущений, и
питч-угловые распределения в форме «сигары» или «коника» (Shelleyetai., 1985).
Потоки частиц с £ ~ 0,1-20 кэВ во внешних областях геомагнитной ловушки фор-
мируются специфическими авроральными механизмами ускорения (связанными с
полярными сияниями) и имеют, по-видимому, почти полностью ионосферное про-
исхождение. Поэтому мы будем относить их к авроральной популяции (АП). Важ-
но отметить, что в области геосинхронной орбиты (ГСО) буревые/суббуревые ва-
риации потоков ионов АП и КТ антикоррелируют друг с другом (Ковтюх и др.,
1999). Более подробно эта плазменная популяция рассмотрена в гл. 3.5.
Частицы с £7 2/<50 кэВ регистрируются электростатическими анализаторами,
а частицы с £ > 20 кэВ - твердотельными (в основном полупроводниковыми)
детекторами. Важнейший этап в изучении КТ начался в 1984 г. - после запуска
на высокоэллиптические орбиты спектрометров, позволяющих разделять ионы с
Е/Qi - 10-300 кэВ по массе и заряду. Впервые такие приборы были установлены на
ИСЗ АМРТЕ/ССЕ и «Горизонт-21».
Изучение буревой/суббуревой динамики и ионного состава КТ имеет первосте-
пенное значение для идентификации источников частиц, процессов их переноса и
ускорения в магнитосфере и остается одним из главных направлений космофизики. В
НИИЯФ МГУ такие исследования проводились в 1985-1992 гг. (впервые в России)
по результатам измерений на геосинхронных ИСЗ «Горизонт-21» и «Горизонт-35».
Геосинхронная орбита наиболее благоприятна для изучения механизмов инжекции и
других быстропеременных процессов, связанных с динамикой КТ.
Поскольку библиография по вопросам КТ достигает нескольких тысяч статей,
здесь даются ссылки в основном на пионерские и экспериментальные работы. Мно-
гие вопросы, относящиеся к КТ, рассмотрены в монографиях (Акасофу и Чепмен,
1975) и (Лайонс и Уильямс, 1987), а также в обзорах (Williams, 1981, 1985, 1987;
Daglis et al., 1999; Ковтюх, 2001), где можно найти более полные списки публикаций
по этим вопросам.
3.3.1. Феноменология кольцевого тока
К важнейшим характеристикам распределений частиц КТ относятся их ионный и
зарядовый состав, форма энергетических спектров и питч-угловые распределения.
Они зависят от расстояния точки наблюдения до Земли, магнитного местного време-
ни (MLT), уровня и характера геомагнитной активности, фазы солнечного цикла и
вспышечной активности на Солнце, величины и ориентации межпланетного магнит-
ного поля (ММП) и других факторов.
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
485
3.3.1.1. Ионный и зарядовый состав частиц кольцевого тока
Эксперименты на ИСЗ показали, что в отличие от РП, которые почти целиком
состоят из солнечных частиц (протонов и электронов), буревой КТ обогащен иона-
ми кислорода, азота и других элементов, распространенных в атмосфере и во внеш-
них оболочках ионосферы Земли и практически отсутствующих в солнечном ветре.
Состав КТ зависит от L и энергии частиц, сильно варьируя во время геомагнитных
возмущений.
В спокойные периоды в ионном составе КТ доминируют протоны, что объясня-
ется более быстрой перезарядкой других ионов таких энергий. Так, по усреднен-
ным на L = 5-7 данным АМРТЕ/ССЕ в спокойные периоды средние парциальные
концентрации ионов Н+, О+, N+, Не+, Не2+, О2+ и (С6+ + О6+) с Е/Qt= 10-315 кэВ
составляют ~80, 14, 3, 3, 0,5, 0,3 и 0,02% соответственно (Gloeckler and Hamilton,
1987).
Протоны вносят основной вклад в КТ и во время типичных бурь (Krimigis et al.,
1985; Gloeckler and Hamilton, 1987; Власова и др., 1988b; Козелова и Лазутин, 1994;
Ковтюх и др. 1995b; Jordanova et al., 1999). Так, по данным АМРТЕ, во время главной
фазы бурь с max |£>5/| ~ 50-160 нТл в сердцевине КТ (L ~ 3-5) средние парциальные
концентрации ионов Н+ и (N, О)+ составляют ~62% и —35%, а средние парциальные
плотности энергии ~69% и ~27% соответственно (Krimigis et al., 1985; Gloeckler and
Hamilton, 1987).
Однако во время очень сильных бурь доля ионов О+ в плотности энергии КТ при-
ближается к доле протонов и во время бурь с max|Z>s7| > 250 нТл ионы О+ могут
кратковременно доминировать в плотности энергии КТ (Hamilton et al., 1988;
Wilken et al., 1992; Roeder et al., 1996; Daglis, 1997; Kamideetal., 1998; Daglis et al.,
1999). Так, по данным ИСЗ CRRES, в максимуме гигантской бури в марте 1991 г. в
КТ доминировали ионы О+: их доля в плотности энергии ионов с Е = 50-426 кэВ на
L = 5-6 достигала 66% (Wilken et al., 1992). Этот вывод подтверждается данными
CRRES для пяти бурь с max|ZIs7| от 80 до 300 нТл, наблюдавшихся в период с января
по июль 1991 г. (Daglis, 1997): во время главной фазы гигантских бурь (24 марта и
9 июля 1991 г.) КТ содержал необычно много ионосферных частиц, причем плот-
ность энергии ионов О+ хорошо коррелировала с | Dst |.
По данным ИСЗ «Горизонт-35» показано, что в максимуме солнечной активности
плотность энергии ионов О+ в интервале Е ~ 100-130 кэВ на ГСО близка к плотности
энергии протонов даже в относительно спокойные периоды, а во время бурь/суббурь
может превышать ее в несколько раз (Ковтюх и др., 1995а).
В области ГСО ионный состав КТ сильно варьирует даже во время небольших
(max|£\s7| < 30 нТл) геомагнитных возмущений (Geiss et al., 1978; Lennartsson et al.,
1981; Sharp et al., 1983; Shelley et al., 1985; Власова др., 1988a, 1988b). В этой области
эффект обогащения КТ ионами О+ и другими ионами с массой (по отношению к мас-
се протона) Mi > 1 и зарядом = 1-2 ионосферного происхождения прослеживается
в широком энергетическом диапазоне (от нескольких кэВ до нескольких сотен кэВ),
причем во время отдельных суббурь этот эффект наиболее значителен при энергиях в
несколько сотен кэВ (Ковтюх и др., 1990; Grande et al., 1992; Gazey et al., 1996). Пар-
циальные концентрации He2+, C6+, O6+ и других многозарядных ионов солнечного
486
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
происхождения увеличиваются во время бурь менее значительно и быстро падают с
уменьшением L (Kremser et. al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987).
По данным ИСЗ «Горизонт-21» и «Горизонт-35» установлено, что вариации
отношений потоков и энергетических спектров различных ионных компонент КТ
(Е/Q,- 40-70 кэВ) на ГСО имеют значительную неадиабатическую составляющую
и отражают изменения ионного состава КТ (Власова и др., 1988b, 1989b; Ковтюх
и др., 1990). Показано, что долговременные (с периодом -1 месяца) вариации по-
токов ионов (рис. 3.3.1) сильно зависят от массы частиц и для ионов группы
CNO имеют ярко выраженный пороговый
у,см-2-с'1-ср’1-(кэВ/&)’1 характер (Ковтюх и др., 1990; Ковтюх и
Власова, 1996). Вместе с тем, по дан-
ным синхронных измерений на ИСЗ «Го-
ризонт-21» и АМРТЕ/ССЕ в районе ГСО
показано, что эффекты ужесточения спек-
тров ионов на L > 5 и выполаживания
внешней кромки КТ во время бурь взаимо-
связаны (Ковтюх и др., 1991); эти резуль-
таты свидетельствуют, что в процессах
формирования КТ важную роль играют и
адиабатические механизмы.
Различия в характере и амплитуде бу-
ревых/суббуревых вариаций потоков раз-
ных ионных компонент КТ определяются,
в первую очередь, двумя обстоятельст-
вами:
• различные ионные компоненты
имеют разные источники и меха-
Рис. 3.3.1. Вариации потоков ионов Н+,
(NO)2+ и (CNO)6+ с EIQ, = 62, 54 и 59 кэВ
соответственно в 12:00 LT на ГСО (Ковтюх
и др., 1990). В нижней части приведен
суммарный (за сутки) Кр-индекс
низмы ускорения;
• характерные времена жизни ионов
сильно зависят от их массы и за-
ряда.
Так, по данным ИСЗ «Горизонт-35» ус-
тановлено, что для ионов, поступающих
в магнитосферу из одного источника
(например, солнечных ионов Не2+), кор-
реляция потоков с индексами геомагнит-
ной активности лучше, чем для ионов Н+,
поступающих как из солнечного, так и
из ионосферного источников (Ковтюх и
Мартыненко, 1996а).
На рис. 3.3.2 представлены заря-
довые распределения ионов кислорода с
Е = 1-300 кэВ на 4 < L < 9,2 по данным
АМРТЕ/ССЕ (Kremser et al., 1985). В этих
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
487
MJQ,
Рис. 3.3.2. Зарядовые распределения ионов кислорода с Е= 1-300 кэВ в 13:00 LT по данным
АМРТЕ/ССЕ (Kremser et al., 1985) для периодов Кр < 4. Цифры около пиков соответствуют
Qi ионов. Пунктиром отмечены фоновые уровни. Вертикальные отрезки соответствуют
величинам статистических ошибок. Эти рисунки иллюстрируют изменение зарядового
состава ионов кислорода при изменении £, но не отражают реальных соотношений
потоков ионов с различными Q,
8 <£<9,2
распределениях четко выделяются ионосферная (2/~1) и солнечная (2, ~ 6)
составляющие. Видно усиление относительного влияния солнечного источника с
ростом L.
Потоки ионов с промежуточными зарядами слабо изменяются с ростом Кр
(Kremser et al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987; Kremser et al., 1988; Christon et al.,
1994).
В спокойные периоды на L > 8,5 потоки ионов Не2+ превышают потоки ионов Не+
в диапазоне Е/ Qi ~ 10-300 кэВ, а с уменьшением L отношение потоков Не+/Не2+
увеличивается, и в максимуме КТ (L ~ 4-6) ионы Не+ доминируют над Не2+ (Krem-
ser et al., 1993).
По результатам экспериментов на ИСЗ «Горизонт-21» (Власова и др., 1988а)
установлено, что зарядовые распределения ионов группы CNO (2/= 2-6) с
E/Qi ~ 50-70 кэВ (локальный максимум в спектрах) испытывают в области ГСО
очень сложные и разнообразные вариации, зависящие от характера и уровня гео-
магнитной активности (рис. 3.3.3). Эти распределения резко изменяются в перио-
ды активизации суббурь, но благодаря перезарядке ионов КТ на атомах экзо-
сферы очень быстро, гораздо быстрее, чем потоки и энергетические спектры
ионов, восстанавливаются к равновесному состоянию.
В отличие от КТ, для АП (Е / (Е ~ 0,1-20 кэВ) концентрации и плотности
энергии ионов О+ на Е ~ 4 превышают протонные даже в спокойные периоды,
а во время бурь/суббурь потоки ионов О+ таких энергий могут превышать про-
тонные и на больших Е; чем сильнее возмущение, тем шире диапазон Е, в ко-
тором наблюдается такое превышение (Lundin et al., 1980; Lennartsson et al., 1981;
488
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Sharp et al., 1983; Shelley et al., 1985; Kri-
migis et al., 1985). С ростом солнечной ак-
тивности парциальные концентрации
ионов О+ и Не+ таких энергий увеличи-
ваются, причем в области ГСО концент-
рация ионов О+ возрастает более чем на
порядок величины и хорошо коррелиру-
ет с потоками солнечного ультрафиоле-
та (Young et al., 1981; Lennartsson, 1989).
Такой эффект объясняется увеличением
концентраций тепловых ионов О+, Не+ и
О2+ (в связи с ионизацией и разогревом
верхней атмосферы ультрафиолетом) на
высотах, доступных для эффективного
действия авроральных ускорительных
механизмов.
З.З.1.2. Пространственные распределения
частиц кольцевого тока
На рис. 3.3.4 представлены экспери-
ментальные радиальные профили кон-
центраций и плотности энергии основных
ионных компонент КТ, построенные по
данным ИСЗАМРТЕ/ССЕ во время ти-
пичной сильной бури 4-7 сентября 1984 г.
(max|£\s7| « 120 нТл).
В результате экспериментов на ИСЗ ус-
тановлено, что КТ располагается в той час-
ти геомагнитной ловушки, где локализова-
на и большая часть частиц РП. Радиальные
профили потоков частиц КТ имеют макси-
мум (на Lm = 5,5-6,0 в спокойные периоды
и на Lm = 2,5-5,0 во время бурь), крутую
внутреннюю и более пологую внешнюю
Рис. 3.3.3. Отношения потоков Rj ионов
группы CNO с El Qi ~ 50-70 кэВ на ГСО в
зависимости от Qt ионов по данным
ИСЗ «Горизонт-21» (Власова и др., 1988а)
во время умеренной бури 12-13 августа
1985 г. Числитель и знаменатель дробей
около кривых соответствуют интервалам,
отмеченным кружками на ^/-вариации.
Темные кружки отвечают измерениям в
полночь, светлые - в полдень
кромку. Середина внутренней кромки КТ примерно совпадает с усредненным по ме-
стному времени (LT) положением плазмопаузы (Frank, 1971; Smith and Hoffman,
1973, 1974).
Одиночные суббури усиливают лишь периферийную (L ~ 6-8) область КТ, и
хотя потоки частиц увеличиваются здесь в 5-10 раз, они быстро (в течение
~1-2 ч) восстанавливаются к стационарным уровням. Быстрое восстановление КТ
объясняется тем, что в таких событиях частицы инжектируются в довольно узкий
околополуночный сектор (ALT ~ 2-3 ч), и магнитный дрейф быстро размывает
их по LT.
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
489
На главной фазе бурь, которая сопровождается серией суббурь, горячая плазма
инжектируется в ловушку до L ~ 2-4. При этом уменьшается до 2,5-5,0 (в за-
висимости от силы бури), а внутренняя кромка КТ становится значительно бо-
лее крутой и узкой, по-прежнему совпадая с положением плазмопаузы: на главной
фазе бурь перекрытие КТ с плазмосферой обычно не превышает АЛ ~ 0,5 (Frank,
1971; Smith and Hoffman, 1973, 1974; Fritz et al., 1974; Williams and Lyons, 1974a,
1974b; Smith et al., 1976; Williams et al., 1976; Wygant et al., 1998; Burke et al., 1998).
Чем сильнее буря, тем ближе КТ подходит к Земле (в среднем) и тем медленнее
(в течение от ~1 до ~10-15 дней) он восстанавливается.
Для различных ионных компонент КТ амплитуда и фазовые портреты су-
точного хода потоков во внешней области ловушки различны. Так, по данным
АМРТЕ/ССЕ на L « 5-7 среднестатистический суточный ход потоков ионов кис-
лорода и углерода с Qi = 5 и 6 имеет максимум вблизи полуночи и минимум в
полдень; для ионов с Qi = 1 и 2 на L > 6 при Кр ~ 2-4 суточный ход имеет макси-
мум в полдень; для ионов с промежуточными зарядами (Qi ~ 3-4) при Кр ~ 0-2 по-
токи практически не зависят от LT
(Kremser et al., 1988).
Во время бурь/суббурь концентрация
горячей плазмы в околополуночном сек-
торе ГСО увеличивается от 0,4-2 до
2-5 см"3 (Borovsky et al., 1998). В этой об-
ласти потоки ионов, особенно ионов с
Mj> 1, очень чувствительны к изменениям
уровня и характера геомагнитной актив-
ности и откликаются даже на незначитель-
ную суббуревую активность.
В отличие от сердцевины ловушки
(на L < 5) в области ГСО возрастание
потоков частиц во время бурь/суббурь
охватывает широкий энергетический
диапазон (от нескольких кэВ до несколь-
ких МэВ). По результатам экспериментов
на ИСЗ «Горизонт-21» и «Горизонт-35»
установлено, что в области ГСО потоки
частиц КТ практически не коррелируют с
Dst, но проявляется довольно четкая кор-
реляция их с индексами АЕ и Кр (Ковтюх
и Мартыненко, 1996а, 1996b; Ковтюх и
Власова, 1996). Показано, что в этой об-
ласти вариации потоков ионов КТ управ-
ляются активными магнитосферными
процессами не только на фазе роста по-
токов, но и на фазе их спада (Ковтюх
и др., 1990; Ковтюх и Власова, 1996).
Рис. 3.3.4. Радиальные зависимости
концентрации п и плотности энергии w
ионов с Е/Qi = 5,2-315 кэВ
по данным ИСЗ AMPTE/CCE во время
главной фазы бури 5 сентября 1984 г.
(Gloeckler and Hamilton, 1987)
490
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Такие различия связаны с тем, что в область, непосредственно примыкающую к
границе захвата (на L ~ 6-7), частицы инжектируются практически одновременно и в
широком энергетическом диапазоне, а времена переноса частиц больших и малых
энергий на L < 5 различаются на несколько порядков величины. Кроме того, следует
иметь в виду, что во время типичных бурь только небольшая доля частиц (с энергией
около нескольких сотен кэВ) имеет в области ГСО устойчивые и замкнутые дрейфо-
вые траектории; остальные частицы с экваториальным питч-углом ос0 ~90° дрейфуют
по разомкнутым или неустойчивым траекториям.
3.3.1.3. Энергетические спектры и питч-угловые распределения частиц
кольцевого тока
Типичные энергетические спектры ионов КТ представлены на рис. 3.3.5. В спо-
койные периоды спектры ионов КТ имеют глубокий минимум (провал) при
El Qi ~ 20-100 кэВ. Этот провал сильнее всего выражен на L - 4; с увеличением L он
смещается в сторону меньших энергий и постепенно вырождается. Положение этого
провала определяется в основном ионизационными потерями ионов и различается
для разных ионных компонент.
Во время бурь ионы КТ инжектируются именно в эту энергетическую «нишу»
(см. рис. 3.3.6), частично или полностью заполняя ее: потоки ионов таких энергий
возрастают во время бурь наиболее значительно, и провал в спектрах исчезает (см.,
например, Smith and Hoffman, 1973, 1974; Kovtyukh et al., 1975; Smith et al., 1976;
Ковтюх и др., 1980; Krimigis et al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987).
J, cm 2-c ’-ср ’-кэВ 1
10’1 10 103
Рис. 3.3.5. Спектры ионов на L « 4 (B/BQ « 1) в спокойный период (3 сентября 1984 г.), во время
главной фазы (5 сентября 1984 г.) и в начале фазы восстановления (6 сентября 1984 г.) типичной
сильной бури по данным AMPTE/CCE (Krimigis et al., 1985). На этом рисунке
потоки ионов Не2+ и О2+ умножены на коэффициент 10~2
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
491
В спокойные периоды 75% полной энергии частиц в геомагнитной ловуш
ке приходится на протоны с Е ~ 100-400 кэВ (РП), а во время магнитных активи
заций 90% этой энергии приходится на ионы с EIQi~ 10-250 кэВ (КТ); в зависи
мости от L максимум дифференциальной
плотности энергии буревого КТ при-
ходится на E/Qt ~ 30-80 кэВ (Smith and
Hoffman, 1973; Williams, 1981, 1985, 1987;
Krimigis et al., 1985; Gloeckler and Hamil-
ton, 1987).
В области ГСО энергетические спект-
ры, как и ионный состав КТ, сильно варь-
ируют даже во время небольших гео-
магнитных возмущений (см., например,
Geiss et al., 1978; Lennartsson et al., 1981;
Sharp et al., 1983; Shelley et al., 1985; Вла-
сова и др., 1988a, 1988b; Ковтюх и др.,
1995а, 1995b). Так, спектр протонов
в диапазоне Е ~ 60-120 кэВ на ГСО име-
ет очень близкую к экспоненциальной
форму (рис. 3.3.7), и во время типичной
бури спектральный параметр Eq увели-
чивался примерно в 2 раза (Власова и др.,
1988а).
По наблюдениям на ГСО слабые бури
приводят к смягчению ионных спектров в
диапазоне от десятков до сотен кэВ, а во
время достаточно мощных бурь и суб-
бурь спектры становятся жестче (Власова
др., 1988а; Ковтюх и Мартыненко, 1995;
Ковтюх и др., 1998, 1999). По данным
ИСЗ «Горизонт-35» показано, что в диа-
пазоне £7(9, = 41-133 кэВ на ГСО при
Кр > 5 в спектрах ионов Н+, Не2+ и О+ мо-
жет формироваться «колено»: плато при
Е/ Qi < 80 кэВ и резкий спад при больших
энергиях (Ковтюх и др., 1998).
Суббуревой эффект смягчения ион-
ных спектров в области ГСО можно объ-
яснить механизмом диполизации маг-
нитного поля: чем больше начальная
энергия частиц, тем скорее они покида-
ют область ускорения и тем меньше от-
носительное приращение их энергии.
Обратный эффект - увеличение жестко-
Рис. 3.3.6. Спектры плотности энергии ионов
на L = 4-5 по данным ИСЗ EXPLORER-45
для спокойного периода (9:30 UT) и на
главной фазе (09:40-10:11 UT) типичной
бури 24 февраля 1972 г. (Fritz et al., 1974)
Dst, нТл
50 -
Рис. 3.3.7. Спектры протонов КТ по данным
ИСЗ «Горизонт-21» в спокойный период и во
время бури 27-28 февраля 1985 г. (Власова
и др., 1988а). Темные точки отвечают
измерениям в полночь, светлые - в полдень
492
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
сти ионных спектров - связан со стохастическими механизмами ускорения ионов
в магнитосферном хвосте.
Детального подобия спектров для различных ионных компонент КТ нет.
Однако часто наблюдается хорошее соответствие наиболее ярких структурных
особенностей в спектрах родственных по источнику ионов; например, в спектрах
ионосферных ионов О+ и Не+ или солнечных ионов Не2+ и О6+. Подобие же спект-
ров ионов различного происхождения весьма приблизительно и часто наруша-
ется.
Точное подобие (скейлинг) спектров двух различных ионных компонент озна-
чает, что отношение их потоков при равных Е/^ не зависит от Е. Обычно в качест-
ве рассматривают Qh Mi или 1, и для основных ионных компонент КТ указанные
отношения в среднем слабее всего зависят от энергии при Qi (см., например,
Krimigis et al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987). Поэтому (а также в связи с осо-
бенностями ионных спектрометров) потоки и спектры ионов КТ чаще всего приво-
У, см 2-с '-ср '-(кэВ/2,) 1
E/Q„ кэВ
Рис. 3.3.8. Энергетические спектры ионов Н+ (кружки), Не2+ (квадраты) и О+ (треугольники),
измеренные в полуденном (11:30 ± 1:30 LT) секторе на ГСО («Горизонт-35») 12-25 марта 1992 г.
(Ковтюх и др., 1995b). На этот период приходятся бури 16-17, 17-19 и 21-25 марта
с Dst = -53, -36 и -77 нТл соответственно
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
493
дятся по шкале ElQi. Однако для разных пар
ионных компонент КТ, в различных энерге-
тических диапазонах и областях наблюдения, а
также в зависимости от состояния магнито-
сферы параметры могут существенно раз-
личаться, изменяясь в пределах от 1 до Так,
по данным АМРТЕ/ССЕ, усредненным для спо-
койных условий, на £ = 5-7 при £<100 кэВ
спектр ионов О+ КТ круче спектра ионов Не+
(Gloeckler and Hamilton, 1987).
В соответствии с результатами сравнитель-
ного анализа энергетических спектров ионов,
измеренных в разных экспериментах, наи-
лучшее взаимное соответствие формы спектров
различных ионных компонент КТ в представ-
лении Е / Qi получается в период вблизи мак-
симума солнечной активности (Ковтюх, 1999).
Спектры ионов Н+, Не2+ и О+ КТ, измеренные в
один из таких периодов (на ИСЗ «Гори-
зонт-35»), приведены на рис. 3.3.8.
Типичные питч-угловые распределения (ПУР)
ионов КТ представлены на рис. 3.3.9. В сердцеви-
не КТ они имеют «нормальную» форму (или
форму «пончика») с максимумом при ос0 = 90°
(Williams and Lyons, 1974а, 1974b). С ростом
энергии частиц анизотропия ПУР на данной
£-оболочке увеличивается. С увеличением L в
сердцевине ловушки анизотропия ПУР КТ
уменьшается, и в районе ГСО они близки к изо-
Поток, усл. ед.
105 -
Рис. 3.3.9. Типичные ПУР ионов
в сердцевине KT (L = 4,6) и
на его периферии (L = 7,8)
по данным ИСЗ AMPTE/CCE
(Sibeck et al., 1987)
тропным, а на периферии ловушки ПУР КТ имеют форму «бабочки».
3.3.2. Механизмы формирования и распада кольцевого тока
3.3.2.1. Источники частиц кольцевого тока
В формировании ионного состава буревого КТ важную роль играют как сол-
нечный, так и ионосферный источники горячей плазмы. Это положение четко
прослеживается в зарядовых распределениях ионов углерода и кислорода КТ
(Kremser et al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987). Для кислорода такие распреде-
ления представлены на рис. 3.3.2.
Ускорение ионосферных ионов до нескольких десятков или сотен эВ реализу-
ется плазменной турбулентностью поперек магнитного поля (Banks and Holzer,
1969) на h < 1 тыс. км над авроральным овалом. Последующее ускорение ионов до
Е/ Qi ~ 10-20 кэВ реализуется двойными электростатическими слоями (солито-
494
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
нами) (Антонова и Тверской, 1979; Hultqvist, 1988; Malkki and Lundin, 1994) или/и
низкочастотными флуктуациями поперечного электрического поля (Lundin et al.,
1990; Hultqvist, 1996) на высотах от 1 до 20 тыс. км (преимущественно на
Л ~ 7-10 тыс. км). Солитоны могут быстро смещаться (осциллировать) вдоль си-
ловых линий магнитного поля, образуя локальные магнитные ловушки; при этом,
по данным ИСЗ VIKING, ионосферные ионы Н+, О+ и Не+ могут ускоряться до
40 кэВ (Lundin et al., 1987). Такие механизмы формируют ПУР типа «коников»,
часто наблюдаемые в авроральной области (Malkki and Lundin, 1994; Hultqvist,
1996); продольная энергия ионов в таких «кониках» ограничена снизу, и с ростом
энергии угол раствора «коника» увеличивается. Эффективность этих механизмов
зависит от заряда и массы частиц.
С ростом солнечной активности увеличивается интенсивность ультрафиолето-
вого излучения, что приводит к увеличению скорости ионизации верхней атмосфе-
ры и разогреву ионосферы. Это облегчает выход О+ и других ионосферных ионов с
Mt > 1 в магнитосферу и обеспечивает более благоприятные условия для их уско-
рения. Компьютерное моделирование показывает, что от минимума к максимуму
солнечной активности потоки ионов О+ горячей плазмы на авроральных широтах
должны увеличиваться на порядок величины (Cannata and Gombosi, 1989). Судя по
данным ИСЗ АМРТЕ/ССЕ, такая зависимость нелинейна и существует, по-
видимому, некоторый порог по интенсивности излучения, выше которого эта зави-
симость резко ослабляется. Так, с начала 1985 до середины 1987 гг. (в период сол-
нечного минимума) интенсивность излучения в линии Е10,7 возросла всего на 20%,
а средние концентрации ионов О+ и О2+ с Е/Qi = 1,5-300 кэВ увеличились пример-
но в 2,4 раза; с середины 1987 до конца 1988 гг. (на фазе быстрого роста солнечной
активности) ультрафиолетовое излучение усилилось в ~2,7 раз, а средние концен-
трации ионов О+ и О2+ увеличились всего в ~5-6 раз (Christon et al., 1994).
Вдоль силовых линий магнитного поля ионосферные ионы, ускоренные над авро-
ральным овалом до Е/Qt < 10-20 кэВ, инжектируются в геомагнитную ловушку
(формируя АП), а также в ближние к Земле области плазменного слоя (ПС) магнито-
сферного хвоста, где они смешиваются с солнечной плазмой. В промежутках между
суббурями ионосферные и солнечные протоны обобществляются в ближнем ПС,
доускоряются и перераспределяются по энергии в широком энергетическом диапазо-
не (Е ~ 0,1-100 кэВ); при этом их спектры переформируются и сглаживаются (ин-
формация об источниках сохраняется только в парциальных концентрациях ионов с
Z> 1). Во время бурь/суббурь частицы ближнего ПС инжектируются в геомагнит-
ную ловушку, испытывая при этом бетатронное ускорение. Значительная часть элек-
тронов в ходе инжекции из ПС высыпается в конус потерь, вызывая диффузные и
пульсирующие полярные сияния. В отличие от электронов большая (-90%) часть
ионов удерживается в магнитных трубках и втягивается в ловушку.
Ионы буревого КТ приходят в ловушку из утренних областей ближнего ПС
(Sharp et al., 1983), где они имеют энергию Е/ Q,< 17 кэВ и в основном солнечное
происхождение: средние значения отношения концентраций О+/Н+ здесь примерно
на порядок величины ниже, а отношение концентраций Не2+/Н+ - несколько выше,
чем в других областях ПС (Lennartsson et al., 1981; Sharp et al., 1983). Вместе с тем,
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
495
экспериментальные данные свидетельствуют о значительных (более чем на порядок
величины) суббуревых вариациях отношений концентраций О+/Н+ и Не2+/Н+ в
ближнем ПС (Lennartsson et al., 1981; Sharp et al., 1983). Судя по этим вариациям,
можно ожидать больших вариаций относительных вкладов ионосферного и солнеч-
ного источников в полную энергию КТ.
По экспериментальным данным в спокойные периоды полное число ионов КТ
складывается в основном из протонов; во время геомагнитных возмущений про-
тоны обычно также доминируют в составе КТ (кратковременное доминирование
ионов О+ наблюдается только в конце главной фазы и в начале фазы восстанов-
ления гигантских бурь). Хорошо согласующиеся друг с другом оценки относи-
тельных вкладов ионосферного и солнечного источников в протонную компоненту
КТ получены в (Ковтюх, 2000b, с) по данным GEOS-1, GEOS-2, ISEE-1, SCATHA,
АМРТЕ/ССЕ и АМРТЕ/IRM методом, учитывающим зависимость эффектив-
ности ионосферного источника от заряда и массы ионов и законы скейлинга ион-
ных спектров.
Согласно этим вычислениям, в спокойном КТ большинство протонов (от 50 до
70%) имеет ионосферное происхождение, и с уменьшением L доля солнечных прото-
нов монотонно понижается. Во время бурь КТ обогащается солнечными частицами, и
доля солнечных протонов в КТ приближается к соответствующей величине в спо-
койном ПС (~50%). Вместе с тем, во время бурь и суббурь увеличиваются поставки в
КТ ионосферных ионов с Z > 1 (преимущественно О+).
В отличие от внешних областей магнитосферы, на L = 3-5 расчетная эффек-
тивность ионосферного источника для ионов Не+ выше, чем для протонов, что мо-
жет указывать на существенное влияние плазмосферы на ионный состав КТ в этой
области. Преимущественное ускорение плазмосферных ионов Не+ в районе плаз-
мопаузы может происходить в результате циклотронного резонанса.
При АЕ < 500 нТл эффективность солнечного источника ионов КТ значительно
ниже, чем ионосферного (особенно на L ~ 6,6), а при АЕ > 500 нТл мощность ионо-
сферного источника увеличивается с ростом АЕ и подключается солнечный источ-
ник, доминирующий при больших АЕ. Так, во время главной фазы гигантской бури в
феврале 1986 г. более 70% протонов с Е~ 1-315 кэВ поступало на L = 3-7 из гелио-
сферы (Ковтюх, 2000с).
От минимума к максимуму солнечной активности КТ обогащается тяжелыми
ионосферными ионами, особенно ионами О+, но при этом доля ионосферных про-
тонов в полном числе протонов КТ уменьшается (Ковтюх, 2000с).
3.3.2.2. Механизмы инжекции частиц в кольцевой ток
В отличие от РП, большая часть которых формируется в основном под действи-
ем флуктуаций давления солнечного ветра, динамика КТ управляется глобальным
электрическим полем (Акасофу и Чепмен, 1975).
Наиболее важными, ключевыми параметрами, контролирующими динамику
КТ во время главной фазы бурь, являются скорость солнечного ветра Ksw и вели-
чина Bz южной компоненты ММП. Эти параметры отвечают как за процессы пе-
496
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
рестройки магнитного поля во внешних областях магнитосферы и проникновение
в магнитосферу солнечной плазмы (управляются Bz), так и за величину глобаль-
ного электрического поля Ес: в экваториальной плоскости средняя величина
I Ес | = VswBz.
Благодаря резкому усилению поля Ес на главной фазе бури (во время суббурь), а
также благодаря диполизации магнитного поля (сокращению силовых линий в ближ-
ней области магнитосферного хвоста), в эти периоды из ПС в геомагнитную ловушку
инжектируется большое количество заряженных частиц, формирующих асиммет-
ричный КТ. Посредством биркеландовских токов, текущих вдоль магнитного поля,
асимметричный КТ тесно связан с ионосферными токовыми системами. В результа-
те формируется единая магнитосферно-ионосферная система токов и электрических
полей, которая способствует симметризации КТ в течение 1-3 ч (Tverskoy, 1972).
Косвенные проявления азимутальной асимметрии КТ наблюдались во многих
спутниковых экспериментах. Так, во время бурь значительно возрастает ази-
мутальная асимметрия депрессии магнитного поля ДЯ: вечером &В больше, чем
утром (Sugiura and Poros, 1973). Небольшая асимметрия, связанная с асимметрией
дрейфовых траекторий частиц и с диссипативными процессами в ловушке, харак-
терна даже для спокойного КТ. Однако значительная азимутальная асимметрия
КТ может развиваться только во время главной фазы бурь, и для прямых оценок
ее величины необходимо проводить одновременные измерения потоков КТ в не-
скольких (разнесенных по LT) точках одной и той же дрейфовой оболочки. По
данным одного спутника частичное разделение временного и пространственного
эффектов нестационарного КТ возможно только при очень благоприятном стече-
нии обстоятельств. Такое разделение впервые было проведено по данным
ИЗС «Молния-1» (с привлечением данных авроральных и субавроральных магнит-
ных обсерваторий); по этим данным получены количественные оценки азимуталь-
ной асимметрии КТ на главной фазе бури (Kovtyukh et al., 1976; Лазарев и др., 1977).
Радиальные профили КТ в дневном и ночном секторах LT, приведенные в (Frank,
1970) по данным OGO-3, относятся к разным суббурям, и по ним нельзя судить о
долготной асимметрии КТ. На периферии ловушки асимметричная инжекция час-
тиц из ПС проявляется в эффекте «дрейфового эха»: на ГСО наблюдаются посте-
пенно затухающие кратковременные всплески потоков с периодом дрейфа частиц
данной энергии вокруг Земли.
В классической концепции буря представляется как суперпозиция серии суб-
бурь (Акасофу и Чепмен, 1975), что отражено в их названии. Однако более полные
исследования, проведенные в последние десятилетия, свидетельствуют о неунивер-
сальности такого представления (см., например, Gonzalez et al., 1994): во время
изолированных суббурь среднее магнитосферное электрическое поле в 2-3 раза
меньше, чем во время типичных бурь. Флуктуации этого поля увеличивают ско-
рость радиального переноса и эффективность ускорения частиц в ловушке, причем
эти процессы играют в механизме развития бури обычно не менее, а иногда и зна-
чительно более важную роль, чем суббуревые инжекции плазмы.
По данным ИСЗ во время суббурь в околополуночной области авроральной маг-
нитосферы генерируются вихревые электрические поля с напряженностью до
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
497
—15—30 мВ-м"1 (Shepherd et al., 1980; Wygant et al., 1998), которые связаны с быстрым
(в течение ~1-2 мин) переформированием магнитного поля и могут ускорять ионы до
сотен кэВ (Pellinen and Heikkila, 1978; Lopez et al., 1989; Gonzalez et al., 1989). Однако
влияние этих полей на динамику частиц КТ (в целом) во время бурь невелико
(Harel et al., 1981). Значительные суббуревые вариации потоков частиц с энергией
более нескольких десятков кэВ имеют место только в узком околополуночном сек-
торе (ALT ~ 2-3 ч), а последующий дрейф частиц приводит, вследствие диспер-
сии дрейфовых скоростей по энергии, к быстрому (в течение десятков минут)
восстановлению потоков к квазистационарным уровням (см., например, Baker and
McPherron, 1990).
С другой стороны, суббури являются, по-видимому, необходимым условием
формирования симметричного буревого КТ. Так, на обе. Иркутск (L = 2) во время
сильной (max|Ds7| = 120 нТл) бури 18-19 октября 1995 г. наблюдались редкие для
таких широт очень сильные возмущения ионосферы и магнитного поля (Золотухи-
на и др., 1999). В результате анализа геомагнитных пульсаций, вариаций магнитно-
го поля, а также параметров ионосферы и солнечного ветра в этой работе показано,
что причиной указанных аномальных явлений были не суббури, а перенос частиц
ПС вплоть до L - 2 в условиях квазистационарной конвекции. Оценки разности
потенциалов электрического поля конвекции поперек магнитосферы, приведенные
в этой работе, укладываются в диапазон 200 ± 50 кВ, который, согласно модельным
расчетам (Chen et al., 1994), обеспечивает конвективное проникновение частиц ПС
до L - 2 (и ускорение их до 30-160 кэВ). Однако, судя по быстрой (-18 ч) фазе вос-
становления, во время этой бури горячая плазма не удерживалась геомагнитной
ловушкой и возвращалась в ПС, что не противоречит модельным расчетам для бурь
такого типа (см., например, Takahashi et al., 1991).
Кратковременные периоды суббуревой активности не приводят к значитель-
ному усилению КТ и развитию бури; только продолжительная авроральная актив-
ность достаточно сильно «разогревает» ионосферу, что обеспечивает поставки не-
обходимого количества горячей плазмы в КТ (Gonzalez et al., 1994). Это связано с
тем, что в периоды повышенной авроральной активности плотность энергии ионов
Н+ и Не2+ в ближнем ПС увеличивается скачком (во время взрывной фазы суббурь),
а потоки ионов О+ возрастают более плавно, и для накопления значительной энер-
гии в этой компоненте требуется гораздо больше времени (Daglis and Axford, 1996).
Математическое моделирование показывает, что обогащение горячей плазмы ио-
нами О+ приводит к усилению бури в результате более глубокой инжекции частиц с
большей средней энергией (Wodnicka, 1991).
Сильные магнитные бури имеют продолжительную главную фазу (более 20 ча-
сов) или происходят в две стадии: в начале фазы восстановления первой бури раз-
вивается следующая буря (Gonzalez et al., 1989; Kamide et al., 1998; Chen et al.,
2000). Так, из 1200 сильных бурь, рассмотренных в (Kamide et al., 1998), более поло-
вины имели две стадии. Двустадийные бури развиваются при наличии двух близ-
ких интервалов с большой южной компонентой ММП; при этом интервал инжек-
ции продлевается, что приводит к более глубокому проникновению КТ в ловушку.
По-видимому, необходимые условия для более значительного усиления КТ па вто-
498
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
рой стадии обеспечиваются благодаря уплотнению горячей плазмы во внешней
части ловушки и в ближнем ПС на первой стадии таких бурь (Chen et al., 1994;
Jordanova et al., 1998; Ebihara and Ejiri, 1998; Chen et al., 2000). Такое уплотнение
внешней части КТ и ПС может вызываться также активизацией ионосферного ис-
точника горячей плазмы или/и прохождением у границ геомагнитосферы сгустков
плазмы с концентрацией 20-30 см-3 и более, в которых «вмороженное» магнитное
поле направлено на юг.
3.3.2.3. Электрические поля и конвекция частиц кольцевого тока
После инжекции в ловушку частицы КТ конвектируют в скрещенных магнит-
ном и электрическом (Ес) полях. По данным ИСЗ внутренняя граница области кон-
векции (альвеновский слой) примерно совпадает с положением плазмопаузы и
внутренней кромкой КТ (Burke et al., 1998). Конвекция проявляется также в особен-
ностях буревой пространственно-энергетической структуры потоков ионов («носо-
вые» структуры) в сердцевине геомагнитной ловушки (Smith and Hoffman, 1974;
Kistler et al., 1989; Jordanova et al., 1999), в суточном ходе основных параметров КТ
(концентрации, плотности энергии, форме спектров, ионном составе) на ГСО (Ков-
тюх и др., 1995b, Ковтюх и Мартыненко, 1995, 1996b; Ковтюх и др., 1998) и во
многих других экспериментальных данных.
Реальное поле конвекции неоднородно и быстро, особенно в периоды магнит-
ных активизаций, изменяется. Согласно прямым измерениям на L ~ 3-7 вблизи эк-
ваториальной плоскости Ес ~ 0,1-0,2 мВ-м"1 в спокойные периоды и ~1-10мВ-м-1
во время бурь (Maynard et al., 1983; Baumjohann et al., 1985; Rowland and Wygant,
1998; Wygantetal., 1998). При этом разность потенциалов между утренним и вечер-
ним флангами магнитосферы изменяется от ~20 до ~ 150-200 кВ (Tverskoy, 1972;
Pellinen et al., 1982; Sauvaud et al., 1987). Во время бурь Ec нарастает от внешней к
внутренней кромке КТ, причем максимум Ес, максимальное усиление потоков КТ и
максимальное ослабление магнитного поля совпадают по £; этот эффект наиболее
четко выражен в вечернем секторе и проявляется уже при Кр = 3-4, усиливаясь с
ростом Кр (Rowland and Wygant, 1998; KorthetaL, 2000). Так, во время гигантской
бури 24 марта 1991 г. (max \Dst | ~ 300 нТл) это поле проникало до L ~ 2 и достигало
8 мВ-м-1, а на L > 4 оно не превышало 1-2 мВ-м-1; в конце главной фазы этой бури
максимальная депрессия магнитного поля в ловушке, связанная с КТ, составляла
350 нТл и локализовалась на L = 2,4 - там, где электрическое поле и давление КТ
достигали максимальных величин (Wygant et al., 1998).
При усилении электрического поля энергетический диапазон частиц, вовлечен-
ных в конвекцию, расширяется. Так, во время бури 24 марта 1991 г. в конвекцию
вовлекались частицы с энергией от 1-5 до ~300 кэВ (Wygant et al., 1998).
Электрическое поле конвекции сильно флуктуирует (с удалением точки наблю-
дения от Земли эти флуктуации усиливаются и в ближнем ПС достигают величины
среднего поля и более). Поэтому гладкие кривые, которыми принято изображать
траектории частиц в классической теории конвекции, отвечают усредненным тра-
екториям частиц и средним характеристикам их потоков.
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
499
В некоторых областях магнитосферы и в определенные периоды времени (в око-
лополуночном секторе авроральной области во время взрывной фазы суббури и в
околополуденном секторе во время сильных поджатий магнитопаузы) вихревые
поля могут значительно превышать поле конвекции. Кратковременное (в течение
нескольких минут) суббуревое возрастание вихревого поля до 20 мВ-м"1 в полуноч-
ном секторе наблюдалось даже на L = 3,5-6,5 (Wygant et al., 1998). Такие поля вы-
зывают быстрые локальные вариации потоков частиц, но в ходе дрейфа частиц эти
вариации сглаживаются и усредненные пространственно-энергетические распре-
деления КТ хорошо описываются моделями конвекции (см., например, Kistler et al.,
1989; Christon et al., 1994; Jordanova et al., 1999).
3.3.2.4. Механизмы потерь энергии кольцевого тока
Последующее затухание КТ (на фазе восстановления бури) связано с двумя
процессами: ионизационными потерями и питч-угловой диффузией частиц в ко-
нус потерь в результате циклотронной неустойчивости КТ. Электронная компо-
нента КТ затухает в основном под действием циклотронной неустойчивости, а
для ионов важны также ионизационные потери. Во время типичных бурь основ-
ной вклад в ионизационные потери ионов КТ вносит перезарядка на атомах экзо-
сферы, а во время медленной фазы восстановления в конце очень сильных, с
max|Ds7| > 200 нТл, бурь надо учитывать и кулоновское торможение ионов.
Характерное время перезарядки ионов
Тсе = (WHCTceV)"1,
где ин(г) - концентрация атомов водорода (основной компоненты экзосферы на вы-
сотах КТ); асе - сечение перезарядки; v - скорость ионов. Это время зависит от энер-
гии, заряда и массы ионов (входят в сгсе), а также от экваториального питч-угла ионов
(при ос0 * 90° концентрация ин усредняется по осцилляциям ионов вдоль магнитных
силовых линий).
Для частиц КТ сечение перезарядки ионов с захватом электрона и уменьше-
нием Qi значительно больше сечения обратного процесса (перезарядки ионов с по-
терей электрона и увеличением Q^). Для группы ионов с одинаковой массой и раз-
ными зарядами сечение перезарядки с захватом электрона тем больше, чем больше
Qi (для обратного процесса - наоборот). При Е/Mi> 10-30 кэВ (в зависимости от
вида ионов) для перезарядки с захватом электрона тсе быстро увеличивается, а для
перезарядки с потерей электрона - уменьшается с ростом энергии частиц.
Процессы перезарядки ионов КТ в сердцевине ловушки хорошо прослеживают-
ся по экспериментальным данным. Так, параметры наблюдаемого в спокойные
периоды на L<5 провала в ионных спектрах КТ при £7(9,~20-100 кэВ
(см. рис. 3.3.5 и 3.3.6) - его глубина, форма и положение по энергетической шкале
на разных L - хорошо согласуются с расчетными значениями, полученными с уче-
том баланса процессов обновления частиц в ловушке и перезарядки ионов (Kist-
ler et al., 1989; Kremser et al., 1993; Fok et al., 1995). В спокойные периоды эволюция
спектров ионов Не+ и Не2+ по L полностью описывается процессами бетатронного
ускорения и перезарядки ионов (Kremser et al., 1993).
500
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Перезарядка ионов кислорода и углерода наиболее убедительно проявляется в
распределениях по Qh Так, в буревых / суббуревых распределениях ионов кислорода
с Е/ Qi = 1-300 кэВ на L = 6-7 ионосферная (О+) и солнечная (О6+) компоненты раз-
делены глубоким провалом, а в спокойных условиях этот провал заполняется в ре-
зультате процессов перезарядки.
В солнечном ветре распределение ионов кислорода по зарядам имеет резкий
максимум при Qi = 6, а ионы углерода более равномерно распределены по Qb По-
этому по мере углубления солнечных ионов в геомагнитную ловушку для кисло-
рода суммарная концентрация уменьшается быстрее, чем для углерода (псе увели-
чивается с ростом 2/). Это проявляется и в суточном ходе отношения концент-
раций ионов С6+/С5+ и С/О (Qi >4) в области ГСО, наблюдаемом по данным
ИСЗ АМРТЕ/ССЕ: днем ГСО пересекает более глубокие L и [С]/[О] больше,
а [С6+] / [С5+] меньше, чем ночью (Christon et aL, 1994).
Для распределений ионов КТ с большими Mi и Qt влияние перезарядки прости-
рается дальше от Земли, чем для легких малозарядных ионов. Так, по данным
ИСЗ «Горизонт-21» и «Горизонт-35», спокойный суточный ход потоков ионов Н+ и
(NO)2+ КТ на ГСО описывается адиабатической моделью (учитывающей отклоне-
ния магнитного поля от дипольного и пренебрегающей перезарядкой), но ионы
(CNO)4+ и Не2+ не укладываются в рамки такой модели (Власова и др., 1989а,
1989b; Ковтюх и др., 1995b; Ковтюх и Мартыненко, 1996а).
По данным ИСЗ АМРТЕ/ССЕ, в ближней к Земле области геомагнитной ловуш-
ки затухание потоков ионов Не+ и Не2+ с Е/Qi- 10-300 кэВ, связанное с перезаряд-
кой, уравновешивается поставками частиц из ПС, а во внешней части ловушки пе-
резарядкой этих ионов в ходе их радиального переноса можно пренебречь; в спо-
койные периоды и во время слабой магнитной активности граница между этими
областями приходится на L = 5-7 (чем меньше Qi и больше энергия частиц, тем
меньше граничная £), а во время бурь она смещается к Земле (Kremser et al., 1993).
Смещение этой границы к Земле во время геомагнитных возмущений - общее пра-
вило для всех ионных компонент КТ.
Анализ данных ИСЗ АМРТЕ/ССЕ, полученных за 46 месяцев наблюдений, по-
казывает, что в области ГСО ионы Не+ квазистационарного КТ являются в основном
продуктом перезарядки солнечных ионов Не2+ (Kremser et aL, 1993). Этот вывод под-
тверждается тем, что спектры ионов Не+ и Не2+ в районе ГСО очень близки друг к
другу по форме при Е/Qi- 30-100 кэВ, т. е. в том диапазоне, где тсе(Не2+) слабо за-
висит от энергии. На основании этого результата, с учетом зависимостей gcq(E) для
различных ионных компонент КТ и зависимости от Qi времен радиального переноса
ионов можно объяснить известный экспериментальный факт: в спокойных условиях
на ГСО спектры ионов О+ КТ круче спектров ионов Не+ (Ковтюх, 1999b).
В результате перезарядки ионов с Qi > 1 образуются «вторичные» ионные компо-
ненты КТ (например, ионы О4+ и О5+ из ионов О6+), распределения которых могут
существенно отличаться от «первичных». Поскольку времена перезарядки много
больше времен суббурь, вариации распределений «вторичных» ионных компонент
гораздо медленнее и слабее «первичных», отражая изменения средних уровней кон-
центрации последних.
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
501
В результате перезарядки ионов КТ с захватом электронов и полного восстанов-
ления электронных оболочек образуются энергичные атомы, величина и направле-
ние скорости которых очень близки к соответствующим величинам первичных ио-
нов КТ. Такие атомы регистрировались на многих ИСЗ (см., например, Hovestadt
and Scholer, 1976; Roelofetal., 1985; Bishop, 1996; Lui et al., 1996; Henderson et al.,
1997; Jorgensen et al., 2000); проводились даже измерения их состава по Z (Lui et al.,
1996). Показано, что величина их потоков коррелирует с Dst и со скоростью распа-
да КТ (Roelofetal., 1985; Henderson etal., 1997; Jorgensen etal., 2000). Наблюдались
всплески таких потоков, коррелирующие с суббуревой активностью (Henderson et al.,
1997; Jorgensen et al., 2000).
Энергичные атомы, скорости которых направлены к Земле, могут терять элект-
роны, захватываться магнитным полем и формировать на£ < 3 «вторичный» КТ. Так,
в (Mizera and Blake, 1973) представлены измерения потоков ионов с Е> 12,4 кэВ и
показано, что их спектр на малых высотах, трансформированный перезарядкой, хо-
рошо согласуется (по форме и величине потоков) со спектром ионов в источнике (на
£>4). Модельные потоки «вторичного» КТ j < 30 см"2-с”1-ср”1-кэВ~1 и очень слабо
зависят от Е и L (Bishop, 1996).
Таким образом, ионизационные потери (в основном перезарядка) ионов иг-
рают важную роль в процессах формирования КТ и поддержания его квази-
стационарного состояния. Вместе с тем, во многих исследованиях (см., например,
Coroniti et al., 1972; Williams and Lyons, 1974a, 1974b; Williams et al., 1976; Kozy-
ra et al., 1997) указывалась, что ионизационные потери недооценивают диссипатив-
ные процессы в КТ и необходимо учитывать также, особенно во время бурь, цикло-
тронную неустойчивость КТ. Так, по данным EXPLORER-45 характерное время
жизни ионов КТ (без разделения по зарядам и массам) уменьшается с ростом Е и L
(Williams et al., 1976), что согласуется с механизмом циклотронной неустойчивости
и противоречит механизму перезарядки.
Циклотронная неустойчивость КТ развивается только при достаточно большой
величине положительной анизотропии и достаточно высоких уровнях потоков час-
тиц (Kennel and Petschek, 1966; Тверской, 1967). Критические для циклотронной
неустойчивости уровни интегральных потоков, при достижении которых разви-
вается сильная питч-угловая диффузия и угловые распределения полностью (вклю-
чая конус потерь) изотропизуются,
J(>E/?) = 7-1O'oZ74 [cm'V1],
где Er - резонансная энергия (Kennel and Petschek, 1966). Для протонов
ERp = 2,4-10’3В2/Np (А + 1) А2,
для электронов
ERe = 2,4-У)'3В2/N,А (А + I)2,
где Np и Nq - полные концентрации протонов и электронов (в плазмосфере основной
вклад в эти величины вносят частицы холодной плазмы), А - показатель анизотро-
пии (Joe sinJa0). Если [5] = нТл и [7V] = см-3, то [Ед] = кэВ. Эти теоретические поло-
жения подтверждаются экспериментальными данными (Mozer, 1972; Ковтюх и др.,
502
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
1977а). Так, для L от 5 до 7 были построены зависимости критических потоков про-
тонов от параметра, характеризующего крутизну их спектров; сравнение этих зави-
симостей с данными ИСЗ «Молния-1» подтверждает (в пределах методических по-
грешностей) приведенные выше значения критических потоков протонов КТ и по-
казывает, что на L > 6 потоки протонов КТ близки к критическим значениям даже в
спокойные периоды (Ковтюх и др., 1977а).
Развитие циклотронной неустойчивости зависит также от ионного состава КТ
и плазмосферы (Jordanova et al., 1996; Kozyra et al., 1997). Даже небольшие при-
меси ионов с Mi > 1 существенно (примерно в 3 раза) уменьшают параметр ER КТ
(Jordanova et al., 1996).
Для ионного КТ наиболее важны кинетические неустойчивости на двух цик-
лотронных модах: электромагнитной (Kennel and Petschek, 1966; Тверской, 1967) и
электростатической (Coroniti et al., 1972). При развитии электромагнитной ионно-
циклотронной неустойчивости генерируются альвеновские волны, распростра-
няющиеся вдоль магнитного поля (Kennel and Petschek, 1966; Тверской, 1967). При
развитии электростатической ионно-циклотронной неустойчивости генерируют-
ся волны, распространяющиеся под углом к магнитному полю (Coroniti et al., 1972).
Частота этих волн близка к гирочастоте (0,1-5 Гц), длина - к гирорадиусу резо-
нансных частиц. Периоды этих волн укладываются в диапазоны Pci (0,2-5 с) и Рс2
(5-10 с).
В результате взаимодействия с циклотронными волнами питч-угловые рас-
пределения частиц КТ изотропизуются; при этом частицы попадают в конус потерь
и высыпаются в атмосферу. Характерные времена высыпания частиц КТ в ат-
мосферу под действием циклотронной неустойчивости т ~[50(Л)//?]2,
где Ть - период осцилляций частицы вдоль магнитного поля, BQ - индукция поля
в вершине силовой линии и ~ 1-10 нТл - амплитуда циклотронных волн. Для ионов
КТ эти времена составляют от десятков минут до десятков часов, т. е. по порядку
величины совпадают с характерными временами перезарядки, причем, как и в меха-
низме перезарядки, для ионов О+ эти времена получаются в несколько раз больше,
чем для ионов Н+.
В предельном режиме сильной питч-угловой диффузии, когда потоки частиц
близки к критическим и анизотропия А —> 0, время жизни частиц КТ в дипольной
ловушке:
То = аЬАЕГ'12,
где а = 8,41 -10"3 для электронов и 0,36Д1/2 для ионов, [т0] = мин и [Е] = кэВ (Kennel
and Petschek, 1966).
Энергетическая диффузия ионов, вызываемая циклотронной неустойчивостью,
намного слабее питч-угловой диффузии. Она приводит к сглаживанию нерегуляр-
ностей (максимумов и минимумов) в спектрах ионов КТ, но практически не влияет
на среднюю крутизну спектров в широком энергетическом диапазоне (см., напри-
мер, Kistler et al., 1989). По сравнению с ионами, для электронов энергетическая
диффузия приводит к существенному смягчению их спектров.
Теория циклотронной неустойчивости КТ хорошо подтверждается много-
численными экспериментальными данными. Так, по данным ИСЗ «Молния-1» ус-
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
503
тановлены корреляционные зависимости между динамикой потоков и анизотро-
пией питч-угловых распределений протонов КТ, и на этой основе, с привлечением
наземных данных, локализована по £ и £ область генерации когерентных электро-
магнитных пульсаций («жемчужин») в диапазоне Pci (Kovtyukh et al., 1975; Ков-
тюх и др., 1975).
По данным ИЗС FREJA, во время главной фазы бури циклотронные волны диа-
пазона Pci с частотой меньше гирочастоты ионов О+ наблюдались на L = 2-3 (в пред-
полуночном секторе), а на фазе восстановления бури область генерации этих волн
смещалась на £~4 (Braysyetal., 1998). В соответствии с результатами наземных
наблюдений, эти волны появлялись только в конце фазы восстановления бури.
Поскольку во внешней части КТ (на L ~ 5-7) потоки протонов и электронов с
энергиями от нескольких десятков до нескольких сотен кэВ близки к критическим
уровням (Mozer, 1972; Ковтюх и др., 1977а), их питч-угловые распределения почти
изотропны (Лайонс и Уильямс, 1987). С другой стороны, потоки многозарядных
ионов солнечного происхождения не достигают критических уровней и могут
иметь в этой области сильно анизотропные распределения. С этим обстоятельством
можно связать более плавный характер и небольшую, по сравнению с потоками
ионов группы CNO, амплитуду долговременных (с периодом ~1 месяца) вариаций
потоков протонов и электронов КТ в районе ГСО (Ковтюх и др., 1990; Ковтюх и
Власова, 1996).
Теория циклотронной неустойчивости КТ подтверждается также одновременны-
ми измерениями потоков и спектров частиц КТ и электромагнитных волн во время
бурь на ИСЗ EXPLORER-45 и других спутниках (см., например, Williams et al., 1976).
Электромагнитные циклотронные волны наиболее эффективно генерируются на
внутренней кромке КТ (в районе вечернего выступа плазмопаузы), а электростати-
ческие волны - в районе максимума и на внешней кромке КТ (Coroniti et al., 1972),
что подтверждается наблюдениями питч-угловых распределений ионов (Williams
and Lyons, 1974а, 1974b), широтными профилями потоков высыпающихся ионов
(Soraas, 1972) и положением SAR - среднеширотных красных дуг (Williams et al.,
1976; Kozyra et al., 1997).
В результате развития циклотронной неустойчивости в области вечернего высту-
па плазмосферы формируется азимутальная асимметрия внутренней кромки КТ на
фазе восстановления бурь (Ковтюх и др., 1978; Беспалов и др., 1990); чем меньше
энергия частиц, тем больше влияние питч-угловой диффузии на долготную асиммет-
рию потоков КТ.
Циклотронная неустойчивость КТ в районе плазмопаузы - основная причина
совпадения внутренней кромки ионного КТ с усредненным по LT положением
плазмопаузы на фазе восстановления бурь, когда плазмопауза постепенно отодви-
гается от Земли и наползает на КТ; такой эффект наблюдался на многих ИСЗ
(Frank, 1971; Smith and Hoffman, 1974; Williams et al., 1976; Burke et al., 1998). Bo
время суббурь и на главной фазе бурь совпадение внутренней кромки КТ с плазмо-
паузой объясняется экранированием поля конвекции.
Некоторый вклад в распад КТ на фазе восстановления бурь могут вносить также
быстрые магнитозвуковые волны (Home et al., 2000).
504
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Кроме циклотронных, в геомагнитной ловушке генерируются гидромагнитные
волны более низких частот (в диапазонах РсЗ-5). Эти волны не оказывают значи-
тельного влияния на равновесие КТ в целом, но могут вызывать большие кратко-
временные (от нескольких десятков минут до нескольких часов) квазипериоди-
ческие вариации потоков частиц во внешней части ловушки. При определенных
условиях такие волны могут вступать в резонанс с ионами КТ и формировать ло-
кальные особенности в их распределениях. Так, по данным ИСЗ «Горизонт-35»
обнаружено, что во время сильных магнитных возмущений в спектрах ионов Н+,
Не2+ и О+ может формироваться узкий пик при Е/ Q,« 130 кэВ; всем основным осо-
бенностям такого эффекта удовлетворяет дрейфово-зеркальная неустойчивость КТ;
показано, что в области ГСО складываются наиболее благоприятные условия для
взаимодействия ионов КТ с дрейфовыми волнами (Ковтюх, 1998).
Расчетные времена затухания КТ, учитывающие перезарядку и высыпание
ионов, соответствуют продолжительности фазы восстановления бурь и составляют
от ~1 до —10-15 дней (в среднем тем больше, чем больше max|Z)s7|). Электронная
компонента КТ затухает гораздо быстрее в результате развития сильной питч-
угловой диффузии электронов.
Для типичных бурь расчетные скорости затухания ионного КТ, связанные с пе-
резарядкой и циклотронной неустойчивостью, примерно одинаковы. Но при этом
следует учитывать, что с уменьшением потоков ионов КТ режим генерации цик-
лотронных волн может поддерживаться только за счет роста анизотропии потоков,
который обеспечивается благодаря процессам перезарядки ионов (Ковтюх и др.,
1975). Поэтому при анализе основных закономерностей затухания КТ на фазе вос-
становления типичных бурь можно ограничиться рассмотрением перезарядки
ионов, усредняя тсе по Е и а0 частиц КТ.
Время жизни т*е ионного КТ (как целого), связанное с перезарядкой, определя-
ется двумя конкурирующими эффектами:
• с уменьшением L концентрация атомов экзосферы растет и времена жизни
ионов КТ уменьшаются;
• чем ближе КТ подходит к Земле, тем больше средняя энергия составляющих
его ионов (бетатронное ускорение) и больше времена их жизни (с ростом энер-
гии частиц сечение перезарядки псе уменьшается). При достаточно быстром
уменьшении асе с ростом Е второй эффект будет доминировать.
Точки отражения большинства ионов КТ лежат при ХП1 < 30°. В этих пределах из-
менением а?н вдоль магнитных трубок можно пренебречь, ян ос £-4, <у> ос £"3/2 и при
Е/М,>10кэВ <псе> ос <Е>~™ ос(Claflin, 1970; Smith et al., 1976; Phaneuf et al.,
1978). Следовательно, на данной L характерное время перезарядки большей части
ионов КТ
<ocr3w+5’5.
Для различных ионных компонент КТ величины т*е существенно различаются.
Так, для ионов группы CNO с Q,= 1 значение т*е значительно меньше, чем для
протонов.
В ходе распада КТ под действием перезарядки ионный состав, спектры и ПУР
КТ изменяются, и величины т*е непрерывно эволюционируют. Эта эволюция су-
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
505
щественно различается на разных L. Поэтому уменьшение полной энергии КТ на
фазе восстановления бурь, связанное с перезарядкой ионов, не описывается экспо-
ненциальным законом.
При т> 11/6 «2 время т*е увеличивается, а при меньших т - сокращается с
уменьшением L. Для протонной компоненты КТ т > 2 и (т) ~ 3,5 (т»2,6 при
£» 30-80 кэВ и т«4,3 при £>80 кэВ (Claflin, 1970)). Поэтому для бурь с
max|£ls7| < 200 нТл, когда основной вклад в энергию КТ вносят протоны, фаза
восстановления тем дольше, чем глубже КТ внедряется в ловушку. Однако на глав-
ной фазе и в начале фазы восстановления более сильных бурь основной вклад в
энергию КТ могут вносить ионы О+, для которых т«0,6 при Е > 20 кэВ
(Phaneuf et al., 1978; Fok et al., 1995), и эффект обратный: чем глубже КТ внедря-
ется в ловушку, тем быстрее вымирают ионы О+.
Поэтому начальную быструю стадию фазы восстановления очень сильных бурь
можно связать с распадом кислородной компоненты КТ, а последующую медлен-
ную стадию - с распадом протонной компоненты КТ. Более полный анализ пока-
зывает, что экспериментальные данные, полученные во время сильных бурь, лучше
согласуются с расчетами в предположении, что на быстрой стадии распад КТ опре-
деляется перезарядкой ионов О+ и циклотронной неустойчивостью КТ, а на мед-
ленной стадии перезарядка становится основным механизмом потерь (Jordano-
va et al., 1996, 1999; Kozyra et al., 1997, 1998; Daglis et al., 1999).
В качестве механизмов быстрой стадии фазы восстановления гигантских бурь
рассматривались также быстрый распад внутренней части токового слоя магнито-
сферного хвоста (Alekseev et al., 1996) и внезапный поворот ММП на север в конце
главной фазы бури, что может приводить к обращению электрического поля конвек-
ции и выталкиванию КТ из внешних областей ловушки (Ebihara and Ejiri, 1998).
3.3.3. Магнитное поле кольцевого тока
В соответствии с расчетами (Chapman and Ferraro, 1930; Akasofu and Chapman,
1961) для магнитного поля KT, по данным ИСЗ установлено, что вблизи экватори-
альной плоскости ослабление магнитного поля ловушки во время бурь максимально
на £ ~ 2,5-3,5, где локализован максимум плотности энергии КТ, и не зависит от £ в
области между внутренней кромкой КТ и поверхностью Земли, а на £ ~ 6-7 (на
внешней кромке КТ) поле немного усиливается (Hoffman and Bracken, 1965; Sugiura
and Poros, 1973).
Для отношения давления Pp плазмы к давлению Рт магнитного поля в максиму-
ме буревого КТ с типичной шириной внутренней кромки (А£ ~ 0,1 £т) получено сле-
дующее теоретическое выражение (Тверской, 1997):
P/Pw=l,3/£w.
Положение максимума Lm радиального профиля плотности энергии КТ в мак-
симуме бури можно оценить по эмпирической формуле (Tverskaya, 1996):
I Dst | max ~ 2,75*1 0 £max •
Эта зависимость подробно рассматривается в гл. 3.4.
506
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
По современным представлениям, кроме КТ в Dst вносят вклад и другие токи
(см. гл. 3.1). Так, во время бури 2 сентября 1859 г. Dst понижалось до -1 760 нТл, но
судя по кратковременности этого эффекта (~1 ч) и практически полному восстан-
овлению Dst к спокойному уровню в течение суток, во время этого события мощный
КТ не формировался, а магнитный эффект, наблюдавшийся в Бомбее, был связан,
по-видимому, в основном с кратковременным сильным поджатием магнитопаузы
(до высот ~17?е) солнечным ветром и опусканием полярных электроджетов на низкие
широты.
В линейном приближении для дипольной ловушки вклад в Dst симметричного
КТ (в спокойные периоды и на фазе восстановления бурь) и связанных с ним ин-
дукционных (в земной коре) токов составляет:
Dst* [нТл] = - 4-10-3oFF [кэВ],
где W(t) - суммарная кинетическая энергия всех частиц КТ (Dessler and Parker,
1959; Akasofu and Chapman, 1961; Sckopke, 1966; Ebihara and Ejiri, 1998). С учетом
энергии магнитного поля КТ (нелинейное обобщение) Ds/ увеличивается на —10—15%
(Sckopke, 1972; Carovillano and Siscoe, 1973).
Это соотношение учитывает ток, связанный с магнитным дрейфом частиц
(направлен на запад), и диамагнитные токи, связанные с радиальными градиентами
КТ (направлены на запад на внешней и на восток на внутренней кромке КТ), и
применимо для бурь с max | Dst | <2000 нТл (Тверской, 1997).
Согласно прямым экспериментальным данным, на фазе восстановления уме-
ренных (max | Dst | < 100 нТл) бурь Dst*/Dst ~ 0,7-0,9 (Hoffman and Bracken, 1965;
Ковтюх и др., 1977b, Hamilton et al., 1988; Chen et al., 1994; Kozyra et al., 1998;
Greenspan and Hamilton, 2000), а во время гигантских бурь эта величина уменьшается
до —0,5 (Roeder et al., 1996; Kozyra et al., 1997, 1998). Очень хорошая корреляционная
зависимость между полной энергией частиц КТ и Dst в максимуме бури получена в
результате анализа 80 бурь разной интенсивности по данным АМРТЕ/ССЕ
(Greenspan and Hamilton, 2000).
Физические процессы взаимодействия солнечного ветра с магнитосферой, при-
водящие к развитию геомагнитных бурь и генерации токовых систем, включающих
КТ, а также современные методы моделирования £>д7-вариаций по вариациям па-
раметров межпланетной среды подробно рассматриваются в гл. 3.1.
3.3.4. Модели кольцевого тока
По данным АМРТЕ/ССЕ, для периода солнечного минимума (1985-1987) по-
строена квазистационарная модель усредненных по экваториальному питч-углу а0
(в пределах 90° ± 20°) потоков протонов с Е = 10-300 кэВ на L = 2,5-7,5 (Sheldon and
Hamilton, 1993).
Перспективный и хорошо зарекомендовавший себя метод моделирования КТ
основан на измерениях потоков быстрых атомов, вылетающих из геомагнитной
ловушки в результате перезарядки ионов КТ с атомами экзосферы. По данным
о потоках таких атомов строятся глобальные компьютерные образы КТ и просле-
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
507
живается буревая и суббуревая динамика ионного КТ (см., например, Roelof, 1987;
Henderson et al., 1997; Jorgensen et al., 2000). Таким методом было установлено, на-
пример, что во время главной фазы сильных бурь асимметрия КТ может быть очень
большой: отношение потоков ионов КТ «полночь/полдень» достигает 20-30
(Roelof, 1987). Среднестатистическое распределение всплесков потоков энергич-
ных атомов по LT (Jorgensen et al., 2000) хорошо согласуется с установленной в
(Lopez, 1992) локализацией области суббуревой инжекции КТ.
Разрабатываются также двумерные и трехмерные теоретические модели КТ.
Двумерные теоретические модели, основанные на вычислениях дрейфовых
траекторий и ускорении частиц в магнитном и электрическом полях, построены,
например, в (Roederer and Hones, 1974; Smith et al., 1979). В таких моделях времен-
ные вариации пространственно-энергетических распределений частиц КТ в эква-
ториальной плоскости управляются вариациями параметров полей (свободных па-
раметров).
Для описания квазистационарной конвекции горячей плазмы в ловушке исполь-
зуется полуфеноменологическая модель электрического поля Волланда-Стерна
(Volland, 1973; Stern, 1973, 1977):
и = Uo Lp sincp - Un L~',
где U - потенциал поля в экваториальной плоскости, ср - долгота (отсчитывается от
полуночного меридиана на восток). Первый член этого выражения описывает поле
конвекции, второй - постоянное радиальное поле, которое генерируется в резуль-
тате вращения замагниченной планеты (Uq = const). Показатель р (р > 1) учитывает
экранировку электрического поля плазмосферой. При р = 1 электрическое поле од-
нородно, направлено с утра на вечер и не экранируется плазмосферой (модель Аль-
вена). При увеличении р экранировка усиливается, напряженность конвективного
электрического поля внутри плазмосферы уменьшается и форма альвеновского
слоя приближается к окружности. Обычно параметр р задастся в пределах от 1 до 3.
Так, наилучшие результаты моделирования эволюции положения плазмопаузы во
время бурь (по данным EXPLORER-45) достигаются при /? = 2,4 (Ejirietal., 1978).
Динамика «носовой» структуры в КТ лучше всего описывается при р = 2
(Ejirietal., 1978; Kistler et al., 1989; Jordanova et al., 1998, 1999). Ночная низкоши-
ротная граница диффузных полярных сияний хорошо описывается моделью с р = 3
(Nakai and Kamide, 1983).
Зависимость поля конвекции от уровня геомагнитной активности учитывается
в коэффициенте Uq. Согласно полуэмпирическим моделям (Ejirietal., 1978), при
Р= 1:
{/[кВ] = 0,45(1 - Q,\Kp)~2L simp,
а с учетом экранирования поля плазмосферой, прир = 2:
и [кВ] = 0,045 (1 - 0,16Кр + 0,01 КрУ3 L2 sirup.
Картина квазистационарной конвекции имеет ось симметрии. Для конвекции в
поле Волланда-Стерна и дипольном магнитном поле (или любом квазидипольном
поле симметричном относительно плоскости «день-ночь») эта ось проходит через 6 и
508
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
18 ч LT. Однако экспериментальные данные свидетельствуют о некотором дополни-
тельном повороте этой оси на восток; для учета этого эффекта в модель Волланда-
Стерна вводится угол (р0‘
U= t/o^sinCcp - фо) - ипих.
При малых Кр магнитосферное электрическое поле очень слабое и картина дрей-
фовых траекторий частиц почти не зависит от величины ср0; при 2 < Кр < 5 угол <р0
лежит в пределах от ~30 до -45°, что соответствует 2-3 ч по LT (см., например,
Kistler et aL, 1989; Christon et al., 1994; Jordanova et al., 1998, 1999). Буревая динамика
спектров ионов КТ лучше всего описывается при р ~ 2 и ср0 ~ 30-45° (Kistler et aL,
1989; Jordanova et aL, 1999).
Достаточно быстрые флуктуации электрического поля не экранируются плаз-
мопаузой (Nishida, 1966), и при моделировании нестационарной конвекции частиц
КТ к правой части потенциала Волланда-Стерна добавляют член, который описы-
вает изменяющееся однородное поле, направленное с утра на вечер (Chen et aL,
1994, 2000).
Реальное электрическое поле во время бурь/суббурь может значительно отли-
чаться от модели Волланда-Стерна, и в настоящее время разрабатываются другие
модели. Так, на базе данных ИСЗ DE-2 разработана среднестатистическая модель
электрических полей (Weimer, 1995). По сравнению с моделью Волланда-Стерна,
она обеспечивает лучшее согласие результатов моделирования конвекции с экспери-
ментальными данными по буревым вариациям энергетических спектров КТ в неко-
торых областях пространства {Z,,MLT,E, а0} (Kistler and Larson, 2000). Однако в дру-
гих областях с экспериментом лучше согласуется модель Волланда-Стерна.
При моделировании конвекции горячей плазмы на L<6 во время типичных
(не слишком сильных) бурь можно использовать дипольную модель магнитного
поля: в этой области поправки на траектории частиц КТ, связанные с отклонением
магнитного поля от дипольной конфигурации, незначительны по сравнению с
изменениями этих траекторий, отвечающими вариациям параметров модельных
электрических полей (см., например, Kistler and Larson, 2000).
Во многих работах проводилось моделирование конвекции КТ во время бурь с
учетом ионизационных потерь и питч-угловой диффузии частиц в конус потерь
(см., например, Kozyra et aL, 1997).
Модели конвекции объясняют многие локальные особенности (минимумы и
максимумы), наблюдаемые в спектрах ионов КТ/АП вблизи экваториальной плос-
кости и на средних широтах (McIlwain, 1972; Lennartsson et aL, 1981; Kistler etal.,
1989; Jordanova et aL, 1999), а также в суточном ходе потоков частиц КТ в области
ГСО (Kremser et а!., 1988; Christon et al., 1994). Такие особенности наблюдаются
даже в сравнительно спокойные периоды и свидетельствуют о практически непре-
рывном воздействии конвекции на движение частиц КТ/АП.
В рамках моделей нестационарной конвекции, учитывающих ионизационные
потери и высыпание ионов, можно объяснить и скейлинг ионных спектров КТ по
зарядам частиц в диапазоне Е/ Qi от нескольких десятков до нескольких сотен кэВ
(Ковтюх, 2000а). Такой эффект связан с тем, что ионы с разными ц/ Qi приходят в
точку наблюдения по разным траекториям, причем для промежуточных значений
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
509
\i/Qi в некоторой области ловушки (в предполуденном секторе) ни одна из воз-
можных траекторий конвекции не соединяет точку наблюдения с внутренней кром-
кой ПС. Индукционные электрические поля, возникающие при коллапсировании
магнитных полей, не нарушают скейлинг ионных спектров с = Qi (но и не способ-
ствуют ему).
Поскольку современные модели конвекции горячей плазмы в геомагнитной
ловушке достаточно хорошо описывают как пространственно-энергетическую
структуру, так и суббуревые вариации потоков и спектров КТ, можно ставить и
обратную задачу: изучать структуру и динамику геомагнитного и геоэлектрическо-
го полей по наблюдаемым вариациям потоков и энергетических спектров КТ. Для
такого анализа наиболее благоприятна ГСО, на которой обычно функционируют
несколько спутников, разнесенных по LT, и на величину В оказывают примерно
равноценное влияние все основные магнитосферные токовые системы (КТ, токи
магнитосферного хвоста и токи на магнитопаузе).
В различных областях внешней части ловушки всплески потоков частиц в на-
чале взрывной фазы суббурь имеют различный характер: в предполуночные и
утренние часы на ГСО потоки увеличиваются одновременно для частиц разных
энергий (в широком энергетическом диапазоне), а на других участках ГСО на-
чальный момент таких всплесков зависит от энергии частиц (McIlwain, 1972; Mauk
and Meng, 1986; Baker and McPhcrron, 1990). Для описания и моделирования таких
эффектов вводится резкая суббуревая граница инжекции в ночной части ловушки
(McIlwain, 1972; Mauk and Meng, 1986). В экваториальной плоскости она имеет
спиральную форму (приближается к Земле с увеличением LT, пересекая ГСО в ве-
чернем секторе) и в первом приближении описывается следующим выражением
(Mauk and McIlwain, 1974):
А/, = (122 - I OX/?)/(LT* - 7,3),
где LT* = LT в вечерние и LT* = LT + 24 в утренние часы. В некоторых моделях
расстояние границы инжекции от Земли минимально в полночь, и она симметрична
относительно полуночного меридиана (Mauk and Meng, 1983; Панасюк и Пищиков,
1988):
Lb = (7,3 - 0,6Х/?) / (1 - Ф / 250),
где Ф - долгота в градусах, отсчитываемая от полуночного меридиана. Модели суб-
буревой динамики КТ с границей инжекции можно отнести к промежуточным
между моделями второго и третьего типов.
Трехмерные теоретические модели описывают динамику КТ в самосогласо-
ванных нестационарных полях (см., например, Harel et al., 1981). Такие модели
учитывают магнитосферно-ионосферные связи, теоретические основы которых за-
ложены Тверским Б.A. (Tverskoy, 1972). При построении таких моделей использу-
ется реалистичная модель магнитного поля и методом последовательных прибли-
жений вычисляются функции распределения и давление частиц КТ (при заданных
граничных условиях), поперечные и продольные токи, электрические поля в ионо-
сфере и в экваториальной плоскости магнитосферы. При этом ионосферные элект-
510
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
рические поля проецируются вдоль силовых линий магнитного поля в эквато-
риальную плоскость магнитосферы.
Кроме эмпирических и теоретических моделей, разрабатываются также полуфе-
номенологические модели КТ, опирающиеся на экспериментальные данные и описы-
вающие пространственные, энергетические и питч-угловые распределений частиц КТ
с учетом эмпирических и математических моделей магнитного поля, механизмов
ускорения частиц, их источников и потерь. Так, по данным ИСЗ «Горизонт-21» и
«Горизонт-35» и эмпирическим моделям магнитного поля построена адиабатическая
модель суточного хода потоков и спектров ионов КТ на ГСО (Власова и др., 1989а;
Ковтюх и Мартыненко 1996а, 1996b). Для спокойных и слабовозмущенных периодов
она объясняет монотонный рост потоков ионов от полуночи к полудню, рост ампли-
туды суточного хода потоков с увеличением энергии ионов до Е/ Qi-10 кэВ и неиз-
менность ее при больших энергиях. С учетом реальной структуры и динамики маг-
нитного и электрического полей построена динамическая модель вариаций питч-
угловых распределений ионов КТ/РП (Башкиров и Ковтюх, 1995), которая объясняет
многие нетривиальные особенности эволюции этих распределений, наблюдаемые на
ИСЗ во время бурь.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В последние 20 лет в исследованиях КТ, особенно его ионного состава, получены
значительные экспериментальные результаты. Изучены и получили убедительную
количественную интерпретацию многие особенности пространственно-энергетиче-
ских распределений и динамики КТ. Достаточно подробно изучены процессы распа-
да КТ во время фазы восстановления бурь. Успешно развивается компьютерное мо-
делирование КТ.
Вместе с тем, многие детали механизма формированию КТ во время магнито-
сферных активизаций, процессов ускорения и переноса ионов от различных источни-
ков изучены пока недостаточно. Во время магнитных активизаций локализация КТ и
его конфигурация быстро меняются, причем характерные времена этих изменений во
много раз меньше или (в лучшем случае) соизмеримы с периодами обращения ИСЗ.
Сильно варьирует и ионный состав КТ, его энергетические и питч-угловые распреде-
ления, причем в разных областях КТ эти изменения могут проходить по-разному.
Между тем, в поле зрения прибора на одном ИСЗ попадает только небольшая часть
КТ. Поэтому для создания адекватной картины эволюции КТ во время бурь/суббурь
необходимо проведение одновременных комплексных измерений на нескольких ИСЗ
с разными орбитами, и эти измерения должны сопровождаться детальным математи-
ческим моделированием динамики КТ.
Для полного понимания динамики КТ необходимы дальнейшие эксперименталь-
ные и теоретические исследования по следующим направлениям:
• дальнейшее изучение роли электрических полей в динамике КТ;
• подробный анализ динамики асимметричного КТ;
• изучение взаимосвязей КТ и ПС магнитосферного хвоста;
• изучение роли различных плазменных неустойчивостей, электромагнитных,
электростатических и гидромагнитных волн в динамике КТ;
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
511
• изучение особенностей динамики КТ в различных магнитных бурях;
• детальный анализ роли суббурь в динамике буревого КТ;
• подробный анализ динамики КТ и его ионного состава во время гигантских
бурь;
• изучение солнечно-циклических вариаций ионного состава КТ;
• дальнейший анализ соотношений вкладов КТ, токов магнитосферного хвоста и
токов на магнитопаузе в вариации индекса Dst во время различных бурь.
ЛИТЕРАТУРА
Акасофу С.-И., Чепмен С. Солнечно-земная физика. М.: Мир, 1975.
Антонова Е.Е., Тверской Б.А. О роли полярной ионосферы как источника ионов в магнитосфере. Геомаг-
нетизм и аэрономия, 19, с. 178-182, 1979.
Башкиров В.Ф., Ковтюх А.С. Динамика питч-угловых распределений ионов кольцевого тока и радиацион-
ных поясов во время главной фазы бури. Геомагнетизм и аэрономия, 35, № 5, с. 56-62, 1995.
Беспалов П.А., Графе А., Демехов А.Г., Трахтенгерц В.Ю. Некоторые аспекты динамики несимметричного
кольцевого тока. Геомагнетизм и аэрономия, 30, с. 740-746, 1990.
Власова Н.А., Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н. и др. Ионный кольцевой ток во время магнит-
ных возмущений по наблюдениям на геостационарной орбите. 2. Вариации энергетических и зарядо-
вых спектров ионов во время умеренных бурь. Космич. исслед., 26, с. 746-752, 1988а.
Власова Н.А., Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н. и др. Ионный кольцевой ток во время магнит-
ных возмущений по наблюдениям на геостационарной орбите. 3. Вариации ионного состава во время
слабых магнитных возмущений. Космич. исслед., 26, с. 881-889, 1988b.
Власова Н.А., Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Рейзман С.Я., Сосновец Э.Н. и др. Взаимосвязь пространст-
венных, угловых и энергетических распределений частиц на геостационарной орбите. Космич. исслед.,
27, с. 94-101, 1989а.
Власова Н.А., Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н. и др. Суточные вариации и энергетические спект-
ры ионов кольцевого тока на геостационарной орбите. Космич. исслед., 27, с. 411-418, 1989b.
Золотухина Н.А., Полех Н.М., Рахматуллин Р.А., Харченко И.П. Среднеширотные геомагнитные пульса-
ции в бурю 18-19 октября 1995 г. Геомагнетизм и аэрономия, 39, с. 47-54, 1999.
Ковтюх А.С., Матвеева Э.Т., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н. и др. Сравнение вариаций потоков и анизотро-
пии протонов, измеренных на спутнике «Молния-1», с наземными измерениями геомагнитных пуль-
саций типа Pci («жемчужины»). Космич. исслед., 13, с. 942-945, 1975.
Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н. Сравнение потоков протонов малых энергий с критическими
уровнями вблизи внешней границы радиационных поясов Земли. Космич. исслед., 15, с. 102-108,
1977а.
Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н. Магнитный эффект асимметричного кольцевого тока прото-
нов. Космич. исслед., 15, с. 559-565, 1977b.
Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н. Динамика протонов кольцевого тока во время бури
25.1.1974 г. Космич. исслед., 16, с. 226-237, 1978.
Ковтюх А.С., Маслов В.Д., Панасюк М.И., Рейзман С.Я., Сосновец Э.Н. Измерение радиации на ИСЗ
«Космос-900»: 2. Спектрометрия протонов средних энергий. Космич. исслед., 18, с. 397-401, 1980.
Ковтюх А.С., Сизова Л.3., Шевнин А.Д. Магнитный эффект спокойного кольцевого тока. Геомагнетизм и
аэрономия, 21, с. 755-757, 1981.
Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Власова Н.А., Сосновец Э.Н. Сравнительный анализ долговременных вариа-
ций многокомпонентного ионного кольцевого тока по данным геостационарного ИСЗ «Горизонт».
Космич. исслед., 28, с. 743-749, 1990.
Ковтюх А.С., Панасюк М.И., Власова Н.А., Сосновец Э.Н. Динамика многокомпонентного ионного коль-
цевого тока во время бури 12-13.VIII.1985 г. по результатам измерений на ИСЗ «Горизонт» и
АМРТЕ/ССЕ. Космич. исслед., 29, с. 559-566, 1991.
512
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Ковтюх А.С., Мартыненко Г.Б., Сосновец Э.Н. и др. Вариации энергетических спектров ионов Н+, Не2+ и
О+ кольцевого тока в околополуночном секторе геостационарной орбиты. Космич. исслед., 33,
с. 237-242, 1995а.
Ковтюх А.С., Мартыненко Г.Б., Сосновец Э.Н. Суточный ход энергетических спектров ионов Н+, Не2+ и О+
кольцевого тока на геостационарной орбите по данным ИСЗ «Горизонт-35». Космич. исслед., 33,
с. 455-462, 1995b.
Ковтюх А.С., Мартыненко Г.Б. Вариации жесткости спектров солнечного и ионосферного компонентов
ионов кольцевого тока. Космич. исслед., 33, с. 599-607, 1995.
Ковтюх А.С., Мартыненко Г.Б. Корреляция вариаций потоков ионов многокомпонентного кольцевого тока
с Хр-индексом. Космич. исслед., 34, с. 3-14, 1996а.
Ковтюх А.С., Мартыненко Г.Б. Статистический анализ вариаций энергетических спектров ионов кольце-
вого тока для геостационарной орбиты. Космич. исслед., 34, с.115-124, 1996b.
Ковтюх А.С., Власова Н.А. Корреляция потоков электронов и ионов кольцевого тока с индексами геомаг-
нитной активности и параметрами межпланетной среды. Геомагнетизм и аэрономия, 36, №3, с. 1-12,
1996.
Ковтюх А.С., Мартыненко Г.Б., Сосновец Э.Н., Смирнов М.Ю. Особенности динамики энергетических
спектров ионного кольцевого тока во время сильных бурь. Космич. исслед., 36, с. 369-375, 1998.
Ковтюх А.С. Резонанс ионов кольцевого тока с дрейфовыми волнами. Космич. исслед., 36, с. 142-155,
1998.
Ковтюх А.С. Солнечно-циклические вариации инвариантных параметров энергетических спектров ионов
радиационных поясов Земли. Космич. исслед., 37, с. 57-69, 1999а.
Ковтюх А.С. О механизмах формирования инвариантных параметров и скейлинге ионных спектров в гео-
магнитной ловушке. Космич. исслед., 37, с. 231-244, 1999b.
Ковтюх А.С., Власова Н.А., Павлов Н.Н., Сосновец Э.Н., Тельцов М.В. Суббуревые вариации потоков и
энергетических спектров протонов в диапазоне 0,1-133 кэВ на геостационарной орбите. Космич. ис-
след., 37, с. 463-469, 1999.
Ковтюх А.С. Суббуревая динамика основных параметров и механизмы формирования ионных спектров
кольцевого тока. Космич. исслед., 38, с. 42-53, 2000а.
Ковтюх А.С. Соотношения вкладов ионосферного и солнечного источников ионов в кольцевой ток и плаз-
менный слой геомагнитосферы: Новый метод анализа. Космич. исслед., 38, с. 233-243, 2000b.
Ковтюх А.С. Соотношения вкладов ионосферного и солнечного источников ионов в кольцевой ток и плаз-
менный слой геомагнитосферы: Анализ экспериментальных данных новым методом. Космич. исслед.,
38, с. 347-362, 2000с.
Ковтюх А.С. Геокорона горячей плазмы. Космич. исслед., 39, с. 563-596, 2001.
Козелова Т.В., Лазутин Л.Л. Инжекция протонов на 6,6Т?Е в ранние вечерние часы и связанные с ней явле-
ния. Геомагнетизм и аэрономия, 34, с. 37-44, 1994.
Лазарев В.И., Тверская Л.В., Тельцов М.В., ХорошеваО.В. Асимметричная инжекция протонов кольцево-
го тока во время бури 6 июля 1974 г. Геомагнетизм и аэрономия, 17, с. 159-161, 1977.
Лайонс Л., Уильямс Д. Физика магнитосферы. М.: Мир, 1987.
Панасюк М.И., Пищиков В.П. Ионы с энергиями 0,03-50 МэВ в высокоширотной ионосфере. Космич. ис-
след., 24, с. 569-572, 1988.
Тверской Б.А. Устойчивость радиационных поясов Земли. Геомагнетизм и аэрономия, 7, с. 226-242, 1967.
Тверской Б.А. Механизм формирования структуры кольцевого тока магнитных бурь. Геомагнетизм и аэ-
рономия, 37, с. 29-34, 1997.
Akasofu S.-I., Chapman S. The ring current, geomagnetic disturbance, and the Van Allen radiation belts. J. Geo-
phys. Res., 66, pp. 1321-1350, 1961.
Alexeev 1.1., Belenkaya E.S., Kalegaev V.V., Feldstein Ya.I., Grafe A. Magnetic storms and magnetotail currents.
J. Geophys. Res., 101, pp. 7737-7747, 1996.
Baker D.N., McPherron R.L. Extreme energetic particle decreases near geostationary orbit: A manifestation of
current diversion within the inner plasma sheet. J. Geophys. Res., 95, pp. 6591-6599, 1990.
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
513
Banks Р.М., Holzer Т.Е. High-latitude plasma transport: The polar wind. J. Geophys. Res., 74, pp. 6317-6332,
1969.
Baumjohann W., Haerendel G., MelznerF. Magnetospheric convection observed between 06:00 and 21:00 LT:
Variations with Kp. J. Geophys. Res., 90, pp. 393-398, 1985.
Bishop J. Multiple charge exchange and ionization collisions within the ring current-geocorona-plasmasphere
system: Generation of a secondary ring current on inner L shells. J. Geophys. Res., 101, pp. 17325-17336,
1996.
Borovsky J.E., Thomsen M.F., Elphic R.C. The driving of the plasma sheet by the solar wind. J. Geophys. Res.,
103, pp. 17,617-17,639, 1998.
Braysy T.K., Mursula K., Marklund G. Ion cyclotron waves during a great magnetic storm observed by Freja
double-probe electric field instrument. J. Geophys. Res., 103, p. 4145, 1998.
Burke W.J., Maynard N.C., Hagan M.P., Wolf R.A. et al. Electrodynamics of inner magnetosphere observed in the
dusk sector by CRRES and DMSP during the magnetic storm of June 4-6, 1991. J. Geophys. Res., 103,
pp. 29399-29418, 1998.
Cannata R.W., Gombosi T.L Modelling of the solar cycle dependence of quiet-time ion upwelling at high geo-
magnetic latitudes. Geophys. Res. Lett., 16, pp. 1141-1144, 1989.
Carovillano R.L., Siscoe G.L. Energy and momentum theorems in the magnetospheric processes. Rev. Geophys.
Space Phys., 11, pp. 289-353, 1 973.
Chapman S., Ferraro V.C. A new theory of magnetic storms. Nature, 126, pp. 129-130, 1930.
Chen M.W., Lyons L.R., Schulz M. Simulation of phase space distributions of storm time proton ring current.
J. Geophys. Res., 99, pp. 5745-5759, 1994.
Chen M.W., Lyons L.R., Schulz M. Stormtime ring-current formation: A comparison between single- and double-
dip model storms with similar transport. J. Geophys. Res., 105, pp. 27755-27765, 2000.
Christon S.P., Hamilton D.C., Gloeckler G., Eastman T.E., Ipavich F.M. High charge state carbon and oxygen ions
in Earth’s equatorial quasi-trapping region. J. Geophys. Res., 99, pp. 13465-13488, 1994.
Claflin E.S. Charge Exchange Cross Section for Hydrogen and Helium Ions Incident on Atomic Hydrogen: 1 to
1000 keV. Rep. TR-0059 (6260-20)-!, Aerosp. Corp. El Segundo, Calif., 1970.
Coroniti F.V., Fredricks R.W., White R. Instability of ring current protons beyond the plasmapause during injection
events. J. Geophys. Res., 77, pp. 6243-6248, 1972.
Daglis I.A., Axford W.I. Fast ionospheric response to enhanced activity in geospace: Ion feeding of the inner mag-
netotail. J. Geophys. Res., 101, pp. 5047-5065, 1996.
Daglis LA. The role of magnetosphere-ionosphere coupling in magnetic storm dynamics. Magnetic Storms. Eds.
Tsurutani B. et al. Geophys. Monogr. Ser., Washington: AGU, 98, pp. 107-116, 1997.
Daglis I.A., Thome R.M., Baumjohann W., Orsini S. The terrestrial ring current: Origin, formation, and decay. Rev.
Geophys., 37, pp. 407-438, 1999.
Dessler A.J., Parker E.N. Hydromagnetic theory of geomagnetic storms. J. Geophys. Res., 64, pp. 2239-2252, 1959.
Ebihara Y., Ejiri M. Modeling of solar wind control of ring current buildup: A case study of the magnetic storms
in April 1997. Geophys. Res. Lett., 25, pp. 3751-3754, 1998.
Ejiri M., Hoffman R.A., Smith P.H. The convection electric field model for the magnetosphere based on Explo-
rer 45 observations. J. Geophys. Res., 83, pp. 4811-4815, 1978.
Fok М.-C., Moore T.E., Kozyra J.U., Ho G.C., Hamilton D.C. Three-dimensional ring current decay model. J.
Geophys. Res., 100, pp. 9619-9632, 1995.
Frank L.A. On the extraterrestrial ring current during geomagnetic storms. J. Geophys. Res., 72, pp. 3753-3768,
1967.
Frank L.A. Direct detection of asymmetric increases of extraterrestrial 'ring current' proton intensities in the outer
radiation zone. J. Geophys. Res., 75, pp. 1263-1268, 1970.
Frank L.A. Relationship of the plasma sheet, ring current, trapping boundary, and plasmapause near the magnetic
equator and local midnight. J. Geophys. Res., 76, pp. 2265-2275, 1971.
Fritz T.A., Smith P.H., Williams D.J., Hoffman R.A., Cahill L.J., Jr. Initial observations of magnetospheric boun-
daries by Explorer 45 (S3). Correlated Interplanetary and Magnetospheric Observations. Ed. Page D.E. Dord-
recht-Holland: D. Reidel, pp. 485-506, 1974.
514
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Gazey N.G., Lockwood М., Grande М., Perry С.Н. et al. EISCAT/CRRES observations: Nightside ionospheric
ion outflow and oxygen-rich substorm injections. Ann. Geophys., 14, pp. 1032-1043, 1996.
Geiss J., Balsiger H., Eberhardt P., Walker H.P. et al. Dynamics of magnetospheric ion composition as observed
by the GEOS mass spectrometer. Space Sci. Rev., 22, pp. 537-566, 1978.
Gloeckler G., Hamilton D.C. AMPTE ion composition results. Phys. Scripta, 18, pp. 73-84, 1987.
Gonzalez W.D., Tsurutani B.T., Gonzalez A.L.C., Smith E.J., Tang F., Akasofu S.-I. Solar wind-magnetosphere
coupling during intense magnetic storms (1978-1979). J. Geophys. Res., 94, pp. 8835-8851, 1989.
Gonzalez W.D., Joselyn J.A., Kamide Y., Kroehl H.W., Rostoker G., Tsurutani B.T., Vasyliunas V.M. What is a
geomagnetic storm? J. Geophys. Res., 99, pp. 5771-5792, 1994.
Grande M., Perry C.H., Hall D.S., Wilken B. et al. Composition signatures of substorm injections. Proc, of the
International Conference on Substorms (ICS-1), ESA SP-335, pp. 485-490, 1992.
Greenspan M.E., Hamilton D.E. A test of Dessler-Parker-Sckopke relation during magnetic storms. J. Geophys.
Res., 105, pp. 5419-5430, 2000.
Hamilton D.C., Gloeckler G., Ipavich F.M. et al. Ring current development during the great geomagnetic storm of
February 1986. J. Geophys. Res., 93, pp. 14343-14355, 1988.
Harel M.R., Wolf R.A., Spiro R.W., Reiff P.H., Chen C.-К., Burke W.J., Rich F.J., Smiddy M. Quantitative simula-
tion of a magnetospheric substorm. 2. Comparison with observations. J. Geophys. Res., 86, pp. 2242-2260,
1981.
Henderson M.G., Reeves G.D., Spence H.E., Sheldon R.B., Jorgensen A.M., Blake J.B., Fennell J.F. First ener-
getic neutral atom images from Polar. Geophys. Res. Lett., 24, pp. 1167-1170, 1997.
Hoffman R.A., Bracken P.A. Magnetic effects of the quiet-time proton belt. J. Geophys. Res., 70, pp. 3541-3556,
1965.
Home R.B., Wheeler G.V., Alleyne H.St.C.K. Proton and electron heating by radially propagating fast magne-
tosonic waves. J. Geophys. Res., 105, pp. 27597-27610, 2000.
Hovestadt D., Scholer M. Radiation belt - produced energetic hydrogen in interplanetary space. J. Geophys. Res.,
81, pp. 5039-5042, 1976.
Hultqvist B. On the acceleration of electrons and positive ions in the same direction along magnetic field by paral-
lel electric fields. J. Geophys. Res., 93, pp. 9777-9784, 1988.
Hultqvist B. On the acceleration of positive ions by high-latitude large-amplitude electric field fluctuations.
J. Geophys. Res., 101, pp. 27111-27121, 1996.
Jordanova V.K., Kozyra J.U., Nagy A.F. Effects of heavy ions on the quasi-linear diffusion coefficients from
resonant interactions with EMIC waves. J. Geophys. Res., 101, pp. 19771-19778, 1996.
Jordanova V.K., Farrugia C.J., Janoo L., Quinn J.M. et al. October 1995 magnetic cloud and accompanying storm
activity: Ring current evolution. J. Geophys. Res., 103, pp. 79-92, 1998.
Jordanova V.K., Farrugia C.J., Quinn J.M., Torbert R.B. et al. Simulation of off-equatorial ring current ion spectra
measured by Polar for a moderate storm at solar minimum. J. Geophys. Res., 104, pp. 429-436, 1999.
Jorgensen A.M., Kepko L., Henderson H.E. et al. Association of energetic neutral atom bursts and magnetic sub-
storms. J. Geophys. Res., 105, pp. 18753-18763, 2000.
Kamide Y., YokoyamaN., Gonzalez W.D., Tsurutani B.T. et al. Two-step development of geomagnetic storms.
J. Geophys. Res., 103, pp. 6917-6921, 1998.
Kennel C.F., Petschek H.E. Limit on stably trapped particle fluxes. J. Geophys. Res., 71, pp. 1-28, 1966.
Kistler L.M., Ipavich F.M., Hamilton D.C., Gloeckler G., Wilken B., Kremser G., Studemann W. Energy spectra
of the major ion species in the ring current during geomagnetic storms. J. Geophys. Res., 94, pp. 3579-3599,
1989.
Kistler L.M., Larson D.J. Testing electric and magnetic field models of the storm-time inner magnetosphere.
J. Geophys. Res., 105, pp. 25221-25231,2000.
Korth A., Friedel R.H.W., Mouikis C.G., Fennell J.F., Wygant J.R., Korth H. Comprehensive particle and field
observations of magnetic storms at different local times from the CRRES spacecraft. J. Geophys. Res., 105,
pp. 18729-18740,2000.
Kovtyukh A.S., Panasyuk M.I., Sosnovets E.N. Strong pitch-angle diffusion of protons during the magnetic storm
of 19 March 1973. Space Res., 15, pp. 485-489, 1975.
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
515
Kovtyukh A.S., Panasyuk M.I., Sosnovets E.N., Tverskaya L.V., Khorosheva O.V. Enhancement of proton ring
current during magnetic storms and local time asymmetry of low-latitude magnetic disturbances. Space Res.,
16, pp. 519-522, 1976.
Kozyra J.U., Jordanova V.K., Home R.B., Thome R.M. Modeling of the contribution of electromagnetic ion cy-
clotron (EMIC) waves to stormtime ring current erosion. Magnetic Storms. Eds. Tsurutani B.T. etal. Geo-
phys. Monogr. Ser., v. 98, Washington, D.C., pp. 187-202, 1997.
Kozyra J.U., Borovsky J.E., Chen M.W., Fok М.-C., Jordanova V.K. Plasma sheet preconditioning, enhanced con-
vection, and ring current development. Substorms-4. Eds. Kokubun S. and Kamide Y. Tokyo: Terra Sci.,
pp. 755-760, 1998.
Kremser G., Studemann W., Wilken B., Gloeckler G. et al. Charge state distributions of oxygen and carbon in the
energy range from 1 to 300 keV/е observed with AMPTE/CCE in the magnetosphere. Geophys. Res. Lett.,
12, pp. 847-850, 1985.
Kremser G., Studemann W., Wilken B., Gloeckler G. et al. Observations of energetic oxygen and carbon ions with
charge states between 3 and 6 in the magnetosphere. Ann. Geophys., 6, pp. 325-334, 1988.
Kremser G., Wilken B., Gloeckler G., Hamilton D.C. et al. Origin, transport, and losses of energetic He+ and He2+
ions in the magnetosphere of the Earth: AMPTE/CCE observations. Ann. Geophys., 11, pp. 354-365, 1993.
Krimigis S.M., Gloeckler G., McEntire R.W., Potemra T.A., Scarf F.L., Shelley E.G. Magnetic storm of Septem-
ber 4, 1984: A synthesis of ring current spectra and energy densities measured with AMPTE/CCE. Geophys.
Res. Lett., 12, pp. 329-332, 1985.
Lennartsson W., Sharp R.D., Shelley E.G., Johnson R.G., Balsiger H. Ion composition and energy distribution
during 10 magnetic storms. J. Geophys. Res., 86, pp. 4628-4638, 1981.
Lennartsson W. Energetic (0.1 to 16keV/e) magnetospheric ion composition at different levels of solar Fl0.7.
J. Geophys. Res., 94, pp. 3600-3610, 1989.
Lopez R.E., Lui A.T.Y., Sibeck D.J., Takahashi K. et al. On the relationship between the energetic particle flux
morphology and the change in the magnetic field magnitude during substorms. J. Geophys. Res., 94,
pp. 17105-17119, 1989.
Lopez R.E. On the location substorm initiation region. Adv. Space Res., 13, pp. 189-193, 1992.
Lui A.T.Y., Williams D.J., McEntier R.W., Roelof E.C., Mitchell D.G. First composition measurements of ener-
getic neutral atoms. Geophys. Res. Lett., 23, pp. 2641-2644, 1996.
Lundin R., Lyons L.R., Pissarenko N. Observations of the ring current composition at L < 4. Geophys. Res. Lett.,
7, pp. 425-428, 1980.
Lundin R., Eliasson L., Hultqvist B., Stasiewicz K. Plasma energization on auroral field lines as observed by the
Viking spacecraft. Geophys. Res. Lett., 14, pp. 443-446, 1987.
Lundin R., Gustafsson G., Eriksson A.I., Marklund G.T. On the importance of high-altitude low-frequency electric
fluctuations for the escape of ionospheric ions. J. Geophys. Res., 95, pp. 5905-5919, 1990.
Malkki A., Lundin R. Altitude distributions of upward ion beams and solitary wave structures on the Viking data.
Geophys. Res. Lett., 21, pp. 2243-2246, 1994.
Mauk B.H., McIlwain C.E. Correlation of Kp with the substorm-injected plasma boundary. J. Geophys. Res., 79,
pp. 3193-3196, 1974.
Mauk B.H., Meng C.-I. Characterisation of geostationary particles signatures based on the «injection boundary»
model. J. Geophys. Res., 88, pp. 3055-3071, 1983.
Mauk B.H., Meng C.-I. Macroscopic ion acceleration associated with the formation of the ring current in the
Earth's magnetosphere. Ion Acceleration in the Magnetosphere and Ionosphere. Ed. Chang T. Washington,
D.C., pp. 351-361, 1986.
Maynard N.C., Aggson T.L., Heppner J.P. The plasmaspheric electric field measured by ISEE 1. J. Geophys. Res.,
88, pp. 3991-4003, 1983.
McIlwain C.E. Plasma convection in the vicinity of the geosynchronous orbit. Earth’s Magnetospheric Processes.
Ed. McCormac B.M., Dordrecht-Holland: D. Reidel, pp. 268-279, 1972.
Mizera P.F., Blake J.B. Observations of ring current protons at low altitudes. J. Geophys. Res., 78, pp. 1058-1062,
1973.
Mozer F.S. Particle-flux limits in the synchronous orbit. J. Geophys. Res., 77, pp. 2401-2403, 1972.
516
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Nakai Н., Kamide Y. Response of nightside auroral-oval boundaries to the interplanetary magnetic field. J. Geo-
phys. Res., 88, p. 4005, 1983.
Nishida A. Formation of a plasmapause, or magnetospheric plasma knee by combined action of magnetosphere
convection and plasma escape from the tail. J. Geophys. Res., 71, pp. 5669-5679, 1966.
Pellinen R.J., Heikkila W.J. Energization of charged particles to high energies by an induced substorm electric
field within the magnetotail. J. Geophys. Res., 83, pp. 1540-1550, 1978.
Pellinen R.J., Baumjohann W., Heikkila W.J., Sergeev V.A., Yahnin A.G. et al. Event study of pre-substorm
phases and their relation to the energy coupling between solar wind and magnetosphere. Planet. Space Sci.,
30, pp. 371-388, 1982.
Phaneuf R.A., Meyer F.W., McKnight R.H. Single-electron capture by multiply charged ions of carbon, nitrogen,
and oxygen in atomic and molecular hydrogen. Phys. Rev., A17, pp. 534-545, 1978.
Roeder J.L., Fennell J.F., Chen M.W., Schulz M. et al. CRRES observations of the composition of the ring-current
ion populations. Adv. Space Res., 17, pp. 17-24, 1996.
Roederer J.G., Hones E.W., Jr. Motion of magnetospheric particle clouds in a time-dependent electric field model.
J. Geophys. Res., 79, pp. 1432-1438, 1974.
RoelofE.C., Mitchell D.G., Williams D.J. Energetic neutral atoms (E~50keV) from the ring current: IMP-7/8
and ISEE-1. J. Geophys. Res., 90, pp. 10991-11008, 1985.
RoelofE.C. Energetic neutral atom imaging of a storm-time ring current. Geophys. Res. Lett., 14, pp. 652-655,
1987.
Rowland D., Wygant J.R. Dependence of the large-scale, inner magnetospheric electric field on geomagnetic
activity. J. Geophys. Res., 103, pp. 14959-14964, 1998.
Sauvaud J.-A., Treilhom J.P., Saint-Mare A., Dandouras J. et al. Large scale response of the magnetosphere to a
southward turning of the interplanetary magnetic field. J. Geophys. Res., 92, pp. 2365-2376, 1987.
Sckopke N. A general relation between the energy of trapped particles and the disturbance field near the Earth.
J. Geophys. Res., 71, pp. 3125-3130, 1966.
Sckopke N. A study of self-consistent ring current models. Cosmic Electrodyn., 3, pp. 330-348, 1972.
Sharp R.D., Johnson R.G., Lennartsson W., Peterson W.K., Shelley E.G. Hot plasma composition results from the
ISEE 1 spacecraft. Energetic Ion Composition in the Earth’s Magnetosphere. Ed. Johnson R.G. Tokyo: Terra
Sci., pp. 231-261, 1983.
Sheldon R.B., Hamilton D.C. Ion transport and loss in the Earth’s quiet ring current. 1. Data and standard model.
J. Geophys. Res., 98, pp. 13491-13508, 1993.
Shelley E.G., Klumpar D.M., Peterson W.K., Ghielmetti A. et al. AMPTE/CCE observation of the plasma compo-
sition below 17 keV during the September 4, 1984 magnetic storm. Geophys. Res. Lett., 12, pp. 321-324, 1985.
Shepherd G.G., Bostrom R., Derblom H., Falthammar C.-G., Gendrin R. et al. Plasma and field signatures of pole-
ward propagating auroral precipitation observed at the foot of the GEOS 2 field line. J. Geophys. Res., 85,
pp. 4587-4601, 1980.
Sibeck D.G., McEntire R.W., Lui A.T.Y., Krimigis S.M. A statistical study of ion pitch-angle distributions. Mag-
netotail Physics. Ed. Lui A.T.Y. Baltimore. Md.: John Hopkins University Press, pp. 225-230, 1987.
Smith P.H., Hoffman R.A. Ring current particle distributions during the magnetic storms of December 16-18,
1971. J. Geophys. Res., 78, pp. 4731-4737, 1973.
Smith P.H., Hoffman R.A. Direct observations in the dusk hours of the characteristics of the storm time ring cur-
rent particles during the beginning of magnetic storms. J. Geophys. Res., 79, pp. 966-971, 1974.
Smith P.H., Hoffman R.A., Fritz T.A. Ring current proton decay by charge exchange. J. Geophys. Res., 81,
pp. 2701-2708, 1976.
Smith P.H., Bewtra N.K., Hoffman R.A. Motions of charged particles in the magnetosphere under the influence of
time-varying large scale convection electric field. Quantitative Modeling of Magnetospheric Processes. Ed.
Olson W.P., Washington, D. C., pp. 513-535, 1979.
Soraas F. ESRO 1 A/В observations at high latitudes of trapped and precipitating protons with energies above
100 keV. Earth’s Magnetosperic Processes. Ed. McCormac B.M. Norwell. Mass.: D. Reidel, pp. 120-132, 1972.
Stem D.P. A study of the electric field in an open magnetospheric model. J. Geophys. Res., 78, pp. 7292-7305,
1973.
ГЛАВА 3.3
КОЛЬЦЕВОЙ ТОК
517
Stem D.P. Large-scale electric fields in the Earth’s magnetosphere. Rev. Geophys., 15, pp. 156-194, 1977.
Sugiura M. Equatorial current sheet in the magnetosphere. J. Geophys. Res., 77, pp. 6093-6103, 1972.
Sugiura M., Poros D.J. A magnetospheric field model incorporating the OGO 3 and 5 magnetic field observations.
Planet. Space Sci.,21,pp. 1763-1773, 1973.
Takahashi S., Takeda M., Yamada Y. Simulation of storm-time partial ring current system and the dawn-dusk
asymmetry of geomagnetic variation. Planet. Space Sci., 39, p. 821, 1991.
Tverskaya L.V. The latitude position dependence of the relativistic electron maximum as a function of Dst. Adv.
Space Res., 18, No 8, pp. 135-138, 1996.
Tverskoy B.A. Electric fields in the magnetosphere and the origin of trapped radiation. Solar-Terrestrial Physics.
Ed. Dyer E.R., Dordrecht, Holland: D. Reidel, pp. 297-317, 1972.
Volland H. A semiempirical model of large-scale magnetospheric electric fields. J. Geophys. Res., 78, pp. 171-180,
1973.
Weimer D.R. Models of high-latitude electric potentials derived with a least error fit of spherical harmonic coeffi-
cients. J. Geophys. Res., 100, pp. 19595-19607, 1995.
Wilken B., Daglis LA., Livi S. Observations of geomagnetic stomis by the CRRES satellite. EOS Trans. AGU, 73,
p. 457, 1992.
Williams D.J., Lyons L.R. The proton ring current and its interaction with the plasmapause: Storm recovery phase.
J. Geophys. Res., 79, pp. 4195-4207, 1974a.
Williams D.J., Lyons L.R. Further aspects of the proton ring current interaction with the plasmapause: Main and
recovery phases. J. Geophys. Res., 79, pp. 4791-4796, 1974b.
Williams D.J., Hernandez G., Lyons L.R. Simultaneous observations of the proton ring current and stable auroral
red arcs. J. Geophys. Res., 81, pp. 608-616, 1976.
Williams D.J. Ring current composition and sources: An update. Planet. Space Sci., 29, pp. 1195-1203, 1981.
Williams D.J. Dynamics of the Earth's ring current: Theory and observation. Space Sci. Rev., 42, pp. 375-396,
1985.
Williams D.J. Ring current and radiation belts. Rev. Geophys., 25, pp. 570-578, 1987.
Wodnicka E.B. What does the magnetic storm development depend on? Planet. Space Sci., 39, p. 1163, 1991.
Wygant J.R., Rowland D., Singer H.J., Temerin M. et al. Experimental evidence on the role of the large spatial
scale electric field in creating the ring current. J. Geophys. Res., 103, pp. 29527-29544, 1998.
Young D.T., Balsiger H., Geiss J. Observed increase in the abundance of kilovolt O+ in the magnetosphere due to
solar cycle effects. Adv. Space Res., 1, pp. 309-312, 1981.
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
| Кузнецов С.Н., Тверская Л.В.
НИИ ядериой физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
В настоящей главе мы кратко рассмотрим особенности движения заряженных
частиц в магнитном и электрическом полях в магнитосфере Земли, а также структуру
и динамику радиационных поясов - частиц, захваченных в магнитном поле Земли. С
более подробным изложением этих вопросов можно ознакомиться в (Альвен, Фельт-
хаммер, 1967; Лайонс, Вильямс, 1987; Chen, 1970).
3.4.1. Движение частиц в геомагнитном поле
3.4.1.1. Основные закономерности
Значительная часть частиц радиационных поясов находится в магнитном поле,
основным источником которого являются токи внутри Земли. Они создают поле,
близкое к дипольному. Краткие характеристики этого поля на 2005 г.: ось диполя
наклонена к оси Земли на 10,26° и на поверхности Земли имеет координаты
79,74° с. ш. и 71,8° з. д.; центр диполя сдвинут относительно центра Земли примерно
на 500 км. Магнитное поле диполя в плоскости экватора геомагнитного диполя меня-
ется по закону:
5э[гс]=2^А
(3.4.1)
где 7?э - расстояние от центра диполя; R3 - радиус Земли.
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
519
(3.4.3)
Силовая линия дипольного поля описывается формулой:
7?/7?3 = cos2 X, (3.4.2)
где X - геомагнитная широта. Дипольное поле меняется вдоль силовой линии как
В _ лМ-Зсоб2 X
В3 cos6 X
При анализе распределения частиц радиационных поясов в магнитосфере Земли
необходимо исходить из структуры и физических свойств магнитосферы (см. гл. 3.1).
Во-первых, необходимо учитывать недипольность геомагнитного поля на больших
расстояниях, вызванную давлением солнечного ветра. Во-вторых, многие явления в
магнитосфере могут быть объяснены при предположении существования в магнито-
сфере Земли квазиоднородного электрического поля величиной 10“6-10"5 В-см"1, на-
правленного с утра на вечер.
Движение частиц с Е < 1 ГэВ в дипольном поле можно представить как суперпо-
зицию трех независимых движений: ларморовского вращения частицы в плоскости,
перпендикулярной магнитному полю, колебания мгновенного центра вращения (ве-
дущего центра) вдоль силовых линий и дрейфа ведущего центра вокруг Земли.
Ларморовское вращение совершается с периодом
т,[с]~^-Ч£0 + £),
В
где Е - кинетическая энергия частицы в МэВ; Ео - энергия покоя частицы в МэВ (для
электрона Eq = 0,51 МэВ, для протона Eq = 938 МэВ); В - магнитное поле в Гс.
Ларморовская частота 1 /Т] электронов вблизи Земли ~1 МГц, протонов —1 кГц,
при удалении от Земли частота уменьшается как 1 /R3. Ларморовский радиус враще-
ния частицы rL равен:
(3.4.4)
h [см] = Ео 7(Е/Е0)2+2£/£0,
В
(3.4.5)
где а - угол между векторами скорости частицы и локального магнитного поля
(питч-угол). Здесь В выражено в Гс, Е и Eq - в МэВ.
Ларморовский радиус электронов радиационных поясов в геомагнитном поле не
превосходит нескольких километров, а для протонов его величина может достигать
нескольких сотен километров.
В процессе движения частицы вдоль силовой линии выполняется соотношение
sin2oc/T? = const. Отсюда, зная питч-угол на экваторе аэ, можно определить напря-
женность поля в точке отражения Во^.
Период колебания частицы между точками отражения т2 равен:
т2 [с] = 8,5-10-2 L 1 + Е/Ео т2 (а)> (3.4.7)
7(F/Fo)2 + 2F/Fo
где Т2(а) = 1,3 - 0,563 sina3; L = R3/R3.
520
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Дрейф вокруг Земли по долготе частиц с разными знаками заряда происходит в
противоположных направлениях (электроны движутся на восток, протоны - на за-
пад).
Период дрейфа вокруг Земли Тз равен:
т3[мин] =
88(1 + £7£0) К
2 + EIEq LE'
(3.4.8)
где К= 1,25 - 0,25 cos 2Xm; Xm - геомагнитная широта точки отражения; Е измеряется
в МэВ. Для нерелятивистских частиц тз = 44/ EL.
Рассмотренным периодическим движениям соответствуют некоторые величины,
сохраняющиеся (в среднем) при движении частицы, если за время, характерное для
данного типа движения (Х1,т2,тз), изменением магнитного поля можно пренебречь:
В
dB/dt
»{Т!,Т2>Тз}>
(3.4.9)
I gradff |
В
<Х«1.
Эти величины называются адиабатическими инвариантами движения частиц.
Первым адиабатическим инвариантом является магнитный момент частицы
ц =Pi2/(2ymZ?), где у = 1/^(1 -(у/с)2); pi=psina- поперечный импульс частицы;
с - скорость света. При с ц = EJВ, где E± = £sin2a.
Второй, или продольный инвариант (инвариант продольного действия):
J = ^vudl = P^ ф-B/B^dB. (3.4.10)
Используя эти два инварианта, а также то, что в постоянном магнитном поле
Е = const, можно показать, что в дипольном поле частицы с разными энергиями и
питч-углами, находящиеся на одной силовой линии, при дрейфе вокруг Земли дви-
жутся практически по одной и той же оболочке (дрейфовой оболочке). Поэтому
трехмерное представление захваченной радиации сводится к двумерному и характе-
ризуется функцией двух координат: L = R3/R3 и В.
В том случае, когда точки отражения захваченных частиц находятся на малых вы-
сотах над поверхностью Земли, для учета влияния атмосферы на захваченные части-
цы вводят параметр Ат;п, представляющий минимальную высоту над поверхностью
Земли, на которую опускается частица на данной дрейфовой оболочке L.
Третий инвариант Ф определяется как поток геомагнитного поля внутри данной
Л-оболочки. Он численно равен потоку поля вне Л-оболочки. При В / (dB/dt) ~ Тз тре-
тий инвариант сохраняться не будет, но поскольку при этом B/(dB!dt) > {ti,t2}> пер-
вые два инварианта ц и J сохраняются. Магнитное поле на данной Z-оболочке будет
меняться, при этом Е/В = const вследствие сохранения ц, и частица может перейти на
другую Z-оболочку с соответствующим изменением Е.
Если В/(dB/dt) ~ то ларморовское движение частицы и ее колебания
между точками отражения нельзя считать независимыми движениями. При этом не
сохраняются ц и J, экваториальный питч-угол частицы изменяется, и она может вы-
сыпаться в атмосферу. При большом импульсе частицы, когда отношение ларморов-
ского радиуса к радиусу кривизны силовой линии превышает некое критическое зна-
ГЛАВА 3.4 РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА 521
чение %кр, частица не может находиться в магнитной ловушке в захваченном сос-
тоянии и быстро покидает ее. Соответствующее соотношение имеет вид:
rj gradfl I _ r£ _3r£
В rB L Хкр> 1 ‘ ’ 7
Здесь rB - радиус кривизны магнитной силовой линии на экваторе. В дипольном поле
rB=L/3. Согласно экспериментальным данным (Ильин, Кузнецов, 1975) %кр~ 0,1,
это соответствует:
рс[МэВ]<^у^. (3.4.12)
Для протонов это приводит к следующему выражению для максимальной энергии
частиц, захваченных на данной Z-оболочке (нсрелятивистский случай):
(3.4.13)
По расчетам (Кузнецов и Юшков, 2002) %кр = 0,109 ехр (1,928 sin2ot).
3.4.1.2. Движение частицы при наличии электрического поля
Для объяснения многих явлений в магнитосфере Земли необходимо допустить
существование электрического поля е, перпендикулярного магнитному. При этом на
движение ведущего центра частицы вокруг Земли накладывается дрейф в направле-
нии, перпендикулярном электрическому и магнитному полю со скоростью Ке:
[см-с"']= 157е/5, (3.4.14)
где е - напряженность электрического поля, [кВ/7?3], В - магнитное поле, [Гс]. Траек-
торию движения ведущего центра в плоскости экватора (аэ = 90°) можно вычислить,
исходя из законов сохранения энергии и магнитного момента:
Е + U = const, ц = const, (3.4.15)
где U- электрический потенциал данной точки пространства. Вид траекторий дрейфа
электронов и протонов в однородном электрическом поле показан на рис. 3.4.1.
Рис. 3.4.1. Траектории дрейфа частиц в экваториальной плоскости геомагнитного
диполя в присутствии однородного электрического поля: а - траектории
электронов больших энергий, б - траектории протонов малых энергий
522
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Подобный вид имеют и траектории электронов ионосферного происхождения, лишь
разность между Екр и Zmin больше, чем для высокоэнергичных электронов. Область
замкнутых траекторий для ионосферных электронов качественно соответствует об-
ласти плазмосферы. Для протонов больших энергий траектории подобны траектори-
ям энергичных электронов, но зеркальны относительно линии, проходящей через
центр Земли в направлении на Солнце. Видно, что траектории, проходящие на боль-
ших расстояниях от Земли, разомкнуты. Частицы, находящиеся на замкнутых орби-
тах, принадлежат радиационным поясам.
Точку ветвления ZKp на критической орбите можно найти, приравняв скорости
электрического и магнитного дрейфов частиц вокруг Земли: vm = 2л/?зЕ/тз. Для нере-
лятивистских частиц получаем:
ZKp = 3E7e, (3.4.16)
здесь и далее Е измеряется в кэВ. Из этой формулы можно определить, частицы ка-
ких энергий с данным L принадлежат радиационным поясам. С противоположной
стороны частицы проходят на минимальном расстоянии от Земли: Zmin = ZKp/l,78.
Оценим асимметрию замкнутых траекторий дрейфа частиц. Из условия ц = const
следует, что El? = const. Отсюда можно получить:
3££2ДЛ = £3АЕ. (3.4.17)
Если ДЕ <7 Z, то максимальное изменение энергии частицы на дрейфовой траекто-
рии есть ДЕ1 = 2 Ze. Подставляя ДЕ1 в (3.4.17), получаем:
2 eZ2
ДЕ = ———. (3.4.18)
3 Е
Чем больше энергия частицы, тем меньше влияние электрического поля. Если
мы рассматриваем движение частиц малых энергий в магнитосфере Земли, то
следует учесть также вращение Земли. Это проще всего сделать в плоскости гео-
магнитного экватора, если ввести фиктивный отрицательный заряд в центр гео-
магнитного диполя. Приравнивая линейную скорость вращения вместе с Землей
любой точки экваториальной плоскости к скорости электрического дрейфа
Ъ1Е3ШТ3 = 157eZ3/0,304 (Т3- период вращения Земли), получим электрическое поле
е = 1,25-10"2R3/ (TjZ2), которое можно рассматривать как поле одиночного заряда.
Знак заряда (отрицательный) определяется направлением вращения Земли. По-
тенциал поля этого заряда имеет вид [/[кВ] = -91,8/Л. Вид траекторий электронов
любых энергий и протонов малых энергий подобен. Эти частицы дрейфуют с ве-
черней стороны через ночную на утреннюю. Для электронов и протонов малых
энергий:
4Р = 791.8/5, £min = (72 - 1)£кр. (3.4.19)
Для протонов, у которых выполняется условие 91,82/Збе < EL3 < 91,82/ 12е, вид
траекторий дрейфа резко меняется, он показан на рис. 3.4.16.
Это получается из-за того, что на больших расстояниях протоны увлекаются
вращением Земли, а при переходе на малые расстояния скорость их магнитного
дрейфа становится больше скорости вращения магнитного поля Земли. Поэтому
протоны меняют направление своего движения.
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
523
Ее > 500 кэВ
Ер > 30 МэВ
б
Рис. 3.4.2. Области регистрации частиц высоких энергий в магнитосфере Земли:
а - электронов, б - протонов
З.4.1.З. Структура радиационных поясов Земли
На рис. 3.4.2 схематически представлены в плоскости полуденно-полуноч-
ного меридиана области регистрации высокоэнергичных частиц в магнитосфере
Земли. Асимметрия распределения частиц связана со структурой магнитосферы
(см. разд. 3.4.3.1). Электроны с Ее > 40 кэВ
и протоны с Ер ~ 50 кэВ существуют не
только во внешней дневной магнитосфере,
но также с ночной стороны на внешних
силовых линиях дипольной структуры и
силовых линиях, сильно вытянутых в хвост
магнитосферы в области плазменного слоя
(см. разд. 3.4.3.4 и 3.4.3.6).
Электроны с энергией более 500 кэВ
образуют два пояса: внутренний на L < 2,5
и внешний на L > 3. В дальнейшем мы
укажем, с чем связано такое разделение.
Протоны не имеют такой структуры. С
уменьшением L появляются протоны все
больших энергий.
Ранее мы указывали, что земной маг-
нитный диполь сдвинут относительно
центра Земли. Это приводит к тому, что
на высотах < 1 200 км пояс регистрируется
в довольно ограниченной области. На
рис. 3.4.3 приведена структура поясов на
высоте -500 км по данным ИСЗ КОРО-
НАС-Ф.
В верхней части рисунка приведены
линии изологарифма интенсивности элек-
тронов с Ее - 0,3-0,6 МэВ. Хорошо видно,
что внутренний пояс регистрируется толь-
-150 -50 50
Долгота, град.
Рис. 3.4.3. Распределение частиц высоких
энергий на высоте 500 км по данным
ИСЗ КОРОНАС-Ф: а - Ее = 0,3-0,6 МэВ;
б-Ее = 1,6 МэВ, Ер = 23 МэВ;
в - Ее = 50-90 МэВ. Приведены
изолинии lg J. На средней панели
пунктиром показаны изолинии L
524 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
ко над Бразилией. Электроны внешнего пояса регистрируются в узких полосах в се-
верном и южном полушариях вокруг всей Земли. В основном - это квазизахваченные
частицы внешнего пояса. В средней части рисунка представлены данные детектора,
который регистрировал протоны с Ер > 23 МэВ и электроны с Ее > 1,6 МэВ. На этой
же части приведены штриховыми линиями изолинии L. Видно, что внутренний пояс
(в основном протоны с Ер > 23 МэВ) над Бразильской аномалией находится на L < 2.
Внешний радиационный пояс (электроны с EQ> 1,6 МэВ) находится на L > 2,5. Ус-
тойчивые потоки наблюдаются над Южной Атлантикой. В остальных местах регист-
рируются квазизахваченные электроны (потоки менее устойчивые). В нижней части
рисунка приведены данные о потоках протонов с Ер = 50-90 МэВ. Видно, что прото-
ны регистрируются только над Бразильской аномалией. Вне Бразильской аномалии
на L < 2 захваченные потоки не регистрируются, здесь можно регистрировать потоки
частиц космических лучей или потоки аномальных квазизахваченных частиц.
Радиационным поясам принадлежат частицы, имеющие замкнутые дрейфовые
оболочки. В плоскости экватора это частицы, движущиеся по линиям В = const при
В > 60 нТл. Частицы, движущиеся с ночной стороны по линиям В < 60 нТл, либо вы-
брасываются на утреннюю или вечернюю магнитопаузу (в зависимости от знака за-
ряда частицы), либо попадают в касповые области, где захват неустойчив. Если час-
тицы отражаются вне плоскости экватора, особенно на малых высотах, то следует
учитывать сохранение второго инварианта J, При отражении на малых высотах /,
/ - длина силовой линии между точками отражения. С дневной стороны последние
замкнутые силовые линии L ~ 20-25 имеют длину (25-30)R3, Линии подобной длины
с ночной стороны вблизи Земли соответствуют L ~ 8. На рис. 3.4.4 показаны данные
о потоках квазизахваченных электронов с EQ > 500 кэВ на средних и высоких широ-
тах в плоскости полуденно-полуночного меридиана по данным ИСЗ КОРОНАС-И. С
ночной стороны граница потоков электронов находится на А ~ 69° (А ~ 7,8), с днев-
ной стороны - на А ~ 77° (L ~ 21,6).
Рис. 3.4.4. Пример распределения квазизахваченных потоков электронов
с Ее> 500 кэВ по данным ИСЗ КОРОНАС-И
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
525
3.4.1.4. Процессы, определяющие структуру и динамику радиационных поясов
Структура и динамика радиационных поясов определяется взаимодействием ис-
точников и потерь и механизмов переноса частиц в геомагнитной ловушке.
Источники и механизмы переноса
• Распад нейтронов альбедо космических лучей (Singer, 1958). Нейтроны явля-
ются источником захваченных протонов с £р > 30 МэВ. Мощность этого ис-
точника для электронного пояса недостаточна.
• Захват частиц из межпланетной среды при смещениях магнитопаузы во время
внезапных обжатий магнитосферы солнечным ветром (Тверской, 1964а).
• Перенос и ускорение заряженных частиц в магнитосфере при диффузии
под действием нестационарных электрических полей (Parker, 1960; Тверской,
19646, 1965а; Nakada and Mead, 1965; Falthammar, 1965).
• Резонансное ускорение частиц под действием квазипериодических магнитных
возмущений (Cladis, 1966).
• Инжекция частиц в процессе диполизации при втягивании силовых линий гео-
магнитного хвоста в область захваченной радиации (Tverskoy, 1969).
• Ускорение частиц нестационарными электрическими полями суббурь до энер-
гии в первые сотни кэВ (Бондарева и Тверская, 1973; Li et al., 1998).
• В последние годы предложено несколько механизмов ускорения электронов до
релятивистских энергий на основе взаимодействия волна-частица (см., напри-
мер, Summers and Ma, 2000; Бахарева, 2003 и соответствующие ссылки).
Одним из случаев инжекции является перераспределение частиц в результате
большого (~200 нТл) биполярного внезапного импульса геомагнитного поля (Bla-
ke et al., 1992). Данные об этом событии представлены ниже (см. разд. 3.4.2.2).
Потери
Для протонов и ионов радиационных поясов основными являются ионизацион-
ные потери. Частицы теряют свою энергию при ионизации и возбуждении атомов и
ионов верхней атмосферы.
Для электронов кулоновское рассеяние более эффективно (McDonald and Walt,
1961). Оно определяет время жизни наА < 1,5.
Основным механизмом утечек электронов на больших L является циклотронная
неустойчивость (Андронов и Трахтенгерц, 1964; Tverskoy, 1965; Kennel and Pet-
chek, 1966; Тверской, 1967). Переход от внутреннего электронного пояса к внеш-
нему (зазор между поясами) обусловлен резким возрастанием мощности возбуж-
даемых при неустойчивости волн. При этом основополагающую роль играет элект-
ромагнитное излучение в области особо низких частот, развивающееся вблизи
плазмопаузы (Захаров и Кузнецов, 1978).
Быстрые потери частиц наблюдаются на главной фазе магнитных бурь. Для
энергичных протонов уменьшение интенсивности во время магнитных бурь объяс-
няется нарушением адиабатичности движения из-за ослабления магнитного поля
(Ильин и Кузнецов, 1975).
526
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Очень сложен вопрос о быстрых потерях энергичных электронов во время маг-
нитных бурь. Одной из причин является уменьшение размеров области замкнутых
дрейфовых оболочек при обжатии магнитосферы. По-видимому, также имеет место
быстрое высыпание релятивистских электронов из-за паразитного резонанса с вол-
нами, развивающимися при циклотронной неустойчивости кольцевого тока вблизи
плазмопаузы (Thome and Kennel, 1971). Возможен также ускоренный перенос частиц
при перестройке конфигурации магнитосферы во внутренних областях во время маг-
нитных бурь.
Адиабатические вариации. На приэкваториальных спутниках можно наблюдать
обратимые вариации интенсивности частиц, коррелированные с ^/-вариацией.
Расчеты показали хорошее согласие с экспериментом (Dessler and Karplus, 1961;
Тверской, 19646; McIlwain, 1996).
3.4.2. Протоны и ионы радиационных поясов
З.4.2.1. Стационарное состояние поясов
На рис. 3.4.5 представлены профили потоков протонов различных энергий в плос-
кости экватора по данным модели радиационных поясов AP-8MIN. С моделью можно
ознакомиться по адресу http://nssdc.gsfc.nasa.gov/space/model/models/trap.html.
Модель построена по данным различных спутников, летавших до 1970-х гг. Ха-
рактерным для протонного пояса является увеличение жесткости спектра с уменьше-
нием Л. С увеличением широты интенсивность частиц уменьшается. На рис. 3.4.6
показаны профили потоков протонов различных энергий в плоскости экватора и на
широтах Х~30° (2?/2?э = 3) и Х~44° (В/В3 = 10). Зависимость интенсивности частиц
от В выражается в виде J = J3(B/В^)~п. Мы видим, что для протонов от 0,5 до 20 МэВ
высотный ход универсален, п варьирует в пределах 1,8-2.
Реальный энергетический спектр протонов показывает, что нейтроны являются
источником захваченных протонов с
£р > 30 МэВ. Для протонов меньших энер-
гий существует другой источник - захват
протонов с энергиями в десятки-сотни кэВ
на границе замкнутых дрейфовых оболочек
(Л ~ 7-8) и дальнейшая радиальная диф-
фузия с нарушением третьего инвариан-
та (Parker, 1960; Тверской, 19646, 1965а;
Nakada and Mead, 1965; Falthammar, 1965).
Источником протонов на L ~ 7-8 могут
быть или протоны солнечных космических
лучей (СКЛ), или протоны солнечного вет-
ра, ускоренные на стоячей ударной волне,
или при суббуревых возмущениях. В рабо-
те (Kuznetsov et al., 2002) указывалось, что
потоки протонов на L = 6,6, по данным
Рис. 3.4.5. Распределение интегральных
потоков протонов в плоскости экватора.
Цифрами у кривых обозначена энергия
протонов Ер, [МэВ]
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
527
ИСЗ GOES, коррелируют как с потоками
СКЛ, так и со скоростью солнечного вет-
ра. Оптимальная связь потоков протонов
с потоками СКЛ JCr и скоростью солнеч-
ного ветра V представляется в виде
Jp = А V2,5Jcr0,47 с коэффициентом корре-
ляции r(Jp, PVcr*) = 0,72.
Структура пояса определяется харак-
тером диффузии и потерями.
В случае магнитной диффузии (под
действием внезапных импульсов) коэф-
фициент диффузии D пропорционален
А10, а в случае электрической - Z6. Срав-
нение с экспериментальной структурой
протонного пояса позволяет определить
тип диффузии, ответственной за форми-
рование пояса. Магнитная диффузия ио-
нов с границы магнитосферы с учетом
Рис. 3.4.6. Распределение протонов с
энергией > 1, 5, 20 и 100 МэВ при
В/В3 = 1,3, 10. Справа дана шкала
показателя высотного хода п для
протонов с энергией > 1,5, 20 МэВ
ионизационных потерь и плотности холодной атмосферы на больших высотах
-1000 см-3 дает количественное согласие с экспериментом (Тверской, 1965, 1968;
см. также Тверской, 2004). Положение максимума интенсивности протонов разных
энергий Lmax(p) - 7Г3/16, причем для ионов i с другим атомным номером А и зарядом z
теория предсказывает:
Anax (0 = )kax (Р). (3.4.20)
Предсказанная этой теорией структура пояса альфа-частиц полностью совпала с
полученными позднее экспериментальными данными (Fritz and Spjeldvik, 1981).
Исследования с привлечением большого количества данных по протонам, альфа-
частицам, ионам углерода и кислорода подтвердили основную роль магнитной
диффузии в формировании пространственно-энергетического распределения этих
частиц (Panasyuk, 2004).
На рис. 3.4.7 приведены зависимости положения максимумов поясов протонов,
ионов Не, С, N и О от энергии по данным модели АР-8, и по данным измерений ИСЗ
«Электрон-1-4», EXPLORER-45, «Молния-1,2», и ISEE-1 (Panasyuk, 2004). Прямые
линии I-IV для каждого сорта ионов соответствуют теории Тверского (для ионов С и
О среднее зарядовое состояние 5+ и 6+ соответственно).
Экспериментальные данные для ионов имеются в сравнительно узком диапазоне
энергий, и все удовлетворительно согласуются с теоретическими зависимостями.
Видно, что в широком диапазоне энергий протонов (от-0,3 до 30 МэВ) теория хоро-
шо описывает структуру протонного пояса. Для энергий > 30 МэВ, как уже отмеча-
лось, источником частиц является распад нейтронов альбедо космических лучей. От-
клонения на малых энергиях связаны с необходимостью учета перезарядки и, воз-
можно, электрической диффузии (Панасюк, 1984).
Обращает на себя внимание значительное отклонение данных модели АР-8 в об-
ласти энергий 0,1-0,3 МэВ от многочисленных более поздних измерений. Этот ин-
528
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.4.7. Зависимость положения максимума радиационных
поясов протонов (I), ионов Не (II), С (III) и О (IV) от энергии:
1 - модель АР-8; 2 - «Электрон-1-4»; 3 - EXPLORER-45;
4 - «Молния-1» (1970); 5 - «Молния-1» (1974); 6 - «Молния-2»
(1974); 7 - «Молния-2» (1975); 8 - ISEE-1
тервал энергий уже относится к диапазону энергий частиц кольцевого тока
(см. гл. 3.3) и здесь не рассматривается.
Ионы радиационных поясов могут иметь различное происхождение.
1. Захват ионов на внешних замкнутых дрейфовых оболочках, как и протонов.
Тогда максимальный их поток наблюдается на экваторе, и теория ионного пояса ана-
логична теории протонного пояса, как указывалось выше.
2. В магнитосферу могут проникать однозарядные ионы аномальной компо-
ненты космических лучей, обдираться во внешней атмосфере на высотах
200-300 км и захватываться при соответствующем питч-угле в Бразильской ано-
малии (Grigorov et al., 1991). Минимальная энергия ионов Е, в МэВ-нуклон"1 нахо-
дится из выражения:
14 З2 -106
Е; [МэВ нуклон"1 ] = ’ (3.4.21)
Z * У j о /4
Эта энергия соответствует %Кр = 0>75 (см. формулу (3.4.11)) и после полной об-
дирки для кислорода %кр = 0,75/8 = 0,094. Максимальная энергия, при которой может
быть захвачен ион кислорода, -£тах = \931Eh
Для кислорода такой пояс наблюдается на £ ~ 2,2 в интервале энергий
18-25 МэВ. Длительные исследования этого пояса проведены на спутнике
SAMPEX (Leske et al., 1999, Mazur et al., 1999). В составе этого пояса были обнару-
жены также ионы углерода, азота, неона и аргона.
На L < 1,4 существует ионный пояс «второго» порядка, возникший в результа-
те взаимодействия энергичных протонов внутреннего пояса с атомами кислорода
остаточной атмосферы (Вандас и др., 1988).
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕПОЯСА
529
3.4.2.2. Вариации во время магнитных бурь
Протоны радиационных поясов испытывают адиабатические вариации во время
магнитных бурь, коррелирующие с ^/-вариацией (McIlwain, 1966; Soraas and Davis,
1968). В сильные бури наблюдаются неадиабатические вариации протонов с энерги-
ей в десятки МэВ (McIlwain, 1965; Ильин и Кузнецов, 1975). Во время магнитной
бури внутри кольцевого тока магнитное поле ослабевает, поэтому условия захвата
частиц изменяются. Граница захвата протонов смещается на меньшие L :
. _ 6,95 Г З,64-1О“2£>5/0,5)
L “ £-0,25 I 1 £0,375
(3.4.22)
Формула справедлива, если Dst(L*)y /30040 <0,17.
Зарегистрированы случаи прямого захвата альфа-частиц, генерированных во вре-
мя солнечных вспышек, на внутренние Z-оболочки (L = 3-4) (Van Allen and Randall,
1971) и возрастаний потоков более тяжелых ио-
нов во внутренней магнитосфере во время силь-
ных магнитных бурь (Spjeldvik and Fritz, 1981).
Появление нового мощного пояса протонов и
электронов с энергиями в десятки МэВ на L ~ 2,5
было зарегистрировано на ИСЗ CRRES 24 марта
1991 г. (Blake et al., 1992). В момент гигантского
(с амплитудой -200 нТл) внезапного импульса
(SC) геомагнитного поля примерно за 1 минуту на
L - 2,8 сформировался цовый пояс протонов в
десятки МэВ, эквивалентный стабильному внут-
реннему поясу, имеющему максимум на А ~ 1,5, и
электронов сЕе> 15 МэВ.
На рис. 3.4.8 (Li etal., 1996) представлены ра-
диальные профили радиационных поясов для
протонов с £р = 20-80 МэВ и электронов с
Ее> 15 МэВ, построенные по данным измерений
для события 24 марта 1991 г., через 6 дней и через
~6 месяцев после образования нового пояса. Вид-
но, что потоки электронов с Ее> 15 МэВ превы-
сили спокойный уровень почти на три порядка
величины, а протоны с Ер = 20-80 МэВ - более
чем на два порядка. Через 6 месяцев новые пояса
Рис. 3.4.8. Радиальные профили
радиационных поясов для протонов
с Ер = 20-80 МэВ (1) и электронов
с Ее > 15 МэВ (2), построенные по
данным измерений на ИСЗ CRRES:
а - до события 24 марта 1991 г.
(день 80); б - через три дня после
образования нового пояса
(день 86); в - через ~6 месяцев
(день 257) (Li et al., 1996)
электронов и протонов продвинулись на меньшие
L. В дальнейшем они регистрировались, по край-
ней мере, до середины 1993 г. (Гинзбург и др.,
1993; Klecker, 1996).
Эволюция «ударного» пояса релятивистских
электронов в процессе последовавшей за гигант-
ским SC сильной магнитной бури будет рассмот-
рена в разд. 3.4.6.
530
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Эффект «ударной» инжекции частиц был объяснен в рамках теории дрейфа час-
тиц в электрическом и магнитном полях внезапного импульса (Тверской, 1968) в
предположении существования в данном случае биполярного импульса большой ам-
плитуды (-200 нТл): положительного длительностью -10 с и отрицательного дли-
тельностью -1 мин (Павлов и др., 1993). Аналогичная идея была использована в
детальном компьютерном расчете этого случая (Li et al., 1993).
Как следует из расчетов, влияние внезапного биполярного импульса на перерас-
пределение заряженных частиц во внутренней магнитосфере зависит от его ампли-
туды и временных масштабов переднего и заднего фронтов. Импульсы меньшей
амплитуды, чем гигантский SC 24 марта 1991 г., также могут вызвать появление но-
вых поясов частиц других энергий на других 1-оболочках.
3.4.3. Электроны радиационных поясов
3.4.3.1. Стационарное состояние поясов
На рис. 3.4.9 приведена структура пояса электронов в плоскости экватора и при
В/Вэ = 3 по модели AE-8MIN (http://nssdc.gsfc.nasa.gov/space/model/models/trap.html).
Мы видим, что в отличие от протон-
ного пояса электронный можно разделить
на внутренний и внешний пояса. Высот-
ный ход потоков электронов во внешнем
поясе более слабый, чем для протонов:
п = 0,46, а не 2. Во внутреннем поясе вы-
сотный ход потоков электронов увеличи-
вается.
Максимум внутреннего пояса энергич-
ных электронов (с Ее - 1 МэВ) находится
на L - 1,5, а внешнего - на L - 4,5.
В отличие от протонного пояса, кото-
рый оказался устойчивым относительно
различных видов нестабильности, внеш-
ний электронный пояс испытывает значи-
тельные вариации даже во время слабых
геомагнитных возмущений.
Рис. 3.4.9. Профили потоков электронов
различных энергий на экваторе (сплошные
линии) и при В/В3 = 3 (точечные линии).
Цифрами у линий - Ее, [МэВ]. Штриховая
линия - показатель высотного хода п
3.4.3.2. Вариации в периферических областях внешнего электронного пояса
(геосинхронная орбита)
Наиболее детальные многолетние измерения энергичных электронов проведены
на геосинхронных ИСЗ. Они анализировались в большом количестве работ (см.,
например, обзор Friedel et al., 2002 и соответствующие ссылки).
Одним из наиболее важных результатов (Paulikas and Blake, 1979), затем неод-
нократно подтвержденном (см., например, Безродных и др., 1984; Baker et al.,
1997), явилось установление корреляции интенсивности электронов на геосин-
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
531
хронной орбите со скоростью солнечного ветра. Наиболее высокая корреляция на-
блюдается в годы минимума солнечной активности (Kuznetsov et al., 2002). Потоки
электронов появляются, как правило, на фазе восстановления магнитных бурь, но
их интенсивность не зависит от мощности магнитной бури (Reeves et al., 1998).
Рис. 3.4.10. Вариации потоков электронов с Ее > 2 МэВ на ИСЗ GOES-10 во время умеренной
магнитной бури 22 января 2000 г. (а) и сильной магнитной бури 24 ноября 2001 г. (б)
Bz, нТл
N, см 3
Попытка выяснить, какие факторы в межпланетной среде и внутри магни-
тосферы определяют появление потоков (в том числе и экстремальных) реляти-
вистских электронов на геосинхронной орбите, была предпринята в работах
(O’Brien et al., 2001; Tverskaya et al., 2002, 2005), выполненных на большом ста-
532
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
тистическом материале. На рис. 3.4.10 из (Tverskaya et al., 2002) представлены
примеры вариаций потоков электронов с £е > 2 МэВ на ИСЗ GOES для двух бурь
разной амплитуды: 22.01.2000 г. (Лу/ = -97нТл) и 24.11.2001 г. (Dst = -221 нТл).
Приведены параметры межпланетной среды: ^-компонента межпланетного маг-
нитного поля (ММП), плотность N и скорость V солнечного ветра, и геомагнитные
данные: A U, AL, АЕ - индексы авроральной активности и £\у/-вариация.
Видно, что после бури меньшей амплитуды при небольшой (-400 км-с"1) скорос-
ти солнечного ветра произошло значительное возрастание потоков электронов
(до-103 см"2-с"1-ср"1), а после сильной бури 24 ноября при очень большой скорости
солнечного ветра потоки упали и в дальнейшем не достигли даже предбуревого
уровня (до-102 см"2-с_1-ср-1). Определяющим фактором возрастания потоков элект-
ронов явилось наличие высокой суббуревой активности на фазе восстановления ян-
варской бури и практическое отсутствие таковой - в ноябрьской. Авторы работ
(Tverskaya et al., 2002, 2005) пришли к выводу, что для появления экстремальных
потоков электронов с £е> 2 МэВ (> 104 см"2-с"1-ср"1) на геосинхронной орбите необ-
ходимы и высокая скорость солнечного ветра, и высокая суббуревая активность на
фазе восстановления бури. В работе (O’Brien et al., 2001) отмечена высокая корре-
ляция потоков электронов с Рс5 пульсациями геомагнитного поля на фазе восстанов-
ления бури. В 80% случаев, которые имели высокую мощность Рс5 пульсаций в те-
чение 24 и более часов после максимума бури, наблюдались большие возрастания
потоков электронов.
Потоки электронов на геосинхронной орбите испытывают 2-4-часовые квази-
периодические вариации (так называемые saw-tooth variations), связанные с вариа-
циями давления солнечного ветра, переориентациями ^-компоненты ММП и квази-
периодическими суббурями при длительной южной ориентации Bz (Tverskaya, 2001;
Tverskaya and Krasotkin, 2002; Huang et al., 2003).
3.4.3.3. Диффузионные волны релятивистских электронов внешнего пояса
Сформировавшийся на удаленных £-обо-
лочках во время умеренных магнитных бурь
пояс электронов под действием диффузии
смещается вглубь магнитосферы. Когда
после бури длительное время сохраняется
невысокая геомагнитная активность, можно
наблюдать диффузионные волны релятиви-
стских электронов (Frank, 1965; Иванова
и др., 2000).
На рис. 3.4.11 приведены данные о рас-
пространении диффузионной волны элект-
ронов с Eq > 5 МэВ по (McIlwain, 1996) по-
сле магнитной бури 16 июня 1965 г. с
Dst = -84 нТл,
Через два дня после бури (день 169)
возник пояс с максимумом на £ - 4,5. Его
Рис. 3.4.11. Диффузионная волна электронов
по данным ИСЗ EXPLORER-26
(McIlwain, 1996) после магнитной бури
16 июня 1965 г. (день 167)
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
533
эволюция представлена на рисунке. Анализ движения фронта на различ-
ных уровнях интенсивности дает следующую скорость этого движения
Vf— (2,7± 1,2)-1О"7Л”(9,25±о’4)Яусут-1 для интервала 3,2<Л<3,7, эта зависимость
согласуется с предсказанной теоретически Vf = 1,5-10"7Л"9 7?гсут-1 (Тверской, 1968).
Следует отметить, что зависимость от L является универсальной, хотя числовой
коэффициент может меняться в достаточно больших пределах (Walt, 1996).
Наиболее благоприятные условия для распространения диффузионных волн элек-
тронов существуют в минимуме солнечной активности после рекуррентных магнит-
ных бурь, которые формируют 27-дневную периодичность в потоках энергичных
электронов внешнего пояса (Williams, 1966; Иванова и др., 2000).
3.4.3.4. Сезонные вариации
Сезонные вариации потоков энергичных электронов внешнего пояса наблю-
дались по данным измерений на ИСЗ
ГЛОНАСС, «Экспресс» и GOES (Ivano-
va et al., 1997; Иванова и др., 2000; Tver-
skaya et al., 2003a) и SAMPEX (Baker
etal., 1999).
На рис. 3.4.12 представлены флюен-
сы релятивистских электронов за один
пролет пояса по данным ИСЗ ГЛОНАСС
(круговая орбита на высоте 20 000 км с
наклонением ~65°) и геомагнитные ин-
дексы Цф и Dst за 1994-1996 гг. (Ива-
нова и др., 2000). Утолщенные линии
представляют результаты сглаживания
флюенсов методом скользящего средне-
го с колоколообразной весовой функци-
ей с эффективной длиной сглаживания
~2,5 месяца. Представленные данные
демонстрируют хорошо заметные се-
зонные вариации: потоки электронов
достигают максимальных величин вес-
ной и осенью, минимальных - зимой и
Dst, нТл
-200 —'-------1-------'-------'------'—
1995 1996 годы
UT
Рис. 3.4.12. Временной ход
проинтегрированных за пролет спутника
ГЛОНАСС через радиационный пояс
потоков электронов с энергией
0,8-1,2 МэВ (флюенсов) за период
с июня 1994 г. по июль 1996 г.
Приведены также индексы геомагнитной
активности: суточный Ар-индекс и
£)я/-вариация. Утолщенные линии -
сглаженные значения флюенсов
и Ар-индекса
летом.
Наблюдаемые сезонные вариации
потоков электронов внешнего пояса свя-
заны, скорее всего, с сезонной зависи-
мостью геомагнитных возмущений (Rus-
sel and McPherron, 1973). Коэффициент
корреляции между сглаженными значе-
ниями флюенсов электронов и сос-
тавляет 0,7.
534
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
3.4.3.5. Зависимость положения максимума внешнего пояса энергичных
электронов от цикла солнечной активности
По данным измерений в 19-м цикле солнечной активности максимум внешнего
пояса электронов £тах и зазор между поясами отодвигались к большим L при пере-
ходе от максимума цикла к минимуму (Vernov et al., 1969).
На рис. 3.4.13 представлен временной ход £тах за период 1958-1983 гг. (Tverskaya,
1996). Приведены также бури с амплитудой ^/-вариации свыше 100 нТл, среднеме-
сячные значения Dst и число солнечных пятен Rz.
Видно, что нет прямой корреляции £тах с солнечной активностью, а основное
влияние на его положение оказывают магнитные бури. Для нескольких лет непре-
рывных данных ИСЗ «Молния» и «Метеор» коэффициент корреляции £max с Rz со-
ставил -0,2. В то же время коэффициент корреляции £тах со среднемесячным значе-
нием Dst составил -0,7.
Наблюдается интересная особенность при сопоставлении ежемесячных непрерыв-
ных данных по £тах (ИСЗ «Метеор») с Dst в 1978-1983 гг.: активизация магнитных бурь
до и после максимума солнечной активности и соответствующее смещение Лтах к
меньшим L.
'max
В
Dstcv, нТл
0 -
-40 -
-80 L------1
Rz
200
100
1960
1970
1980 годы
Рис. 34.13. Положение максимума внешнего радиационного
пояса электронов Lmax за период 1958-1984 гг. (а), магнитные
бури с Dst < -100 нТл (б) и среднемесячные Dst (в),
число солнечных пятен Rz (г)
0
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
535
3.4.3.6. Электронные радиационные пояса во время сильных магнитных бурь
Структура магнитосферы и радиационных поясов определяется взаимодействием
магнитосферы с солнечным ветром. Во время солнечных вспышек генерируются ко-
рональные выбросы масс (КВМ), которые могут отличаться большой скоростью
(до 2000 км-с"1), большой плотностью (до нескольких десятков частиц в кубическом
сантиметре), большим магнитным полем (до нескольких десятков нанотесла). Когда
КВМ проходят Землю, магнитосфера резко сокращается в размерах, уменьшается
область замкнутых дрейфовых оболочек (радиационных поясов), ночной плазменный
слой приближается к Земле и ток в нем возрастает, увеличивается также магнитное
поле в хвосте магнитосферы. Частицы радиационных поясов, находившиеся на
внешних оболочках, выбрасываются из магнитосферы. Эти процессы протекают по-
разному при различных направлениях магнитного поля КВМ (параллельном или ан-
типараллельном геомагнитному полю). Токи, вызывающие ^/-вариацию, более
сильны при отрицательной ^-компоненте межпланетного поля при прочих равных
условиях. В качестве примера мы рассмотрим динамику внешнего пояса во время
двух сильных бурь: 24 марта 1991 г. и 6 ноября 2001 г.
Буря 24 марта 1991 г. Она была вызвана КВМ, эжектированным солнечной
вспышкой 22 марта в 16 ч 20 мин.
В момент гигантского SC (-200 нТл) сформировался «ударный» пояс ультрареля-
тивистских электронов (см. разд. 3.4.2). Эволюция этого пояса во время последовав-
шей сильной магнитной бури (|Ds/|max - 300 нТл) и инжекция нового «буревого»
пояса проанализированы в (Tverskaya et al., 2003b).
На рис. 3.4.14 представлена динамика радиального профиля пояса электронов с
Eq > 8 МэВ (ИСЗ «Метеор»), появившегося во время гигантского SC 24 марта 1991 г.
Моменты пролета спутника и положение максимумов пояса указаны на графике
^/-вариации. Около 05:00 UT 24 марта пик пояса электронов с EQ > 8 МэВ находился
Скорость счета, с'
2 2,5 3 L
б
Рис. 3.4.14. Эволюция электронного пояса, инжектированного во время внезапного импульса
в марте 1991 г. а -Л-профили электронов с Ес > 8 МэВ в разные моменты UT (указаны
стрелками на кривой Dsfy. 1 -24.03.1991 05:22; 2 - 24.03.1991 16:07; 3 - 25.03.1991 05:36;
4 - 27.03.1991 04:25. 5-Dst и положение максимума интенсивности
электронов с Ес > 8 МэВ (кресты)
536
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.4.15. Л-профили для электронов разных энергий для пролетов ИСЗ «Метеор»
в южном полушарии при одинаковых значениях напряженности магнитного поля в
марте 1991 г.: перед бурей (24.03.1991), в начале фазы восстановления (25.03.1991) и
через два дня после максимума бури (27.03.1991). Темной стрелкой указан максимум
пояса, сформировавшегося во время гигантского SC («ударная» инжекция), светлой
стрелкой - максимум пояса инжектированных во время последующей бури
электронов («буревая» инжекция): 1 -Ес > 0,17 МэВ; 2 -Ес > 0,7 МэВ;
3-£с> 1,5 МэВ; 4-£с > 3 МэВ; 5-£с > 8 МэВ
на L - 2,8. Во время главной фазы магнитной бури пояс сместился на £-2,3. Эта
вариация оказалась необратимой.
На рис. 3.4.15 представлено распределение интенсивности электронов разных
энергий для трех временных периодов: 24.03.1991 г. (до SC), 25.03.1991 г. (в начале
фазы восстановления бури) и 27.03.1991 г. (через два дня после максимума бури).
Перед бурей хорошо виден зазор между поясами. Показания детектора, регистриро-
вавшего электроны с Eq > 8 МэВ, находятся на уровне фона. На следующем пролете
25.03.1991 г. на £-2,3 имеется пик интенсивности инжектированных во время SC
электронов, и сформировался еще один новый пояс инжектированных во время бури
электронов с максимумом на £-3. Данные ИСЗ CRRES также показывают появле-
ние после этой бури пояса электронов с Ее-2 МэВ с максимумом на £ = 3,1
(Ingraham et aL, 1996).
Наблюдается запаздывание в появлении более энергичных электронов. Это хоро-
шо соответствует более ранним результатам исследования инжекции электронов во
время бурь (Williams et al., 1968). В дальнейшем может сформироваться максимум в
спектре электронов внешнего пояса в области энергий 1-3 МэВ (Вакулов и др., 1975,
West et al., 1981).
Буря 6 ноября 2001 г. Для бури 6 ноября (Tverskaya et al., 2005; Кузнецов и др.,
2006) имеются данные по условиям в межпланетном пространстве. Буря была вызва-
на КВМ, эжектированным солнечной вспышкой 4 ноября в 16 ч 20 мин.
На рис. 3.4.16 (Кузнецов и др., 2006) на верхней панели приведены данные о по-
ложении лобовой точки магнитопаузы, вычисленные по модели (Кузнецов и др.,
1998), и измеренная на ИСЗ КОРОНАС-Ф граница проникновения электронов сол-
нечных энергичных частиц с EQ = 0,3-0,6 МэВ с ночной стороны. В основном - это
внутренняя граница плазменного слоя. Иногда мы видим резкое увеличение £-гра-
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
537
Рис. 3.4.16. Параметры, характеризующие состояние магнитосферы 5-7
ноября 2001 г. Верхняя панель - положение лобовой точки магнитопаузы
и ночной границы проникновения солнечных электронов. Средняя панель:
/^-компонента межпланетного магнитного поля и Р - динамическое
давление солнечного ветра. Нижняя панель: Hsym - минутный аналог
Dst вариации и АЕ - индекс авроральной активности. Черный
треугольник - внезапное начало магнитной бури. Пустые точки -
прохождение спутника через внешний пояс
ницы проникновения электронов, возможно, в это время происходит диполизация
магнитного поля в хвосте магнитосферы. На средней панели представлены Bz и
P-индексы, определяющие размеры магнитосферы и магнитные возмущения. На
нижней панели представлены Hsym - минутный аналог ^/-вариации, и АЕ - индекс
авроральной активности.
Внезапное начало магнитной бури наблюдалось 6 ноября в 1 ч 52 мин. Через не-
сколько минут началась главная фаза бури, которая длилась около полутора часов.
Магнитосфера в это время имела минимальные размеры, Х(0) ~ 47?3. При возрастании
Bz и сохранении Р на одном уровне Х(0) ~ 6 R3. В это время около 5 часов Hsym прак-
тически не изменялось. Именно в это время было измерено состояние пояса
(см. рис. 3.4.17, пунктир). Мы видим, что поток электронов всех энергий во внешнем
поясе резко уменьшился по сравнению с потоками, измеренными 5 ноября. К сожа-
538
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.4.17. Потоки электронов различных энергий: 1 - до магнитной
бури (05.11); 2 - в максимуме главной фазы (06.11);
3 - на следующий день после бури (07.11)
лению, фоновый поток протонов в каналах электронов 0,6-1,5, 1,5-3, 3-6 МэВ меша-
ет точно определить масштаб вариации. Для электронов 0,3-0,6 МэВ профиль пояса
сместился на меньшие L по сравнению с профилем, полученным 5 ноября, и поток
электронов уменьшился.
Отметим, что новый максимум пояса совпадает с минимальным значением L, ко-
торого достигала граница проникновения солнечных электронов при Hsym < -300 нТл.
На следующий день пояс с максимумом на L ~ 3 начал формироваться и для электро-
нов более высоких энергий. Аналогичная картина инжекции наблюдалась и на боль-
ших высотах (Tverskaya et al., 2005). В дальнейшем на L ~ 3 снова формируется зазор
между поясами для электронов 0,3-0,6 МэВ.
Для обеих бурь значение Z,max близко к тому, что дает эмпирическая зависимость
Z,max от максимальной амплитуды £>5/-вариации бури (Тверская, 1986).
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
539
3.4.3.7. Зависимость положения максимума пояса инжектированных во время
магнитных бурь релятивистских электронов от мощности бури
Впервые зависимость положения максимума пояса релятивистских электронов,
инжектированных во время магнитных бурь Z,max, от мощности магнитной бури, оп-
ределяемой амплитудой ^/-вариации, изучалась в (Williams et al., 1968). Авторы
рассматривали бури в интервале амплитуд Ду/= 30-140 нТл и получили линейную
зависимость LmaK(Dsf). Однако исследования с привлечением данных по более силь-
ным бурям (вплоть до | Dst | max ~ 400 нТл) показали, что зависимость существенно
нелинейна и имеет вид (Тверская, 1986):
= 2,75 -104 / (3.4.23)
I I max ’ max v 7
На рис. 3.4.18 приводится зависимость Z,max от | Д$7|тах, построенная во всем диа-
пазоне известных амплитуд магнитных бурь, включая самую сильную бурю за всю
историю космических исследований - 13-14 марта 1989 г. (Tverskaya et al., 2005).
Видно, что новые данные многочисленных спутников на больших и малых высотах
хорошо соответствуют зависимости (3.4.23).
В соответствии с теоретическими представлениями (Tverskoy, 1972; Тверской,
1982, 1997) и экспериментальными данными (Тверская, 1998; Tverskaya et al.,
2005), формула (3.4.23) может определять (с точностью не хуже, чем первые де-
сятые доли £), до каких Л-оболочек в ночной магнитосфере смещаются в макси-
муме бури многие плазменные структуры: граница области захваченной радиа-
ции, максимум давления плазмы кольцевого тока, экваториальная граница овала
полярных сияний, центр западной электроструи, граница проникновения сол-
нечных космических лучей. Поэтому рассматриваемая зависимость может быть
эффективно использована для предсказания космической погоды.
Вопрос о механизме ускорения реляти-
вистских электронов во время магнитных
бурь остается открытым. Электроны с энер-
гиями в десятки - первые сотни кэВ (так
называемые ягебУ-электроны) легко могут
быть ускорены нестационарными электри-
ческими полями суббурь (Бондарева и Твер-
ская, 1973; Li et al., 1998). Электроны боль-
ших энергий могут ускоряться в процессе
диполизации магнитного поля при втягива-
нии силовых линий геомагнитного хвоста в
область захваченной радиации во время
суббурь (Tverskoy, 1969). Поскольку элект-
роны инжектируются в поле, ослабленное
кольцевым током, на фазе восстановления
бури они испытывают дополнительное ус-
корение (Вакулов и др., 1975).
В последние годы предложено несколь-
ко механизмов ускорения электронов до
Рис. 3.4.18. Зависимость положения
максимума пояса инжектированных во
время магнитных бурь релятивистских
электронов Лтах от амплитуды магнитной
бури | Dst |max. Линия представляет формулу
(3.4.23). Значками обозначены данные
различных ИСЗ
540
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
релятивистских энергий на основе взаимодействия «волна-частица» (Summers and
Ma, 2000; Бахарева, 2003 и соответствующие ссылки). Однако большинство этих ме-
ханизмов ускоряют электроны до релятивистских энергий за время порядка несколь-
ких часов и даже дней. В то же время эксперимент показывает, что ускорение элек-
тронов до релятивистских энергий может происходить даже в сердцевине внешнего
радиационного пояса на временной шкале ~1 час (Тверская, 1998; Li et al., 1999).
Достаточно подробный обзор разрабатываемых в последние годы механизмов ус-
корения электронов радиационных поясов можно найти в (Friedel et al., 2002).
3.4.4. Потоки энергичных частиц под радиационными поясами Земли
На рис. 3.4.3 приведены карты распределения различных частиц в поясах на вы-
соте около 500 км. Для электронов с EQ = 0,3-0,6 МэВ выбрана минимальная интен-
сивность 10 см"2-с"1-ср"1. Хорошо видны области внутреннего пояса, внешнего пояса
и область высыпания из внешнего пояса на северных и южных широтах вокруг всей
Земли. Характерной особенностью распределения энергичных электронов на малых
высотах является наличие долготной зависимости их интенсивности вдоль траекто-
рии дрейфа. При одних и тех же параметрах Ln В интенсивность электронов на дол-
готах к западу от аномалии больше, чем к востоку (Вернов и др., 1963).
5 марта 1994 г.
Рис. 3.4.19. Данные о потоках электронов и протонов на части орбиты
спутника (L < 8) при движении с севера на юг
На более низких широтах, чем область высыпания из внешнего пояса, также
существуют потоки квазизахваченных частиц, генетически связанных с радиацион-
ными поясами. На рис. 3.4.19 приведены данные пролета ИСЗ КОРОНАС-И с се-
вера на юг на L < 8. В северном полушарии видны два пика потоков электронов,
соответствующие внешнему поясу (L ~ 4-5) и внешней кромке внутреннего пояса
(А ~ 2,1—2,3). В южном полушарии наблюдаются дополнительные пики на 1,3 и
Z ~ 1,6. Также заметно некоторое возрастание потоков протонов на экваторе, на про-
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
541
межуточных L и вблизи внешней границы внешнего пояса. Анализ данных, получен-
ных на других орбитах, показывает, что возрастания потоков протонов на экваторе и
на L ~ 3,5 и 4,5 повторяются.
Широта, град.
.....- Внутренний и внешний пояса
- L = 2,1 (локальный день) . < < . - L = 13 (локальный день)
ууууу - L = 2,1 (локальная ночь) мм - L = 13 (локальная ночь)
ооооо -L= 1,6(локальный день) • -OIIZORA (локальный день)
~ 44444-L = 1,6 (локальная ночь) ♦♦♦»»-OIIZORA (локальная ночь)
О
Долгота, град.
Рис. 3.4.20. Карта распределения потоков различных типов на высоте
~500 км по данным ИСЗ КОРОНАС-И. Данные ИСЗ OHZORA
(Nagata et al., 1988) - для L ~ 1,6
Рис. 3.4.21. Распределение пиков электронов на различных А-оболочках
На рис. 3.4.20 (Bashkirov et al., 1999) приведено географическое распределение
потоков электронов. Все области квазизахваченных электронов хорошо разделя-
ются. В северном полушарии в области долгот от -70° до +50° потоки электронов
на £ ~ 2,1 и 1,6 практически отсутствуют. Это - область, сопряженная Бразильской
аномалии.
Исходя из разницы магнитного поля в Бразильской аномалии и в сопряженной
точке на Высоте полета спутника, можно определить, что рассеяние электронов на
542
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
полукачке на £ ~ 2,1 и 1,6 меньше 4-6°. Интересно, что если на £ ~ 2,1 и 1,3 пики
электронов регистрируются в любое мировое время, то на £ ~ 1,6 они регистриру-
ются только с 10:00 до 24:00 UT (рис. 3.4.21).
Иногда во внешнем поясе в районах северного полушария, сопряженных с Южно-
Атлантической аномалией, где зеркальные точки опускаются ниже 50 км или уходят
под Землю, регистрируются заметные потоки энергичных электронов. Скорее всего,
это связано с рассеянием частиц за один качок при движении между точками отра-
жения (Вернов и др., 1965).
На £ < 2 квазизахваченные электроны регистрировались в ряде экспериментов. На
существование потоков электронов на £~ 1,6 было указано в работе (Nagata et al.,
1988). В работах (Imhof et al., 1984, Imhof et al., 1995) исследовалось высыпание элек-
тронов, вызванное взаимодействием с излучением низкочастотных радиостанций.
Широта, град.
-150 -100 -50 0 50 100 150
Долгота, град.
Рис. 3.4.22. Распределение потоков протонов с Ер = 1-4,5 МэВ
вблизи экватора. Линии изоинтенсивности проведены через
0,05 см_2-с-1-ср-1. Штриховыми линиями показаны А-оболочки
Зарегистрированы случаи появления в районе экватора протонов с £р ~ 70 кэВ
(Бутенко, 1975) и 1-4,5 МэВ (Bashkirov, 1999). Исследования этого эффекта проводи-
лись и ранее (Hovestadt et al., 1972; Гоцелюк и др., 1974; Greenspan et al, 1999; Gra-
chev et al., 2002). В работе (Кузнецов и др., 20066) более детально изучалось распре-
деление протонов под поясами. На рис. 3.4.22 приведено распределение' протонов
вблизи экватора. Видно, что они регистрируются на £ < 1,1, т. е. существуют менее
одного периода дрейфа вокруг Земли. Их источником считаются протоны радиаци-
онного пояса на £ ~ 2,5-4. Эти протоны захватывают электроны экзосферы и уже не
удерживаются магнитным полем. Часть их, достигая атмосферы Земли на высоте
~200 км в экваторе, обдирается и, если они имеют питч-угол ~90°, захватывается
магнитным полем. В работе выделены еще две области регистрации квазизахвачен-
ных протонов. Это -3<£<4и£>4. Область квазизахваченных протонов на 3 < £ < 4
существует из-за паразитного рассеяния протонов на циклотронном излучении элект-
ронов (Гоцелюк и др., 1985). Неясно, чем объяснить высыпание протонов на£ > 4.
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
543
ЛИТЕРАТУРА
Альвен Г., Фельтхаммер К. Космическая электродинамика, основные принципы. М.: Мир, 1967.
Андронов А.А., Трахтенгерц В.Ю. Кинетическая неустойчивость радиационных поясов Земли. Геомагне-
тизм и аэрономия, т. 4, с. 181-185, 1964.
Бахарева М.Ф. Нестационарное статистическое ускорение релятивистских частиц и его роль во время
геомагнитных бурь. Геомагнетизм и аэрономия, т. 43, № 6, с. 737-744, 2003.
Безродных И.П., Бережко Е.Г., Морозова Е.И. и др. Всплески энергичных электронов на магнитопаузе и во
внешнем радиационном поясе. Геомагнетизм и аэрономия, т. 24, с. 818-830, 1984.
Бондарева Т.Б., Тверская Л.В. О дрейфе частиц радиационных поясов во время суббурь. Геомагнетизм и
аэрономия, т. 13, № 4, с. 723-729, 1973.
Бутенко В.Д., Григорян О.Р., Малкиэль Г.С., Столповский В.Г. Потоки протонов с Ер > 70 кэВ в приэква-
ториальной области на малых высотах. Космические исследования, т. 13, № 4, с. 508-512, 1975.
Вакулов П.В., Коврыгина Л.М., Минеев Ю.В., Тверская Л.В. Динамика внешнего пояса энергичных элек-
тронов во время умеренной магнитной бури. Геомагнетизм и аэрономия, т. 15, №6, с. 1028-1032,
1975.
Вандас М., Дворжакова М., Кузнецов С.Н., Фишер С. Регистрация энергичных ионов на высоте 500 км во
внутреннем радиационном поясе Земли. Изв. АН СССР, сер. физ., т. 52, № 12, с. 821-823, 1988.
Вернов С.Н., Савенко И.А., Шаврин П.И., Тверская Л.В. О структуре радиационных поясов Земли на высо-
те 320 км. Геомагнетизм и аэрономия, т. 3, № 5, с. 812-815, 1963.
Вернов С.Н., Савенко И.А., Тверская Л.В., Тверской Б.А., Шаврин П.И. Об интенсивности электронов ра-
диационных поясов на высотах 180-330 км в районах, сопряженных с отрицательными геомагнитны-
ми аномалиями. Космические исследования, т. 3, вып. 1, с. 128-134, 1965.
Гинзбург Е.А., Малышев А.В., Пустоветов В.П. О новом радиационном поясе релятивистских электронов
на L = 1,9 по данным измерений на ИСЗ Метеор. Изв. РАН, сер. физ., т. 57, с. 89-92, 1993.
Гоцелюк Ю.В., Кузнецов С.Н., Кузнецова В.А. Рассеяние протонов радиационного пояса на свистовой
моде ОНЧ-излучения. Космические исследования, т. 23, № 5, с. 729-735, 1985.
Гоцелюк Ю.В., Логачев Ю.И., Столповский В.Г. Пространственное распределение и временные вариации
протонов с энергией более 1 МэВ на ионосферных высотах. Геомагнетизм и аэрономия, т. 14, №6,
с. 944-954, 1974.
Захаров А.В., Кузнецов С.Н. Высыпание электронов и ОНЧ-излучение. Геомагнетизм и аэрономия, т. 18,
№2, с. 352-353, 1978.
Иванова Т.А., Павлов Н.Н., Рейзман С.Я., Рубинштейн И.А., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Динамика внеш-
него радиационного пояса релятивистских электронов в минимуме солнечной активности. Геомагне-
тизм и аэрономия, т. 40, № 1, с. 13-18, 2000.
Ильин В.Д., Кузнецов С.Н. Неадиабатические эффекты движения частиц в статическом дипольном поле и
в переменных во времени полях. VII Ленинградский Международный семинар. Л., с. 269-278, 1975.
Кузнецов С.Н., Суворова А.В., Дмитриев А.В. Форма и размеры магнитопаузы. Связь с параметрами меж-
планетной среды. Геомагнетизм и аэрономия, т. 68, № 6, с. 7-16, 1998.
Кузнецов С.Н., Юшков Б.Ю. О границе неадиабатического движения заряженных частиц в поле магнитно-
го диполя. Физика плазмы, т. 28, № 4, с. 375-383, 2002.
Кузнецов С.Н., Мягкова И.Н., Юшков Б.Ю., Муравьева Е.А., Кудела К. Динамика внешнего радиационно-
го пояса во время сильных магнитных бурь по данным КОРОНАС-Ф. Доклад на Международной кон-
ференции «КОРОНАС-Ф: «Три года наблюдений активности Солнца», 2001-2004 гг.» 31 января -
5 февраля 2005 г. Астрономический Вестник, 2006 (в печати).
Лайонс Л., Вильямс Д. Физика магнитосферы. Количественный подход. М.: Мир, 1987.
Павлов Н.Н, Тверская Л.В., Тверской Б.А., Чучков Е.А. Вариации энергичных частиц радиационных поя-
сов во время сильной магнитной бури 24-26 марта 1991 г. Геомагнетизм и аэрономия, т. 33, №6,
с. 41-45, 1993.
Панасюк М.И. Экспериментальная проверка механизмов переноса ионов в радиационных поясах Зем-
ли под действием нестационарных электрических полей. Космические исследования, т. 22, вып. 4,
с. 572-587, 1984.
544
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Тверская Л.В. О границе инжекции электронов в магнитосферу Земли. Геомагнетизм и аэрономия, т. 26,
с. 864-869, 1986.
Тверская Л.В. Диагностика магнитосферных процессов по данным о релятивистских электронах радиаци-
онных поясов. Геомагнетизм и аэрономия, т. 38, № 5, с. 22-32, 1998.
Тверской Б.А. Захват быстрых частиц из межпланетного пространства. Изв. АН СССР, сер. физ., т. 28,
с. 2099-2103, 1964а.
Тверской Б.А. Динамика радиационных поясов Земли. II. Геомагнетизм и аэрономия, т. 4, с. 436-448,19646.
Тверской Б.А. Перенос и ускорение заряженных частиц в магнитосфере Земли. Геомагнетизм и аэрономия,
т. 5, с. 793-809, 1965.
Тверской Б.А. Устойчивость радиационных поясов Земли. Геомагнетизм и аэрономия, т. 7, №2, с. 226-242,
1967.
Тверской Б.А. Динамика радиационных поясов Земли. М.: Наука, 224 с., 1968.
Тверской Б.А. О продольных токах в магнитосфере. Геомагнетизм и аэрономия, т. 22, №6, с. 991-995,
1982.
Тверской Б.А. Механизм формирования структуры кольцевого тока магнитных бурь. Геомагнетизм и аэ-
рономия, т. 37, № 5, с. 29-34, 1997.
Тверской Б.А. Основы теоретической космофизики. М.: Едиториал УРСС, 376 с., 2004.
Baker D.N., Li X., Turner N. et al. Recurrent geomagnetic storms and relativistic electron enhancement in the
outer magnetosphere: ISTP coordinated measurements. J. Geophys. Res., v. 102, pp. 14141-14148, 1997.
Baker D.N., Kanekal S.G, Pulkkinen N.I., Blake J.B. Equinoctial and solstitial averages of magnetospheric relativ-
istic electrons: A strong semiannual modulation. Geophys. Res. Lett., v. 26, pp. 3193-3196, 1999.
Bashkirov V.F., Denisov Yu.L, Gotselyk Yu.V., Kuznetsov S.N., Myagkova I.N., Sinyakov A.V. Trapped and
quasitrapped radiation observed by CORONAS-I satellite. Radiation Measurements so, pp. 537-548, 1999.
Blake J.B., Gussenhoven M.S, Mullen E.G., Fillius R.W. Identification of an unexpected space radiation hazard.
IEEE Trans. Nucl. Sci., v. 39, pp. 1761-1765, 1992.
Chen A.J. Penetration of low-energy protons deep into the magnetosphere. J. Geophys. Res., v. 75, pp. 2458-2467,
1970.
Cladis J.B. Acceleration of geomagnetically trapped electrons by variation of ionospheric currents. J. Geophys.
Res., v. 71, pp. 5019-5025, 1966.
Dessler A.I., Karplus R. Some effects of diamagnetic ring currents in Van Allen radiation belts. J. Geophys. Res.,
v. 66, pp. 2289-2297, 1961.
Falthammar C.G. On the transport of trapped particles in the outer magnetosphere. J. Geophys. Res., v. 70,
pp. 2503-2512, 1965.
Frank L.A. Inward radial diffusion of electrons of greater than 1.6 Million electron volts in the outer radiation
zone. J. Geophys. Res., v. 70, pp. 3533-3540, 1965.
Friedel R.H.W., Reeves G.D., Obara T. Relativistic electron dynamics in the inner magnetosphere. A review.
Solar-Terrestrial Phys., v. 64, pp. 265-282, 2002.
Fritz T.A., Spjeldvik W.N. Steady-state observation of geomagnetically trapped energetic heavy ions and their
implications for theory. Planet. Space Sci., v. 29, No 11, pp. 1169-1193, 1981.
Grachev E., Grigorian O., Juchniewicz J., Klimov S., Kudela K., Petrov A., Stetiarova J. Low energy protons on
L < 1.15 in 500-1500 km range. Adv. Space Res., v. 30, No 7, pp. 1841-1845, 2002
Greenspan M.E., Mason G.M., Mazur J.E. Low-altitude equatorial ions: A new look with SAMPEX. J. Geophys.
Res., v. 104, No A9, pp. 19,911-19,922, 1999.
Grigorov N.L., Kondrat’eva M.I., Panasyuk M.I., Tretyakova Ch.A., Adams J., Blake J.B., Schulz M., Mewaldt R.A.,
Tylka A. An evidence for anomalous cosmic ray oxygen ions in the inner magnetosphere. Geophys. Res.
Lett.,v. 18, pp. 1959-1962, 1991.
Hovestadt D., Hausler B., Sholer M. Observation of energetic particles at very low altitudes near the geomagnetic
equator. Phys. Rev. Lett., v. 28, pp. 1340-1343, 1972.
Huang С.-S., Reeves G.D., Bordovsky J.E., Skoug R.M., Pu Z.Y., Le G. Periodic magnetospheric substorms, and
their relationship with solar wind variations. J. Geophys. Res., v. 108, No A6, pp. 1255-1266, doi 10.1029/
2002/JA009704, 2003.
ГЛАВА 3.4
РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
545
Imhof W.L., Gaines Е.Е., Reagan J.В. High resolution spectral features observed in the inner belt electrons.
J. Geophys Res., v. 90, No A9, pp. 8333-8342, 1995.
Imhof W.L.; Reagan J.B.; Gaines E.E.; Datlowc D.W. The L shell region of importance for waves emitted at
ground level as a loss mechanism for trapped electrons with energies greater than 68 keV. J. Geophys. Res.,
v. 89,pp. 10827-10835, 1984.
Ingraham J.C., Cayton T.E., Belian R.D., Christensen R.A., Guyker F., Meier M.M., Reeves G.D., Brautigam D.H.,
Gussenhoven M.S., Robinson R.M. Multisatellite characterization of the large energetic electron fluxes in-
crease at L = 4-7, in the five-day period following the March 24, 1991 solar energetic particle event. Work-
shop on the Earth’s Trapped Particle Environment. Ed. by Reeves G.D. AIP Conf. Proc. 383, p. 103-108,
1996.
Ivanova T.A., Pavlov N.N., Sosnovets E.N., Tverskaya L.V. Dynamics of outer belt relativistic electrons in a solar
activity minimum. In: Space Radiation Belt Modelling: New Phenomena and Approaches. Schedule. Pro-
gramme and abstracts, p. 140, 1997.
Kennel C.F., Petscheck H.E. Limit on stably trapped particle fluxes. J. Geophys. Res., v. 71, pp. 1-28, 1966.
Klecker B. Energetic particles environment in near Earth’s orbit. Adv. Space Res., v. 17, No 2, pp. 7-45, 1996.
Kuznetsov S.N., Myagkova I.N., Yushkov B.Yu. Relationship of Energetic Particle Fluxes at Geostationary Orbit
with Solar Wind Parameters and Cosmic Ray Fluxes, Proceedings of Space Radiation Environment Work-
shop, Farnborough, UK, 1999. Eds. Rodgers D., Clucas S., Hunter K., Dyer C. British National Space Centre,
No 12, pp. 1-4, 2002.
Leske et al. Long-Term Temporal Behavior of Interplanetary and Trapped Anomalous Cosmic Rays. Proceedings
of the 26th ICRC. August 17-25, 1999. Salt Lake City, Utah, USA, v. 7. Edited by Kieda D., Salamon M.,
Dingus B. pp. 516-519, 1999.
Li X., Roth I., Temerin I.M., Wygant J.R, Hudson M.K., Blake J.B. Simulation of the prompt energization and
transport of radiation belt particles during the March 24, 1991 SSC. Geophys. Res. Lett., v. 20,
pp. 2423-2426, 1993.
Li X., Hudson M.K., Blake J.B., Roth I., Temerin I.M., Wygant J.R. Observation and simulation of the rapid for-
mation of a new electron radiation belt during March 24, 1991 SSC. Workshop on the Earth’s Trapped Parti-
cle Environment. Ed. by Reeves G.D. AIP Conf. Proc. 383, pp. 109-118, 1996.
Li X., Baker D.N., Temerin M., Reeves G.D., Belian R.D. Simulation of dispersionless injections and drift echoes
of energetic electrons associated with substorms. Geophys. Res. Lett., v. 25, pp. 3759-3762, 1998.
Li X., Baker D.N., Temerin M. et al. Rapid Enhancements of Relativistic Electrons Deep in the Magnetosphere
during the May 15, 1997 Magnetic Storm. J. Geophys. Res., v. 104, No A3, pp. 4467-4476, 1999.
Mazur I. et al. Low energy anomalous cosmic rays trapped in the Earth's magnetosphere: 6 years of SAMPEX
observations. Proceedings of the 26th ICRC, August 17-25, 1999. Salt Lake City, Utah, USA, v. 7. Edited by
Kieda D., Salamon M., Dingus B., pp. 527-530.
McDonald W.H., Walt M. Distribution function of magnetically confined electrons in a scattering atmosphere.
Ann. Phys., v. 15, pp. 44-48, 1961.
McIlwain C.E. Redistribution of trapped protons during a magnetic storm. Space Res., v. 5, pp. 374-391, 1965.
McIlwain C.E. Ring current effects on trapped particles. J. Geophys. Res., V. 71, pp. 3623-3634, 1966.
McIlwain C.E. Processes Acting Upon Outer Zone Electrons, Radiation Belts: Model and Standards. Geophysical
Monograph, pp. 15-26, 1996.
Nagata K., Kohno T., Murakami H., Nakamoto A., HasebeN. Electron (0.19-3.2 MeV) and proton (0,58-35 MeV)
precipitations observed by OHZORA satellite at low latitude zones L= 1,6-1,8, Planet. Space Sci., v. 36,
pp. 591-606, 1988.
Nakada N.P., Mead G.D. Diffusion of protons in the outer radiation belt. J. Geophys. Res., v. 70, pp. 3529-3536,
1965.
O’Brien T.P., McPherron R.L., Somette D., Reeves G.D., Friedel R., Singer H.J. Which magnetic storms produce
relativistic electrons at geosynchronous orbit? J. Geophys. Res., v. 106, No A8, pp. 15533-15544, 2001.
Panasyuk M.I. The Ion Radiation Belts: Experiments and Models. In: Effect of Space Weather on Technology
Infrastructure. Ed. by Daglis LA. Kluwer Academic Publishers, pp. 65-90, 2004.
Parker E.N. Geomagnetic fluctuations and the form of the outer zone of the Van Allen radiation belt. J. Geophys.
Res., v. 65, pp. 3117-3126, 1960.
546
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Paulikas J.B., Blake D.N. Effects of the solar wind on magnetospheric dynamics: energetic electrons at the syn-
chronous orbit. In: Olson W. (Ed.) Quantitative Modelling of the Magnetospheric Processes, v. 21 of Geo-
phys. Monogr. Ser. AGLJ, Washington D.C., pp. 180-202, 1979.
Reeves G.D. Relativistic electrons and magnetic storms: 1992-1999. Geophys. Res. Lett., v. 25, pp. 1817-1820,
1998.
Russel C.T., McPherron R.L. Semiannual variations of geomagnetic activity, v. 78, pp. 92-100, 1973.
Singer S.F. Trapped albedo neutron theory of the radiation belt. Phys. Rev. Lett., v. 1, pp. 181-183, 1958.
Soraas F., Davis L.R. Temporal variations of the 100 keV to 1700 keV trapped protons observed on satellite Ex-
plorer-26 during the first half of 1965. GSFC Rept. X-612-68-328, 1968.
Spjeldvik W.N., Fritz T.A. Energetic heavy ions with nuclear charge Z > 4 in the equatorial radiation belts of the
Earth: magnetic storms. J. Geophys. Res., v. 86, pp. 2349-2360, 1981.
Summers D., Ma C. A model for generating relativistic electrons in the Earth’s inner magnetosphere based on gy-
roresonant wave-particle interactions. J. Geophys. Res., v. 105, No A2, pp. 2625-2639, 2000.
Thome R.M., Kennel C.F. Relativistic electron precipitation during magnetic storm main phase. J. Geophys. Res.,
v. 76, pp. 4456-4468, 1971.
Tverskaya L.V. Dynamics of energetic electrons in the radiation belts. Radiation belts: Model and Standards.
Geophysical Monograph 97, AGLJ, pp. 183-187, 1996.
Tverskaya L.V. The long period DP-1 and DP-2 variation effects in radiation belts. Proc, of XXIV Annual Semi-
nar «Physics of Auroral Phenomena», Apatity, pp. 55-58, 2001.
Tverskaya L.V., Krasotkin S.A. Global long-period oscillations of the magnetosphere and the related phenomena
in the radiation belts. Proc. «SOLSPA: The Solar Cycle and Space Weather Euroconference», Vico Equence,
Italy, 24-29 September 2001 (ESA SP-477, February 2002), 2002.
Tverskaya L.V., Pavlov N.N., Ivanova T.A. Some features of injection of relativistic electrons into the inner mag-
netosphere during a magnetic storm. Proc, of XXV Annual Seminar «Physics of Auroral Phenomena», Apa-
tity, pp. 59-62, 2002.
Tverskaya L.V., Ivanova T.A., Pavlov N.N., Reizman S.Ya., Sosnovets E.N., Vlasova N.A. Long-term variations
of the outer-belt relativistic electron fluxes. Programme and Abstract Book of Workshop «Effects of Space
Weather on Technology Infrastructure», Rhodes, Greece, 25-29 March 2003. Ed. by Metallinou F.-A. p. 55,
2003a.
Tverskaya L.V., Ginzburg E.A., Pavlov N.N., Svidsky P.M. Injection of relativistic electrons during the giant SSC
and greatest magnetic storm of the space era. Adv. Space Res., v. 31, No 4, pp. 1033-1038, 2003b.
Tverskaya L.V., Ivanova T.A, Pavlov N.N., Reizman S.Ya., Rubinstein I.A., Sosnovets E.N., Veden’kin N.N.
Storm-time formation of a relativistic electron belt and some relevant phenomena in other magnetosphere
plasma domains. Adv. Space Res., v. 36, No 12, pp. 2392-2400, 2005.
Tverskoy B.A. The Earth’s radiation belt theory. Proc, of 9th ICRC, London, v. 1, pp. 546-547, 1965.
Tverskoy B.A. Main mechanisms in the formation of the Earth’s radiation belts. Rev. Geophys., v. 7, No 1-2,
pp. 219-221, 1969.
Tverskoy B.A. Electric fields in the magnetosphere and the origin of trapped radiation. In: Solar Terr. Phys/1970.
Ed. by Dyer R. Publ. Co., pp. 297-317, 1972.
Van Allen J.A., Randall D.A. Evidence for direct durable capture of 1-8 MeV solar alfa-particles into geomagne-
tically trapped orbits. J. Geophys. Res., v. 76, pp. 1830-1841, 1971.
Vemov S.N., Gorchakov E.V., Kuznetsov S.N., Logachev Yu.I., Sonsovets E.N., Stolpovsky V.G. Particle fluxes
in the outer geomagnetic field. Rev. of Geophys., v. 7, No 1,2, pp. 257-280, 1969.
Walt M. Source and Loss processes for Radiation Belt Particles, Model and Standards. Geophysical Monograph
97, AGLJ, pp. 1-13, 1996.
West H.I., Buck R.M., Davidson G.T. The dynamics of energetic electrons in the Earth’s outer radiation belt dur-
ing 1968 as observed by the Lawrence National Laboratory’s spectrometer on OGO-5. J. Geophys. Res., v.
86, pp. 2111-2122, 1981.
Williams D.J. 27-day periodicity in outer zone trapped electron intensities. J. Geophys. Res., v. 71, 1815-1821, 1966.
Williams D.J., Arens I.F., Lanzerotti L.T. Observations of trapped electrons at low and high altitudes. J. Geophys.
Res., v. 73, pp. 5673-5684, 1968.
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
Лазутин Л.Л.
НИИ ядериой физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Магнитосфера редко бывает спокойной. Возмущения вносят существенные изме-
нения в структуру магнитосферы. Сам процесс перестройки магнитосферы, локаль-
ный или крупномасштабный, является существенным, если не основным фактором
возмущенной магнитосферы.
Возмущения делятся на три типа:
• полярные перманентные возмущения,
• суббуревая активность,
• магнитные бури.
Первый тип наблюдается во внешней магнитосфере и, соответственно, в полярной
шапке, второй тип захватывает и зону квазизахвата, авроральную магнитосферу, и,
наконец, магнитные бури вызывают существенные процессы и во внутренней магни-
тосфере, в радиационных поясах.
Величина возмущения оценивается индексами магнитной возмущенности. Ар-ин-
декс (трехчасовой, суточный) оценивает возмущенность в целом. Индекс Dst харак-
теризует развитие магнитных бурь, кольцевого тока, ЛЕ-индексы (минутные, средне-
часовые) описывают суббуревую активность, и PC-индекс относится к возмущениям
в полярной шапке. Все эти индексы отражают через изменения магнитного поля со-
стояние ионосферных и магнитосферных токов, которые, в свою очередь, зависят от
структуры электрических полей и потоков частиц, авроральной радиации.
548
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
В первом разделе основное внимание уделяется авроральной радиации, во вто-
ром - полярным сияниям, в третьем - магнитосферным суббурям. Хотя магнито-
сферные возмущения охватывают все области магнитосферы, для аврорально-
суббуревых процессов главной ареной является авроральная магнитосфера, распо-
лагающаяся в зоне квазизахвата, а в проекции на границу атмосферы - зона актив-
ных полярных сияний, кольцо/овал Хорошевой-Фельдштейна-Старкова (Хорошева,
1967; Feldstain and Starkov, 1967).
Магнитные бури рассматриваются отдельно (см. гл. 3.1).
3.5.1. Авроральная радиация
3.5.1.1. Определения
В классификации потоков частиц, населяющих магнитосферу Земли, авроральная
радиация (АР) занимает промежуточное положение между потоками плазмы и захва-
ченной радиацией. Энергетический диапазон АР - от единиц до 100-300 кэВ. Иног-
да, но довольно редко, ускоряются электроны и до 500 кэВ. В верхней части диапа-
зона АР существенно перекрывается с захваченной радиацией радиационных поясов,
четкого разграничения вообще нет, и главным критерием отождествления АР являет-
ся ее изменчивость, ограниченное время существования. В спокойные периоды АР
практически отсутствует - в зоне квазизахвата остается только спадающий с рас-
стоянием поток частиц радиационного пояса, овал полярных сияний стягивается в
узкую полоску на границе полярной шапки. Полное освобождение магнитосферы от
избытка частиц длится несколько дней и наблюдается нечасто, поспевает новая суб-
буря. Плазменный слой располагается и во внешней магнитосфере, и заходит в зону
квазизахвата, однако эта его часть отличается от хвостовой и, строго говоря, должна
рассматриваться как отдельное образование.
Как видно из названия, к авроральной радиации относятся потоки частиц, прямо
или косвенно связанные с полярными сияниями (aurora). Так как полярные сияния
наблюдаются не только в зоне сияний, но и в полярной шапке, и в субавроральной
зоне, а иногда и в средних широтах, ясно, что такое широкое толкование не позволя-
ет отвести для авроральной радиации какую-либо одну очерченную область в магни-
тосфере. И действительно, спорадические потоки энергичных электронов и ионов
регистрируются в магнитосфере практически повсюду. Следует, однако, выделить
две области - авроральную магнитосферу, главную область обитания АР, располо-
женную в пределах области квазизахвата (ОКЗ), и магнитосферный хвост (MX),
где потоки энергичных частиц появляются эпизодически, на короткое время.
Авроральная радиация появляется во время магнитосферных суббурь, причем на
разных стадиях, фазах суббури действует несколько механизмов ускорения частиц,
поэтому авроральную радиацию следует разделять на несколько типов по происхож-
дению, характеру временных вариаций и энергетическому спектру. В 1960-1970-е гг.
предлагалось много вариантов такого деления, в основном на базе измерений на низ-
ковысотных спутниках и ракетах. Чаще всего принято делить АР на два диапазона по
энергии - мягкая, или низкоэнергичная АР до 10-20 кэВ, и жесткая, или энергичная
ГЛАВА 3.5 АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА 549
АР, - от 10-20 до нескольких сотен кэВ. Этого деления мы и будем придерживаться
при последующем изложении. Мягкая компонента также может быть разделена на
несколько типов по энергии и области обитания. Плазма центрального плазменного
слоя, ЦПС (Central Plasma Sheet), внутри ОКЗ существенно энергичнее плазмы гра-
ничного слоя (Boundary Plasma Sheet).
Здесь и далее в этом разделе речь идет об энергичной компоненте, мягкая компо-
нента АР будет рассмотрена в разд. 3.5.2.
Из всего ряда вариаций АР во время с уббури можно выделить быстрый, почти
одновременный рост потоков электронов и ионов, так называемую инжекцию, кото-
рая совпадает с началом активной фазы суббури и взрывной вспышкой полярных
сияний (breakup, substorm onset), и предшествующий спад потока частиц в области
квазизахвата, связанный с перестройкой магнитосферной ловушки, с вытягиванием в
хвост магнитных силовых линий. Глубокий спад до фона ГКЛ свидетельствует о том,
что граница ОКЗ уходит ближе к Земле и спутник оказывается в хвосте, - такие со-
бытия называют дропаутами (dropouts).
Переполнение магнитосферной ловушки приводит к высыпанию частиц в ат-
мосферу, этот процесс заслуживает специального рассмотрения, так как с ним
связаны и полярные сияния, и возмущения в ионосфере, и тормозное рентгенов-
ское излучение (auroral X-rays). Высыпание частиц, особенно электронов, не яв-
ляется монотонным, наблюдаются вариации с характерными временами от долей
секунды до десятков минут и множество типов пульсаций, исследованию которых
посвящена гл. 3.8.
Рис. 3.5.1. Схема основных областей и границ
магнитосферы Земли
550
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
З.5.1.2. Границы авроральной магнитосферы
Конфигурация магнитосферы представлена на рис. 3.5.1 схемой О’Брайена
(O’Brien, 1964), в которой мы добавили границу между ОКЗ и плазменным сло-
ем ХМ.
Область, в которой возникает и сохраняется на некоторое время поток свежеус-
коренных частиц, авроральная магнитосфера, находится внутри ОКЗ, но ее мгно-
венные и среднестатистические гра-
ницы не совпадают с границами
ОКЗ, так как определяются не толь-
ко конфигурацией магнитного поля,
но и величиной и глубиной проник-
новения крупномасштабного элект-
рического поля конвекции и динами-
кой суббуревого процесса в целом.
Рис. 3.5.2 представляет проекцию
магнитосферных областей на атмо-
сферу.
Размеры кольца полярных сияний
меняются, положение тонкого кольца
в спокойное время и приполюсной
Рис 3.5.2. Проекция областей магнитосферы
на границу атмосферы
границы во время возмущений соответствует границе между ОКЗ и внешней маг-
нитосферой.
Область квазизахвата
Между радиационным поясом и хвостом магнитосферы расположена область
неустойчивой радиации, или квазизахвата. Граница устойчивого захвата не яв-
ляется резкой даже для частиц одного сорта, энергии и питч-угла. Благодаря
питч-угловой и радиальной диффузии граница размазывается, и склон внешнего
радиационного пояса растягивается на несколько земных радиусов. В результа-
те переход к области квазизахвата получается плавным, происходит перекрытие,
Рис 3.5.3. Зависимость зоны сияний от магнитной активности
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
551
и в любой точке зоны квазизахвата можно обнаружить и частицы радиационно-
го пояса, и свежеускоренные частицы авроральной радиации или кольцевого
тока.
Надо сказать, что этой важной для возмущенного времени области в некото-
рых схемах вообще нет, или она объединена с хвостовой частью плазменного
слоя. Во многих работах применяются несколько безликие обозначения - внут-
ренняя магнитосфера, геостационарная область, околоземная часть плазменного
слоя. Название «авроральная магнитосфера», отражающее сопряженность этой
области с авроральной зоной, не получило большого распространения. Мы будем
здесь использовать термин «зона квазизахвата» как отражающий главные особен-
ности структуры магнитного поля и движения частиц: несмотря на умеренную
или сильную диффузию, на несохранение адиабатических инвариантов, энергич-
ные частицы здесь захвачены, сохраняют три компоненты движения - ларморов-
ское вращение, осцилляции вдоль силовой линии и магнитный дрейф, хотя и не
замкнутый вокруг Земли.
Внутренняя граница ОКЗ определяется экспериментально по сдвигу экватори-
альной границы активных полярных сияний и по глубине проникновения в магни-
тосферу космических лучей (протонов) солнечного происхождения. Зависимость
положения границ овала полярных сияний от уровня магнитной активности была
исследована в работах Старкова и Фельдштейна (см. Старков, 2000); один из их
графиков приводится на рис. 3.5.3. Зависимость движения границы проникновения
СКЛ от мощности магнитной бури Dst исследовалась в работах сотрудников
НИИЯФ МГУ (Тверской и др., 1973; Власова и др., 1981; Иванова и др., 1976, 1983;
Сосновец и Тверская, 1986; Дарчиева и др., 1973, 1983, 1990). На рис. 3.5.4 воспро-
изведен график движения границы во время серии магнитных бурь в октябре
2003 г. (Панасюк и др., 2004).
Внешняя граница ОКЗ в проекции на высокоширотную атмосферу совпадает
с границей полярной шапки, а в плоскости экватора - с фоновой границей радиа-
ционного пояса. Эта граница в воз-
мущенной магнитосфере может быть
крутой для всех частиц в широком
диапазоне энергий и динамичной,
движущейся к Земле и от Земли на
подготовительной и активной фазах
суббури соответственно.
Рис. 3.5.5 иллюстрирует выше-
сказанное - поток частиц на гео-
стационарной орбите падает на подго-
товительной фазе (дропаут) и резко
растет в начале активной фазы суббу-
ри вследствие диполизации магнитно-
го поля. В спокойное время граница
зоны сияний и, соответственно, гра-
ница ОКЗ и хвоста магнитосферы на-
Рис. 3.5.4. Динамика границы проникновения
СКЛ (магнитная широта) и £>5/-индекс
магнитной активности
552
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Поток, см 2-с ’-ср 1
Рис. 3.5.5. Эффект дропаута в магнитном поле
(вытягивание силовых линий) и в потоках
энергичных частиц - падение интенсивности
при входе в дропаут и возрастание при
возврате в ОКЗ (Lazutin et al., 2000)
ходится в районе 71° геомагнитной широ-
ты. В некоторых случаях, однако, она мо-
жет сдвигаться гораздо ближе к полюсу,
т. е. область квазизахвата аномально рас-
ширена. Существование суббурь в поляр-
ной шапке отмечалось в ряде работ (Kuz-
netsov et al., 2000, и ссылки в ней). Объ-
яснение этого эффекта как процесса
гипердиполизации, когда в процессе экс-
пансии суббури спокойная граница дипо-
лизации проскакивается и дополнительная
интенсификация суббури наблюдается уже
в пределах полярной шапки вплоть до
80-85°, было дано в (Kuznetsov et al., 2004)
в результате анализа суббурь и измерений
всплесков электронов 0,5 МэВ на спутнике
КОРОНАС-И. На рис. 3.5.6 приведены
кеограммы полярных сияний по наблюде-
ниям на авроральной станции Ловозеро и
высокоширотной обсерватории Баренц-
бург из работы (Корнилова и др., 2006),
где этот эффект отчетливо виден.
Следует добавить, что представление
о конфигурации полярной шапки в ви-
де круга или эллипса далеко от дейст-
вительности. Поскольку азимутальный
размер области суббуревой активности
порядка 15-40°, таков же размер глу-
боких выпуклостей или вогнутостей гра-
ницы.
Рис. 3.5.6. Кеограммы полярных сияний, станции Баренцбург и
Ловозеро. Суббуря в полярной шапке начинается после обычной
суббури с быстрой экспансией. Во - обычное положение границы
«полярная шапка/ОКЗ», Вх - аномальная граница
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
553
З.5.1.З. Характеристики авроральных частиц
На рис. 3.5.7 приведены энергетические спектры авроральных протонов в диапа-
зоне от 100 эВ до 500 кэВ на подготовительной фазе суббури, измеренные на спутни-
ке CRRES вблизи плоскости экватора на ночной стороне на 6,57?Е. Три энергетиче-
ских области, три популяции протонов можно выделить: низкоэнергичные 0,1-5 кэВ,
большая изменчивость которых указывает на ионосферное происхождение, энергич-
ные - выше 50-70 кэВ, и промежуточные - единицы и первые десятки кэВ. Времен-
ные вариации, механизмы ускорения и роль в развитии возмущений этих популяций
протонов (точнее, ионов) разные, их роль в аккумуляции энергии в возмущенной
магнитосфере, в развитии токовых систем, в создании неравновесной пространствен-
ной неоднородности плазменного давления несомненно велика, но еще далеко не
всегда понятна. К энергетическому спектру электронов применимо аналогичное раз-
деление (см. ниже в разд. 3.5.1.4).
Низкоэнергичная компонента авроральной радиации носит наименование цент-
ральный плазменный слой (ЦПС), в отличие от хвостовой, граничной и более холод-
ной части плазменного слоя. ЦПС пополняется из двух источников - из солнечного
ветра путем конвекции из хвоста магнитосферы и из ионосферы. Первый источник
более медленный и имеет глобальный характер, второй - быстрый и локализованный
в пространстве. Продольные токи в авроральной магнитосфере возникают всюду, где
есть градиент плотности плазмы; там же отмечаются и свежеускоренные электроны и
ионы. Ускорение частиц приписывается как продольным электрическим полям, так и
взаимодействию с волновыми структурами. Ракетные и спутниковые измерения
энергетического спектра, питч-углового распределения и временных характеристик
потоков низкоэнергичных электронов и
ионов демонстрируют значительное разно-
образие типовых структур, пока еще не
укладывающееся в стройную классифика-
ционную систему. Отметим существование
двух групп: первая связана с активными
формами полярных сияний и суббуревыми
активизациями, вторая ассоциируется со
спокойными дугами сияний; к этой второй
группе относятся потоки частиц типа «пе-
ревернутого V».
Характер движения энергичных авро-
ральных частиц в принципе не отличается
от частиц радиационного пояса. В движе-
нии частиц присутствуют все три компо-
ненты - циклотронное вращение, скачки
вдоль силовых линий и азимутальный
дрейф. Отличие заключается в следующем:
адиабатические инварианты не сохраняют-
ся из-за того, что магнитное поле ловушки
меняется за время, сравнимое с периодами
554 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
дрейфа, скачка (пульсации) и ларморовского вращения (ОНЧ-излучения). Все же в
некоторых случаях мы видим свидетельство полного дрейфа вокруг Земли, так на-
зываемое «дрейфовое эхо», - на место инжекции возвращаются сначала электроны
самых больших энергий, затем с задержкой - все остальные.
По сути дела мы можем говорить о наличии АР только из-за заметного пере-
полнения ловушки в данном месте. Облако частиц, ускоренных в полуночном сек-
торе, дрейфует вокруг Земли, оставляя след в ионосфере. Поток частиц за время
дрейфа существенно снижается - часть высыпается в атмосферу, часть рассеивает-
ся, и через 1-2 оборота отличить частицы АР от частиц радиационного пояса уже
невозможно.
3.5.1.4. Инжекция (ускорение) авроральных электронов и ионов
Быстрое возрастание потока энергичных электронов и
ионов наблюдается в момент начала активной фазы суббу-
ри или одной из последующих активизаций.
МакИлвайн разделил наблюдавшиеся случаи инжекции
на бездисперсионные, когда электроны и протоны всех
энергий возрастают одновременно, и возрастания с диспер-
сией. Во втором случае временная задержка росла с умень-
шением энергии частиц, что указывало на магнитный дрейф
из области ускорения. Бездисперсионные инжекции распо-
лагались в ОКЗ и ближе всего к Земле вблизи полуночи и
при большом уровне активности. На рис. 3.5.8 приведена
схема положения границ инжекции по (McIlwain, 1974).
Рис. 3.5.8. Границы
инжекции по МакИлвайну
Электроны
На рис. 3.5.9 приведены профили энергичных электронов (21-180 кэВ) и ионов,
измеренные спутником CRRES на периферии внешнего радиационного пояса.
Спутник летал в плоскости экватора по вытянутой квазигеостационарной орбите и
Рис. 3.5.9. Энергичные электроны и ионы на спутнике CRRES 19.03.1991 г.
Бездисперсионные инжекции в 19:17 и 22:47 UT, вход в дропаут в 22:30 UT
Поток
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
555
проводил в авроральной магнитосфере по
несколько часов в каждом обороте. Авро-
ральную радиацию на рис. 3.5.9 легко от-
делить от захваченной радиации по харак-
теру временных вариаций. Вместе с тем,
энергетический диапазон их существенно
перекрывается.
Рис. 3.5.10 иллюстрирует динамику
спектра авроральных электронов во время
инжекции. Рост интенсивности частиц с
энергией 10-70 кэВ определяется бета-
тронным ускорением электронов цент-
рального плазменного слоя. Возрастание,
зарегистрированное в более энергичных
каналах, объясняется за счет радиального
смещения траекторий магнитного дрейфа в
связи с локальной диполизацией магнит-
ного поля. Этот процесс имеет обратимый
характер, ускорение не происходит.
Рассмотренный крупномасштабный
ускорительный процесс дополняется ло-
кальными импульсными ускорениями во
время многочисленных суббуревых акти-
визаций, что создает в результате слож-
ную и неповторимую картину динамики
авроральных частиц. Термин «инжекция»
в итоге теряет смысл, потому что взрыв-
ная неустойчивость суббури развивается в
области квазизахвата, и в ускорении час-
тиц, как электронов, так и ионов, радиаль-
ный перенос частиц носит характер огра-
ниченного смещения внутри ОКЗ.
Ионы
До недавнего времени предполагалось,
что инжекция протонов и электронов про-
исходит одновременно и обусловлена еди-
ным механизмом - радиальным переносом
частиц из области развития суббуревой
неустойчивости. Последние исследования
Рис. 3.5.10. Внизу - трансформация спектра
энергичных электронов. Нижняя
кривая - исходный спектр электронов
радиационного пояса. Моменты измерения
спектров обозначены на вставке.
Вверху - то же для мягких электронов,
переходящих за 6 мин в разряд
энергичных авроральных электронов
показывают, что инжекция протонов и
электронов - это два разных процесса, не совпадающих во времени, причем
всплеск протонов наблюдается раньше электронного. Задержка лежит в пределах
от нескольких секунд до 1-2 мин. Заметить это в конкретных суббурях можно, если
инструменты позволяют получить достаточно хорошее временное разрешение (се-
556
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
кунды), и лишь тогда, когда спутник находится вблизи локальной активизации. На
рис. 3.5.11 и 3.5.12 приведены два примера из работы (Лазутин и Козелова, 2004),
из которых видно, что ионы появляются раньше возрастания электронов и диполи-
зации магнитного поля.
Большая часть эффектов суббури, привлекающих внимание исследователей,
связана с авроральными электронами. Ускоренные авроральные электроны создают
большую часть ярких эффектов сияний, высыпание электронов создает ионосфер-
ные эффекты, поглощение радиоволн, электроджет и магнитные возмущения,
всплески ОНЧ, пульсации и пр.
Роль ионов в развитии суббуревых возмущений менее заметна, но не менее важ-
на. Электроны вморожены в магнитное поле, и динамика электронов, включая и
Поток, см 2-с ’-ср‘
Рис. 3.5.12. Суббуревая активизация,
24.01.1991 г.: а - ^-компонента;
б - электроны, 59-69 и 112-130 кэВ;
в - ионы, 193-254, 335-447 и 447-602 кэВ;
г - питч-углы поля зрения ионного
детектора, модуляция потока ионов
связана с вращением детектора
Рис. 3.5.11. Суббуревая активизация
по измерениям на спутнике CRRES
15.01.1991 г.: а - ^-компонента
магнитного поля; б - электроны,
энергии 40-100 кэВ; в - ионы,
каналы 37-54, 113-147,
147-193 и 254-365 кэВ
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
557
ускорение, управляется магнитным полем, тогда как ионы сами управляют динами-
кой магнитного поля (Тверской, 1982), рост плазменного параметра р перед акти-
визациями приводит к дестабилизации магнитной ловушки и создает условия для
развития взрывной неустойчивости суббури.
Основным параметром, определяющим структуру и динамику плазменной кон-
фигурации, является плазменный параметр р = 2ц0р/£2> где р - давление плазмы
(плотность энергии), В - величина магнитного поля, ц0 - магнитная проницаемость
вакуума.
На рис. 3.5.13 в верхней панели приведено сравнение плазменного давления с
плотностью энергии магнитного поля, а в нижней панели - ход парциального дав-
ления ионов с энергией 0,1-15 кэВ и 70-600 кэВ.
Парциальная плотность энергии, кэВсм
19 20 21 UT
12 марта 1991 г.
Рис. 3.5.13. Сравнение плотности энергии магнитного поля (1) и
частиц (2) (плазменное давление) (а) и парциальная плотность
для двух диапазонов энергетического спектра ионов (б)
До 19:45 UT давление плазмы ниже давления магнитного поля и определяется в
основном захваченными энергичными ионами. После этого спутник входит в плаз-
менный слой, разогретый предшествующей активностью, давление плазмы начинает
расти за счет частиц с энергией ниже 30 кэВ и становится выше магнитного.. Плаз-
менный параметр на подготовительной фазе имеет значение 2-3, и это без учета
вклада продольных частиц. Максимальная величина р = 4 наблюдается перед нача-
лом крупномасштабной диполизации, затем соотношение давлений падает и испыты-
вает глубокие вариации в обе стороны от величины р = 1. Сравнение с наземными
измерениями полярных сияний и магнитного поля показывает, что каждое возраста-
ние давления плазмы предшествует началу суббуревой активизации (пунктирные
линии), после чего давление падает. Можно предположить, что рост давления явля-
ется важным фактором подготовки очередной неустойчивости.
558
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Что касается механизма ускорения энергичных ионов, тут пока определенно-
сти нет. Существенным может быть отсутствие синхронности в динамике ионов
разных энергий. На рис. 3.5.14 приведен пример различного, противоположного
изменения потоков захваченных ионов - менее чем за одну минуту поток энер-
гичных частиц растет, тогда как в младшем канале спектрометра регистрируется
падение потока захваченных ионов.
Питч-угол, град. Питч-угол, град,
а б
Рис. 3.5.14. Питч-угловое распределение ионов: а - 01:59 UT; б - 02:00 UT
Таким образом, мы приходим к выводу о том, что инжекция энергичных ионов
во время суббури не является следствием некоего одного процесса ускорения, а
есть совокупность, последовательность актов ускорения на отдельных суббуре-
вых активизациях. Авроральные электроны тоже ускоряются во время активиза-
ций, однако со сдвигом во времени - ионы до взрывного начала неустойчивости,
электроны - во время развития неустойчивости и локальной диполизации. Сум-
марный эффект десятка и более активизаций создает почти одновременную кар-
тину инжекции ионов и электронов. Расхождения во временной структуре инжек-
ций и не всегда заметный начальный сдвиг рассматривались как несущественные
детали, и наличие некоего общего механизма инжекции электронов и ионов не
вызывало сомнения.
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
559
З.5.1.5. Высыпание энергичных авроральных частиц в атмосферу
Общим источником ионосферных, магнитных возмущений и полярных сияний
на активной фазе суббури является высыпание в атмосферу авроральных элект-
ронов, ускоренных в момент брейкапа и дрейфующих на утреннюю и дневную сто-
роны.
Высыпания частиц создают специфические для брейкапа изменения состояния
ионосферы. Ионосферные станции в эти моменты перестают принимать отра-
женный сигнал, наступает так называемый блэкаут - полное экранирование на час-
тотах порядка 1-5 МГц. Риометры, измеряющие поглощение космического радио-
шума на частотах 25-50 МГц, регистрируют всплески поглощения, отражающие
временную структуру всплесков высыпания энергичных электронов. Повышен-
ная ионизация в D-области ионосферы, вызванная этими высыпаниями, и является
причиной поглощения.
Для исследования тонкой временной структуры и энергетического спектра вы-
сыпаний используются спектрометры тормозного рентгеновского излучения авро-
ральных электронов с £>20 кэВ, поднимаемые на аэростатах. Прямые измерения
проводятся с помощью низковысотных спутников и ракет.
Деление авроральных электронов на две энергетические группы отражается и в
механизме, и в пространственно-временных характеристиках высыпаний. Низко-
энергичные электроны ускоряются продольными электрическими полями, что
непосредственно приводит к сбросу частиц в ионосферу. Энергичные электроны
ускоряются в экваториальной плоскости и преимущественно с питч-углами, близ-
кими к 90°. Сброс в атмосферу при этом обеспечивается за счет питч-угловой диф-
фузии. В первом приближении высыпания энергичных электронов можно разде-
лить на две группы - прямые высыпания из источника в процессе ускорения, в ре-
жиме быстрой диффузии, и более медленный сброс частиц из дрейфующих облаков
авроральных электронов.
На рис. 3.5.15 приведены результаты измерения тормозного рентгеновского
излучения в момент брейкапа в аэростатном эксперименте Баркуса на Аляске.
Справа внизу дается график отношения двух энергетических каналов детектора,
из которого следует, что в максимуме каждого всплеска происходит ужесточение
спектра.
Значительную роль в динамике частиц в авроральной магнитосфере играет взаи-
модействие с волнами. Колебательный характер движения несет возможность воз-
буждения волн и резонансного взаимодействия. Результатом является питч-угловая
диффузия, радиальная диффузия, нарушение равномерного пространственного рас-
пределения частиц, группировка в дрейфовые пучки и бунчировка в сгустки при
продольных колебаниях частиц. Эти процессы приводят к пульсациям и мик-
ровсплескам потока высыпающихся частиц, полярных сияний и геомагнитного по-
ля, изучение которых составляет обширный раздел физики магнитосферы и ионо-
сферы.
Примеры записей разных типов пульсаций и микровсплесков приведены на
рис. 3.5.16.
560
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
о -----1----1----1--1------1---- о ---------1----1----1----1----1----
10:30 10:31 UT 10:30 10:31 UT
б в
Рис. 3.5.15. Всплески тормозного рентгеновского излучения в
возмущенное время, измеренные на аэростате (а), тонкая временная
структура (три активизации) одного из всплесков (б);
последовательное смягчение энергетического спектра фотонов
по отношению двух энергетических каналов детектора (в)
Низковысотные спутники с полярной орбитой являются одним из основных, наи-
более распространенных источников информации о потоках энергичных частиц в
магнитосфере. В отечественной науке значительную роль сыграли спутники серии
«Космос», среди многочисленных зарубежных спутников выделим спутники DMSP,
данные которых доступны для общего пользования и поэтому часто использовались
для научного анализа.
5 мин
Ф — Р12
5 мин
Н ----- pH
Юс
ф PiO
5 с
н
1 мин
Рс2
Рис. 3.5.16. Типы пульсаций магнитного поля
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
561
RL | CPS + BPS
PP As Аь I
VA, RC
RL | CPS | BPS
II I
РР А5 Аь II
RL CPS | BPS |
jiiiiniiiiii iiiHiiiiiiiinii!
I VA ।
PP RC As Ab III
I______________I_______________1—
60 70 80
Инвариантная широта, град.
Рис. 3.5.17. Зоны плазменных
конфигураций по Гальперину и
Фельдштейну (Galperin and
Feldstain, 1991)
По материалам измерений низкоэнергич-
ных электронов и ионов на спутнике DMSP
Фарфилд и Мид (Fairfield and Mead, 1975), а за
ними Гальперин, Фельдштейн и Ньювел
(Galperin and Feldstain, 1991; Feldstain and
Galperin, 1991; Newell et al., 1991, 1996) вы-
делили несколько областей обитания частиц и
границ между ними и сделали ряд предпо-
ложений об их соответствии зоне полярных
сияний и границам в возмущенной магнито-
сфере. На рис. 3.5.17 приведена схема границ
высыпаний электронов и полярных сияний для
полуночного сектора магнитосферы в разга-
ре умеренного возмущения. Вертикальными
стрелками показан диапазон возможного сме-
щения границ.
Если сравнить приведенную схему с изме-
рениями АР в магнитосфере, получится дос-
таточно непротиворечивая картина. Эквато-
риальная граница центрального плазменного
слоя и граница аврорального овала соответ-
ствуют околоземной границе авроральной
магнитосферы, которая может располагаться
на склоне внешнего радиационного пояса Земли, совпадающего по определению
с границей устойчивого захвата. Пограничный плазменный слой совпадает с при-
полюсной частью двойного овала полярных сияний и проектируется на внешнюю
границу авроральной магнитосферы с хвостом магнитосферы. Резкое разли-
чие энергетических спектров и других характеристик центрального и пригранич-
ного плазменного слоя свидетельствует о различии механизмов ускорения частиц
и процессов суббури в целом в авроральной магнитосфере и в хвосте магнито-
сферы.
Ионосферные эффекты высыпаний
Высыпание частиц в атмосферу вызывает ионизацию и ионосферные токи, наи-
более ярким проявлением которых на наземных магнитограммах являются бухто-
образные возмущения во время суббурь. По магнитограммам высокоширотной сети
станций можно построить эквивалентную картину токов, текущих в ионосфере,
ответственных за то или иное возмущение магнитного поля. Такие токовые систе-
мы называют эквивалентными, потому что реальные токовые системы трехмерны.
В спокойное время в высоких широтах существует токовая система в виде двух
вихрей, выявленная по данным сети магнитометров и получившая название Dp 12
(рис. 3.5.18а), которая ассоциируется с электрическим полем конвекции. На вечерней
стороне электроджет направлен на восток и вызывает положительное отклонение в
Я-составляющей магнитного поля, тогда как противоположное направление тока на
562 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.5.18. Ионосферные токовые системы DpYl (а) и Dpi 1 (б)
утренней стороне дает отрицательное отклонение. Переход от восточного к западно-
му току, регистрируемый вблизи полуночи, носит название разрыва Харанга (Harang
discontinuity).
На подготовительной фазе суббури система Dp 12 усиливается, к ней на фазе экс-
пансии суббури добавляется вихрь Dpll (рис. 3.5.186) и резко усиливает западную
электрострую. Этот дополнительный короткоживущий ток связывают со сбросом в
ионосферу авроральных электронов и индукционным электрическим полем суббуре-
вых активизаций.
Существование трехмерных токовых систем в магнитосфере было предсказано
норвежским ученым Биркеландом (Birkeland, 1908). Наименование токи Биркеланда
(Birkeland currents) часто встречается в литературе. Измерения на спутниках под-
твердили догадку Биркеланда. Две возможных конфигурации продольных токов бы-
ли рассмотрены Бостромом (Bostrom, 1975) (рис. 3.5.19): в системе типа 1 ток втекает
на утренней стороне и вытекает на вечерней, в системе типа 2 ток втекает на север-
ной (полюсной) полосе и вытекает на экваториальной. Оба типа токовых систем,
предсказанные Бостромом, обнаруживаются при анализе измерений магнитного поля
Рис. 3.5.19. Конфигурации
продольных токов по Вострому
Геомагнитное дипольное местное время
Рис. 3.5.20. Два типа токовых систем
(lijima and Potemra, 1978)
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
563
и/или фигурируют в моделях магнитосферных возмущений. Они могут иметь гло-
бальный или локальный характер.
На рис. 3.5.20 приведена схема продольных токов в проекции на ионосферу, по-
строенная Ииджимой и Потемрой (lijima and Potemra, 1978) по данным спутника
ТРИАД. Высокоширотная и низкоширотная токовые зоны совпадают с границами
овала полярных сияний.
3.5.2. Полярные сияния
З.5.2.1. Морфология и классификация полярных сияний (С.И. Исаев, 1968)
Согласно принятой классификации, формы полярных сияний делятся на три
группы: лентообразные, диффузные и лучи.
К лентообразным относятся дуги (А) и полосы (В). Они характеризуются непре-
рывной нижней границей. Дуги имеют вид арки, протянутой с запада на восток с
правильным, обычно резко очерченным нижним краем. Часто встречаются мульти-
плетные дуги с интервалом 30-40 км. Если нижний край сияний неправильный и со-
держит изгиб или складку, форма сияния называется полосой. Полоса обычно более
подвижна, чем дуга.
Лентообразные сияния простираются в направлении восток-запад на несколько
тысяч километров, а по вертикали - на несколько сотен километров. Дуги, напри-
мер, могут простираться на расстояние до 5-6 тыс. км и более, а поперечные раз-
меры их на небесной сфере - до 6°. В редких случаях ширина дуги вдоль меридиа-
на достигает 13-14°. Сама лента имеет толщину всего несколько сотен метров.
Ленточные формы часто имеют вид многоярусных занавесей, висящих одна на дру-
гой и простирающихся через весь небосвод. Когда лента становится несколько бо-
лее активной и подвижной, она образует тончайшие складки толщиной в несколько
километров. Такая форма свечения кажется состоящей из отдельных вытянутых
струй или лучей света; тогда она называется «лучистой дугой». При повышении
активности складки расширяются до нескольких десятков километров. Когда на
большие складки налагается тонкая структура «лучей», то такую форму свечения
называют «лучистой полосой». Если активность продолжает возрастать, лучистая
полоса образует красивую розовато-оранжевую кайму в нижней части складки
(обычно эту форму называют сиянием типа В). Наконец, если интенсивность воз-
растает еще больше, складки и петли расширяются до огромных размеров (сотни
километров).
Диффузные формы сияния могут иметь вид пятен (Р) с нечеткими границами,
напоминающих облака, освещенные луной, и вид вуали (V). Вуаль представляет
собой протяженное однородное свечение, которое часто покрывает большую часть
неба. Пятна возникают обычно в зоне полярных сияний на последней стадии разви-
тия явления.
Лучи (R), узкие пучки света, расположенные в пространстве вдоль силовых ли-
ний магнитного поля Земли, подразделяются на три группы (в зависимости от их
длины): короткие (яркие у нижнего края и бледнеющие с высотой), средние (оди-
564
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
наковая яркость по всей высоте) и длинные (обычно однородные по яркости, но
довольно слабые). Могут наблюдаться пучки лучей, расположенных тесно друг
около друга либо разбросанных. Часто лучи наблюдаются одновременно с другими
формами.
Пламенное сияние рассматривалось раньше как самостоятельная форма. Теперь
признано, что эта форма является редким видом пульсации, одновременно проис-
ходящей на большой площади. Это явление, как известно, протекает в виде волн
света, вздымающихся вверх одна за другой. Такое сияние возникает при опреде-
ленных условиях синхронизации пульсации и движения. Наиболее эффектная фор-
ма - «корона» - также является несамостоятельной формой, так как она возникает
лишь в случае появления лучей в магнитном зените. Однако для нее сохранен свой
символ (С).
Дальнейшее описание сияний требует рассмотрения структурных элементов. По
международной классификации существует три типа структур: однородная (Н),
волокнистая (бороздчатая) (S) и лучистая (R). Однородным сияние считается в
случае, когда в нем отсутствует внутренняя структура свечения, без видимых лу-
чей. Волокнистая структура состоит из довольно беспорядочных полосок или воло-
кон, полоски направлены, в основном, по параллели и могут представлять собой
достаточно регулярные структуры свечения, разделенные темными промежутками.
Лучистая структура свечения как бы соткана из массы отдельных, часто мерцаю-
щих лучей.
Очень важным элементом новой классификации является описание активности
сияния (а). Спокойные формы (q) почти не меняются или меняются очень медленно.
Активная форма подвержена быстрым изменениям во времени и пространстве.
Активные сияния обычно яркие. Введено четыре группы активности (а1-а4), учи-
тывающие характер движения как внутри самой формы сияния (образование скла-
док вдоль границы, движение лучей, появление новых форм), так и при ее движении
в целом.
Активность полярных сияний развивается от спокойных форм, обычно с одно-
родных дуг, затем спокойные формы образуют лучи, и завершается процесс разви-
тия облакообразными пятнами. Однако многие формы сияний исчезают, даже не
успев разбиться на пятна. Когда активность сияний спадает, складки исчезают,
лента возвращается к однородной форме. Это наводит на мысль, что однородная
структура свечения представляет собой фундаментальное свойство полярных сия-
ний, а складки и спирали связаны с процессом роста активности явления. Основной
формой свечения на ночном небе высоких широт считается однородная спокойная
дуга со средней интенсивностью. Распределение интенсивности свечения в дуге
наиболее равномерное: более яркое внизу и постепенно исчезающее кверху на фоне
свечения неба.
Следующим параметром, характеризующим сияния, является яркость. Яркость
визуальных наблюдаемых сияний оценивается международным коэффициентом яр-
кости. При определении яркости учитывается максимальная интенсивность в данной
форме. Для самой интенсивной линии полярного сияния (557,7 нм), принадлежащей
атомарному кислороду, индекс яркости определяется по международной шкале
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
565
(табл. 3.5.1); за единицу измерения принят релей (R). Новая световая единица вве-
дена специально для измерения спектральной интенсивности свечения ночного неба
и полярных сияний.
Таблица 3.5.1
Международная шкала яркости полярных сияний
Интенсивность эмиссии 557,7 нм, kR Индекс интенсивности Примечание
0,1 0 сияние визуально не фиксируется, может быть обнаружено инструментально
1 I яркость сравнима с яркостью Млечного пути
10 II яркость сравнима с яркостью перистых облаков, освещенных Луной
100 III яркость сравнима с яркостью кучевых облаков, освещенных Луной
1000 IV яркость много больше III
Интенсивность свечения в 1 релей соответствует эмиссии 106 квантов, испуска-
емых в одну секунду в столбе атмосферы сечением 1 см2:
1 R= 106 фотон-колонна-1 -см^-с"1.
Слово «колонна» означает, что речь идет о суммировании по всему вертикальному
столбу атмосферы данного сечения. Килорелей (kR) соответствует излучению
109 фотон-см-2-с"1. Интенсивность в релеях соответствует увеличенной в 4л раз по-
верхностной яркости однородно светящейся атмосферы.
Как видно из табл. 3.5.1, интенсивность эмиссии полярных сияний (вместе с тем и
интегральная их яркость) может изменяться примерно в 104 раз. Соотношение интен-
сивности отдельных эмиссий в каждом сиянии также непостоянно.
3.5.2.2. Пульсации полярных сияний
Другой важной характеристикой активности сияний служит пульсация (Р), ко-
торая подразделяется на четыре группы (Р1, 2, 3,4). Пульсация описывает быстрые
ритмические флуктуации яркости с периодом обычно от долей секунды до минуты.
К определенному типу пульсирующих принадлежит, как уже указывалось, пламен-
ное сияние. Быстрое нерегулярное изменение яркости называется «мерцанием».
Пульсации сияний преимущественно с периодом 3-25 с сопровождаются анало-
гичными пульсациями геомагнитного поля (типа РП).
Быстрые пульсации интенсивности отдельных эмиссий в полярных сияниях в
диапазоне 1-20 Гц в интегральном свете и в линии 427,8 нм (N2+) схожи между со-
бой; в линии 557,7 нм быстрые вариации отсутствуют, что, по-видимому, связано с
большим временем жизни возбужденного атома в состоянии 'S. Пульсации большей
частью сопровождают медленные вариации интенсивности свечения, но иногда по-
являются независимо.
566 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
Спектры мощности пульсаций характеризуются быстрым уменьшением мощно-
сти на 1 Гц с увеличением частоты. По-видимому, существует большое различие ме-
жду пульсациями с низкими частотами и с частотами более 1 Гц. Высокочастотные
пульсации довольно иррегулярны и появляются только при сияниях в виде слабых
диффузных пятен исключительно после магнитной полуночи.
3.5.3. Магнитосферные суббури
3.5.3Л . Определения
Термин суббуря {substorm) был введен в 1961 г. С.-И. Акасофу для обозначения
авроральных возмущений в зоне сияний длительностью порядка часа. В магнитных
данных еще раньше были выделены бухтообразные возмущения, совпадающие по
времени с суббурей в полярных сияниях. Со временем термин «магнитосферная
суббуря» объединил большую совокупность процессов в магнитосфере и ионо-
сфере.
Элементарная изолированная суббуря представляется последовательностью трех
фаз - подготовительной {growth phase), активной {active) и фазой восстановления
{recovery). В активной фазе выделяют момент начала {onset) и фазу расширения, или
экспансии {expansion), длительностью в 5-15 мин, заканчивающуюся, когда в про-
цессе расширения активности к полюсу достигается максимальная широта
Реальная суббуревая активность сложнее, и, если удается выделить несколько
интервалов с элементами суббури, то говорят об очередной интенсификации суб-
буревой активности. В свою очередь, в каждой суббуре и интенсификации можно
выделить несколько пространственно локализованных активизаций длительностью
в несколько минут, отражающих развитие взрывной неустойчивости.
Несколько структурных элементов суббури выделены по полярным сияниям
На рис. 3.5.21 приведена картина сияния в полуночном секторе, полученная на
спутнике DMSP. Здесь на фазе экспансии сияние образует авроральную выпуклость
{bulge), расширяющуюся к полюсу. Кроме того, на западном фланге выпуклости
активные сияния образуют резкую границу, ориентированную по меридиану, - так
называемую WTS {Westward Travelling Surge). Западнее выступа продолжаются
Рис. 3.5.21. Картина полярных сияний по измерениям на
спутнике DMSP: 1 - приполюсная дуга; 2 - диффузные формы;
3 - активные сияния
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
567
процессы, характерные для подготовительной фазы. Скачок такого выступа на за-
пад означает новую суббуревую активизацию. Видна также на снимке погранич-
ная приполюсная дуга сияния, которая расположена на границе ОКЗ и хвоста маг-
нитосферы.
Мощность суббури можно оценить по максимальной величине бухты в
Я-составляющей магнитного поля (от —100 до 1000 нТл) и по площади охваченного
возмущением пространства, по протяженности экспансии суббури к полюсу. У сла-
бых, недоразвитых суббурь экспансия практически отсутствует; их называют псевдо-
брейкапами (pseudobreakup).
3.5.3.2. Структура изолированной суббури
На рис. 3.5.22 приведена кеограмма сияний - развертка во времени меридио-
нального профиля светимости, полученная обработкой телевизионной съемки сия-
ний в обсерватории Ловозеро.
Период времени до 21:28 UT отно-
сится к подготовительной фазе, далее
следует короткий интервал экспансии и
постепенное успокоение до новой
вспышки активности. В нижней части
приведены графики пульсаций Pi2, цуг
всплесков максимальной амплитуды
наблюдается в начале экспансии, хотя
пульсации видны и раньше, во время
активизаций подготовительной фазы.
Приведем две схемы развития суббу-
ри, предложенные на ранней стадии ис-
следований и ставшие классическими:
схему Акасофу суббури в полярных сия-
ниях (рис. 3.5.23) и комплексную схему
суббури Пудовкина-Исаева (рис. 3.5.24).
На последней сверху вниз приведены: вариация Я-составляющей магнитного поля
в зоне полярных сияний (а), то же на среднеширотной станции (б), движение дуг
сияний (в), изменения периода пульсаций Pi2 (г), изменение жесткости спектра (д)
и потока (е) высыпающихся энергичных электронов.
Подготовительная фаза
Подготовительная фаза начинается с поворота вектора межпланетного магнит-
ного поля к югу (составляющая ММП В2 < 0), что усиливает поступление энергии в
магнитосферу. Определяющая роль в этом отводится крупномасштабному электри-
ческому полю, направленному с утра на вечер поперек хвоста и авроральной магни-
тосферы. Суммарная разность потенциалов оценивается в 40-100 кВ. По поводу фи-
зического механизма возникновения электрического поля не существует единого
общепринятого мнения.
568
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.5.23. Схема суббури в полярных сияниях по Акасофу
Наибольшее распространение получила идея связи электрического поля с вихре-
вой крупномасштабной конвекцией плазмы в хвосте магнитосферы, поэтому его час-
то называют полем конвекции. Конвективное поле усиливает и сдвигает к Земле
дрейфовый ток в зоне квазизахвата, что меняет конфигурацию магнитосферы, вытя-
гивая силовые линии в хвост. Магнитное поле в долях хвоста растет за счет переноса
магнитного потока с дневной стороны, и толщина плазменного слоя в хвосте умень-
шается. Вместе с тем, конвективная гипотеза сталкивается с рядом трудностей: во-
первых, идея ламинарных течений плазмы в хвосте не подтверждается эксперимен-
том, скорости хаотического движения на порядок превышают направленную компо-
ненту; во-вторых, регистрируемые быстрые изменения электрического поля не обес-
печиваются медленным процессом раскручивания конвективного вихря.
Подготовительная фаза хорошо прослеживается по наблюдениям полярных сия-
ний - время от времени возникают на севере и движутся к югу диффузные дуги. По
поводу механизма движения дуг нет единого мнения. Предлагается радиальный
перенос за счет ЕхВ-дрсйфа, движение некоего ударного фронта и, наконец, эф-
фект движения, вызванный перестройкой конфигурации магнитосферы, вытягива-
ния силовых линий в хвост.
Фаза экспансии
Фаза экспансии является наиболее ярко выраженным процессом активной фа-
зы - это преимущественное движение активных сияний к полюсу (poleward expan-
sion). Оно может быть плавным движением дуги или се сегментов или скачкооб-
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
569
разным, с образованием новых активных
форм ближе к полюсу. Внутри расши-
ряющейся к полюсу выпуклости {auroral
bulge) отдельные дуги могут двигаться и
к экватору.
Развитие экспансии в виде отдельных
активизаций отражается и в структуре,
временной и пространственной, ускоре-
ния и сброса частиц, и в пульсациях Pi2,
повторяющих временной ход цепочки
активизаций.
До сих пор остается неясным, почему
некоторые возмущения приводят к экс-
пансии, а другие - нет. Возможно, суще-
ственное подавление экспансии может
вызываться электрическим полем сол-
нечного ветра. Если начало суббури бы-
ло спонтанным и межпланетное магнит-
ное поле остается отрицательным, тогда
экспансия подавляется и ее пространст-
венный пробег ограничивается несколь-
кими градусами. С другой стороны, час-
то суббури начинаются тогда, когда В2
ММП меняет знак с отрицательного на
положительный; при этом электрическое
поле уменьшается и не препятствует
экспансии.
Расширение активной области на за-
пад и на восток происходит по-разному:
на западном направлении формируется в
активной зоне выступ с северо-южным
изгибом направления фронта сияний, так
называемый WTS, который скачкообраз-
но, серией последовательных интенсифи-
каций, перемещается на запад. Расшире-
ние на восток чаще наблюдается в виде
новых суббурь, без видимой зависимости
от активности в начальном секторе.
Активная фаза
Активная фаза не заканчивается, ко-
гда экспансия прекращается. Активные
формы сияний, может быть, не такие
яркие, как вначале, продолжают возни-
Рис. 3.5.24. Схема суббури по Исаеву
и Пудовкину: I - начальная фаза;
II - брейкап; III - активная фаза;
IV - фаза восстановления
570
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
кать и двигаться по небу. Экваториальнее аврорального выступа развиваются пуль-
сирующие сияния, в основном в виде пятен - таким способом магнитная ловушка
освобождается от избытка авроральных частиц. На западе, на границе WTS, еще
недостаточно изученной, течет мощная струя продольного тока, разделяются по-
пуляции частиц и готовится новая интенсификация суббури с расширением скач-
ком к западу.
В ионосфере на активной фазе происходит смена токовых систем. На подго-
товительной фазе реконструкция токов по сети магнитометров дает систему Dp 12
(рис. 3.5.18) двухвихревой структуры с границей между восточной и западной
электроструей вблизи полуночи (разрыв Харанга). Активная фаза добавляет вихрь
Dpll, который частично подавляет двухвихревую систему. Плоская в проекции на
ионосферу система токов должна
быть дополнена до трехмерной
продольными токами вдоль маг-
нитных силовых линий. Предла-
гается глобальная крупномас-
штабная система продольных
токов (рис. 3.5.19), которую во
время активизаций суббури до-
полняют возникающим вследст-
вие разрыва экваториального
тока локальным токовым клином
Рис. 3.5.25. Схема токового клина суббури
суббури (рис. 3.5.25).
Фаза затухания
Довольно условна граница между активной фазой и фазой затухания. Так же
условно и время окончания фазы затухания. Магнитосфера возвращается к спокой-
ной структуре границ за 1-2 ч, если не происходит нового возмущения. Внешний
радиационный пояс довольно долго освобождается от избытка частиц, ускоренных
во время суббури, отдельные типы микровсплесков рентгеновского излучения,
свидетельствующие о сбросе частиц, наблюдаются и через сутки после сильной
суббури.
3.5.3.3. Взрывная неустойчивость суббури
Начало активной фазы
В конце подготовительной фазы в двух частях магнитосферы возникает напря-
женная, критическая ситуация, способная породить неустойчивость.
В хвосте, на расстоянии 25-50 Т?Е, близкое расположение силовых линий магнит-
ного поля противоположного направления может приводить к развитию пересоеди-
нения (рис. 3.5.26). Раньше предполагалось, что псресоединение происходит далеко
от Земли, в последней модели она располагается ближе, на расстоянии 25-50 Т?Е, мо-
дель так и называется - нейтральная линия вблизи Земли (NENL - Near-Earth Neutral
Line substorm model).
Рис. 3.5.26. Геометрия суббури с двумя зонами активности, в хвосте и в ОКЗ
В области квазизахвата, на 7-10 Т?Е, рост тока и градиента давления на границе
плазменного слоя вызывает взрывное начало типа баллонной неустойчивости
(ballooning) и/или токового разрыва (current disruption instability). Взрывная неус-
тойчивость, знаменующая начало активной фазы, вызывает целый ряд быстрых про-
цессов, проявляющихся в наблюдениях в космосе и на Земле. В магнитосфере на-
блюдаются следующие три основных процесса.
1. Ускорение вдоль силовых линий и сброс в атмосферу электронов с энергиями в
несколько кэВ и формирование локализованного токового клина.
2. Быстрая перестройка магнитного поля ближе к дипольному и движение внеш-
ней границы зоны квазизахвата от Земли в хвост.
3. Ускорение («инжекция») энергичных электронов и ионов и высыпание в атмо-
сферу.
Следствием первого процесса является вспышка полярного сияния, вызываемая
высыпанием авроральных электронов. На рис. 3.5.27 и 3.5.28 приведены снимки
сияния на переходе к активной фазе, дающие представление о пространственно-
временных характеристиках начала уярчения сияний и начала активной фазы. Од-
новременно растет проводимость в ионосфере и начинается отрицательная бухта в
Я-составляющей магнитного поля, наиболее крутая на ближайшей к эпицентру
магнитной станции. Начинаются магнитные пульсации Pi2 и PiB. В стратосфере на
аэростатах регистрируется всплеск рентгеновского излучения, порождаемый высы-
панием в атмосферу энергичных электронов. Структура высыпания существенно
зависит от положения аэростата по отношению к центру развития неустойчивости,
как показано на рис. 3.5.29.
Рис. 3.5.27. Фрагментация дуги,
первая ступень брейкапа
Рис. 3.5.28. Вторая ступень - уярчение дуги и начало
экспансии к полюсу
572
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.5.29. Схема пространственно-временного распределения высыпаний энергичных
электронов. В центре - карта полярной экспансии полярных сияний от приэкваториальной
дуги до конечной активной дуги. Развитие высыпания во времени в шести точках,
обозначенных на этой карте, показано на окружающих графиках.
Сплошные линии - поток электронов, пунктир - характерная энергия
Как отмечалось выше, во время экспансии суббури действует несколько механиз-
мов ускорения частиц, крупномасштабных и локализованных. Для последних в каче-
стве механизма предполагается ускорение в индукционных электрических полях.
Одна из схем возникновения и развития индукционного поля и токового меандра
была предложена Хейкиллой и Пеллиненом. На рис. 3.5.30 показана модификация
токового меандра, возникающая при локальном понижении плотности дрейфового
тока (Heikkila, Pellinen, 1977; Pellinen, Heikkila, 1984). Индукционное электрическое
поле способно ускорять энергичные электроны; при этом, благодаря наличию про-
дольной компоненты электрического поля, ускоряются и высыпающиеся аврораль-
ные электроны.
Вызванная высыпанием электронов ионизация D-слоя ионосферы приводит к по-
глощению космического радиошума. Основным инструментом мониторинга погло-
щения служит сеть риометров. В магнитосфере и на Земле регистрируются всплески
ОНЧ-излучения.
Измерения электрического поля в магнитосфере показывают резкий рост пере-
менной составляющей. В стратосфере немногочисленные измерения указывают на
уменьшения поля, возможно, связанное с тем, что магнитные силовые линии пере-
стают быть эквипотенциальными, вдоль силовых линий появляется аномальное
сопротивление. (Правда, необходимо отметить, что предположение о возникнове-
нии аномального сопротивления высказано только в небольшом числе теоретиче-
ских работ, не получивших экспериментального подтверждения.)
Все перечисленные события происходят одновременно, с разбросом в 1-2 ми-
нуты, повторяясь (со сдвигом в пространстве) в серии локализированных активиза-
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
573
Рис. 3.5.30. Схема обратного токового меандра Хейкиллы-
Пеллинена и генерации электрического поля в начале
или в период активизации суббури (J- плотность тока)
ций. По мере роста чувствительности и временного разрешения аппаратуры выяв-
ляются все новые закономерности, иногда значительно меняющие сложившиеся
представления.
Область квазизахвата вблизи полуночного меридиана полагается благоприят-
ной для развития взрывной неустойчивости. Здесь магнитное поле имеет квази-
дипольную конфигурацию, силовые линии способны удерживать и накапливать
заряженные частицы. При этом напряженность поля здесь достаточно мала, и
плотность энергии частиц может приближаться или превышать давление магнит-
ного поля, создавая благоприятные условия для развития неустойчивости.
Значительная роль отводится при этом продольным и азимутальным токам, рост
которых может также приводить к неустойчивости.
Долгое время область хвоста и механизм пересоединения считались непосред-
ственно связанными с суббуревой активностью в авроральной зоне, а процессы в
зоне квазизахвата - вторичными. В настоящее время наиболее адекватна экспе-
риментальным данным схема независимого развития суббуревой активности в
этих двух областях, с возможным их воздействием друг на друга. Имеется также
позиция, отрицающая возможность или значимость процесса пересоединения,
исходя из свидетельств существенной турбулизации структуры хвоста магнито-
сферы.
3.5.3.4. Суббуря во внешней магнитосфере
Хвост магнитосферы включает следующие структуры. В центре находится тонкий
нейтральный слой (neutral sheet), при переходе через который магнитное поле меняет
направление. Нейтральный слой магнитного поля находится в центре плазменного
слоя (plasma sheet) - области горячей плазмы, играющей важную роль в динамике
возмущенной магнитосферы.
Благодаря действию электрического поля конвекции (convective E-field), частицы
внешнего плазменного слоя проникают из хвоста ближе к Земле, в область квази-
574 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
захвата. Вместе с тем, этот резервуар частиц, дальнейшее ускорение которых обес-
печивает заполнение радиационных поясов и буревого кольцевого тока, вызывает
полярные сияния и магнитные возмущения. Плазменный слой пополняется и за
счет ускорения частиц из ионосферы. Самые внешние части плазменного слоя, с
юга и с севера от нейтральной плоскости, носят название граничный плазменный
слой {Plasma Sheet Boundary Layer, PSBL). Здесь плазма имеет менее высокую
плотность и температуру, чем в центре слоя, и здесь регистрируются узкие пучки
направленных к Земле и от Земли энергичных электронов и ионов {Fast Flux Events,
FFE), которые, по-видимому, ответственны за активность сияний на приполюсной
границе авроральной зоны. Дальний конец магнитосферного хвоста и признаки
плазменного слоя наблюдаются вплоть до орбиты Луны (более 100Т?Е). Часть плаз-
менного слоя на флангах, западном и восточном, носит название низкоширотного
плазменного слоя {Low Latitude Boundary Layer, LLBL). Эта часть плазменного слоя
граничит с переходным слоем и солнечным ветром и поэтому интересна как для
выхода частиц из магнитосферы (например, из области квазизахвата), так и для
входа частиц из солнечного ветра и, возможно, солнечных космических лучей. На
рис. 3.5.31 приведены два поперечных разреза хвоста магнитосферы на расстояни-
ях примерно 8-10 7?е и 15-20 7?е. Здесь хорошо видны уже упомянутые образова-
ния, к которым следует еще добавить так называемые доли хвоста {lobes), в кото-
рых малая плотность плазмы компенсируется повышенной величиной магнитного
поля. Внешний, примыкающий изнутри к магнитопаузе слой долей хвоста имену-
ется мантией {mantle).
Развитие суббури в хвосте магнитосферы связывается с процессом пересоедине-
ния {reconnection) силовых линий. Дело в том, что конфигурация магнитного поля с
параллельными, противоположно направленными силовыми линиями неустойчива,
и возможно быстрое пересоединение силовых линий, «аннигиляция» магнитного
поля, с выделением большой энергии, идущей на ускорение заряженных частиц.
Впервые процессы пересоединения в приложении к вспышечным областям на
Солнце были рассмотрены выдающимся советским физиком С.И. Сыроватским
(1968, 1969, 1979). Существуют теории, предполагающие образование в хвосте
Рис. 3.5.31. Сечение магнитосферы на ночной стороне
на различных расстояниях от центра Земли
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
575
магнитосферы одной или двух (ближней и дальней) точек пересоединения. Дли-
тельное время модель пересоединения доминировала в исследованиях возму-
щенной магнитосферы, однако в последнее время модели суббури, основанные на
представлениях о процессах в области квазизахвата, привлекают все большее
внимание.
3.5.3.5. Связь с солнечным ветром. Энергетическая схема суббури
Суббуревая активность обеспечивается энергией солнечного ветра. Мощность
источника регулируется направлением вертикальной компоненты межпланетного
магнитного поля, она резко возрастает при южном (отрицательном) направлении
Bz. Предполагается, что передача энергии происходит через электрическое поле
солнечного ветра, величина которого пропорциональна скорости солнечного ветра
и Bz. Следующим ключевым процессом в энергетической загрузочной цепочке яв-
ляется трансформация структуры магнитного поля магнитосферы - вытягивание
силовых линий на ночной стороне Земли, усиление напряженности поля в долях
хвоста, приближение внешней границы квазизахвата к Земле и рост кинетической
энергии частиц в области квазизахвата.
Плазменное давление, его пространственное распределение, градиенты, дина-
мика, - один из главных факторов, контролирующих структуру и динамику магни-
тосферы (Antonova, Ganushkina, 1997; Антонова, 2004). В этой связи быстрые изме-
нения давления, его рост и падение до и после активизаций следует отнести к опре-
деляющим процессам магнитосферной суббури. Плотность энергии энергичных
ионов перед активизацией существенно превышает плотность энергии магнитного
поля, что может триггировать развитие неустойчивости. Быстрый рост и падение
плазменной плотности нарушают монотонный характер направленного к Земле
градиента плазменного давления, и на участках обращения градиента возникает
ток, направленный на восток, существование которого постулируется в некоторых
моделях суббури.
Показателем мощности элементов локальной активности является степень ди-
полизации, возвращения структуры магнитного поля в нормальное состояние, ко-
Локальные взрывы (активизации, псевдобрейкап, WTS, ...)
---
Время
Рис. 3.5.32. Обобщенная схема суббуревой активности
576
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
торую можно также связать с размером экспансии активности к полюсу. Слабые
активизации, псевдобрейкапы, имеют многие черты полноценной активной фазы
элементарной суббури, за исключением экспансии.
Разрядка, высвобождение накопленной энергии начинается на поздней стадии
подготовительной фазы, в виде отдельных локальных активизаций, и продолжается
после окончания процесса загрузки, когда Bz меняет направление на северное. Та-
ким образом, в общем виде суббуревая активность может быть представлена схе-
мой на рис. 3.5.32: глобальный процесс загрузки энергии, локализированные вспле-
ски активности и глобальная фаза затухания, когда магнитосфера освобождается от
избытка частиц и возвращается в спокойное состояние.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В качестве заключения - несколько замечаний. За полувековой период исследо-
ваний магнитосферных возмущений достигнут значительный прогресс, и может даже
сложиться впечатление, что структура, динамика, основные процессы магнитосфер-
ных возмущений понятны и идет процесс детализации, углубления в отдельные част-
ные вопросы. Однако это впечатление ложное, достаточно указать на наше слабое
знание динамики и структуры электрических полей. Электрические поля измеряются
с большими трудностями и ограничениями, теоретики не могут прийти к общему
мнению по ключевым вопросам возникновения, проникновения электрического поля
в магнитосферу и взаимосвязи с перестройкой конфигурации магнитного поля и по-
токов частиц. Добавим сюда проблему ускорения энергичных ионов, очень прибли-
зительные представления о структуре и тонкой временной истории авроральных ак-
тивизаций, о взаимосвязи суббурь и мировых магнитных бурь, и этого будет доста-
точно, чтобы убедиться в том, что в исследовании магнитосферных возмущений еще
многое впереди.
ЛИТЕРАТУРА
Антонова Е.Е. О продольных токах в полярной магнитосфере и ионосфере. Геомагнетизм и аэрономия,
19(4), с. 676-679, 1979.
Власова Н.А., Иванова Т.А., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н. Проникновение солнечных протонов и альфа-
частиц с энергиями более 1 МэВ/нуклон в полярные шапки. Космич. исслед., 19, № 4, с. 551-558, 1981.
Дарчиева Л.А., Иванова Т.А., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. О структуре и динамических особенностях
проникновения солнечных космических лучей в полярные шапки. Изв. АН СССР, сер. физ., т. 37,
с. 1313-1319, 1973.
Дарчиева Л.А., Иванова Т.А., Коврыгина И.Я., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Диагностика состояния маг-
нитосферы по данным о солнечных космических лучах. Геомагнетизм и аэрономия, 23, № 1, с. 62-67,
1983.
Дарчиева Л.А., Иванова Т.А., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Динамика экваториальных и полярных границ
проникновения солнечных протонов с энергией ~1 МэВ в магнитосферу во время сильной магнитной
бури. Геомагнетизм и аэрономия, 30, с. 856-863, 1990.
Иванова Т.А., Кузнецов С.И., Логачев Ю.И., Сосновец Э.Н. Северо-южная асимметрия и анизотропия СКЛ
во время вспышки 18 апреля 1972 г. Космич. исслед., 14, № 2, с. 235-239, 1976.
Иванова Т.А., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Дневной высокоширотный профиль протонов солнечных
космических лучей с Ер> 1 МэВ. Космич. исслед., 21, № 4, с. 577-583, 1983.
Исаев С.И. Морфология полярных сияний. Л.: Наука, 1968.
ГЛАВА 3.5
АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА
577
Исаев С.И., Пудовкин М.И. Полярные сияния и процессы в земной магнитосфере. Л.: Наука, 1972.
Корнилова Т.А., Корнилов И.А., Корнилов О.И. Структура и динамика авроральных интенсификаций в
двойном овале: суббуря 26 декабря 2000 г. Геомагнетизм и аэрономия, 46, № 4, с. 477-485, 2005.
Лазутин Л.Л., Козелова Т.В. Структура суббуревых активаций в области квазизахвата. Космические ис-
следования, 42, № 4, с. 309-311, 2004.
Панасюк М.И., Кузнецов С.Н., Лазутин Л.Л. и др. Магнитные бури в октябре 2003 года. Коллаборация
«Солнечные экстремальные события 2003 года (СЭС-2003)». Космические исследования, 42, № 5,
с. 489-534, 2004.
Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Динамика кольцевого тока по данным прямых измерений и по данным о
солнечных космических лучах в магнитосфере. Геомагнетизм и аэрономия, 26, № 1, с. 107-114, 1986.
Старков Г.В., Планетарная динамика аврорального свечения. В кн: Физика околоземного космического
пространства. В 3-х тт. т. 1. Изд. Кольского научного центра РАН, с. 409-499, 2000.
Сыроватский С.И. Ускорение частиц в космических условиях. В кн.: Труды пятой Всесоюзной ежегодной
зимней школы по космофизике. Апатиты: ПГИ АН СССР, с. 58-72, 1968.
Сыроватский С.И. Вспышки и ускорение космических лучей на Солнце. В кн.: Труды международного
семинара по изучению физики межпланетного пространства с помощью космических лучей. Л.: Физ.-
тех. институт им. А.Ф. Иоффе, с. 7-19, 1969.
Сыроватский С.И. Общий анализ задачи о течении плазмы в окрестности нулевой линии магнитного поля.
В кн.: Вспышечные процессы в плазме. М.: Наука, Труды ФИАН, т. 110, с. 5-32, 1979.
Тверской Б.А. О продольных токах в магнитосфере. Геомаг. Аэрономия, 22(6), с. 991-995, 1982.
Тверской Б.А., Дарчиева Л.А., Иванова Т.А., Ковальская И.Я., Панасюк М.И., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В.,
Тельцов М.В. Проникновение солнечных космических лучей в магнитосферу Земли. Труды V Между-
народного семинара по космическим лучам. Л.: Наука, с. 365-385, 1973.
ХорошеваО.В. Пространственно-временное распределение полярных сияний. Результаты исследований
по международным геофизическим проектам, № 16. М.: Наука, 1967.
Akasofu S.-I. Polar and magnetospheric substorms. Dordrecht: D. Reidel, 1968.
Antonova E.E., Ganushkina N.Yu. Azimuthal hot plasma pressure gradients and dawn-dusk electric field forma-
tion. J. Atmosph. Solar-Terr. Phys., 59, pp. 1343-1354, 1997.
Antonova E.E. Magnetostatic equilibrium and current systems in the Earth’s magnetosphere. Adv. Space Res., 33,
pp. 752-760, 2004.
Barcus J.R. Balloon Observations on the Relationship of Energetic Electrons to Visual Aurora and Auroral Ab-
sorption. J. Geophys. Res., 70, p. 2135, 1965.
Birkeland K. On the cause of magnetic storms and the origin of terrestrial magnetism. The Norwegian Aurora
Polaris Expedition 1902-1903, v. 1, Section 1, Aschhoug, Christiania, 1908.
Bostrom R. Mechanism for driving Birkeland currents. Physics of the hot plasma in the magnetosphere. Ed. by
Hultgvist B. and Stenflo L. New York: Plenum Press, pp. 431-447, 1975.
Fairfield D.H., Mead G.D. Magnetospheric mapping with quantitative geomagnetic field models. J. Geophys. Res.,
80(4), pp. 535-548, 1975.
Feldsein Ya.L, Galperin Yu.I. An Alternative Interpretation of Auroral Precipitation and Luminosity Observations
from the DE, DMSP, AUREOL, and Viking Satellites in Terms of Their Mapping to the Nightside Magneto-
sphere. J. Atmos. Terr. Phys., 55, pp. 105-121, 1993.
Feldstein Ya.L, Starkov G.V. Dynamics of auroral belt and polar geomagnetic disturbances. Planet. Space Sci., 15,
pp. 209-230, 1967.
Galperin Yu.I., Feldslein Ya.L Auroral Luminosity and Its Relationship to Magnetospheric Plasma Domains,
Auroral Physics. Eds. Meng C.-L, Ryeroft M.J., Frank L.A. New York: Cambridge Univ. Press, pp. 207-222,
1991.
Heikkila W.J., Pellinen R.J. Localized Induced Electric Field within the Magnetotail. J. Geophys. Res., 82,
pp. 1610-1614, 1977.
Hones E.W. Plasma Flow in Magnetotail and Its Implications for Substorm Theories. In: Dynamics of the Magne-
tosphere. Ed. Akasofu S.-I. Geophys. Monogr. Ser., v. 78, pp. 545-562, 1978.
lijima T., Potemra T.A. Large-scale characteristics of field-aligned current associated with substorms. J. Geophys.
Res., 83, p. 599, 1978.
578 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
Kuznetsov S., Lazutin L., Rosenberg T., Borovkov L., Gotselyuk Yu., Weatherwax A. Energetic electron and ion
precipitation and polar aurora during magnetospheric substorm of March 10, 1994. In: Substorm-5, St. Peters-
burg, Russia, 16-20 May, pp. 511-515, 2000.
Kuznetsov S.N., Lazutin L.L., Weatherwax A.T., Rosenberg T.J. Precipitation of 0.5 MeV electrons and substorm
expansion into the polar cap. In: Substorm-7, Levi, Finland, pp. 172-176, 2004.
Lazutin L.L., Kozelova T., Korth A. Fast changes of energetic particle intensity near the boundary between mag-
netotail and trapped region during substorm activations. In: Substorm-5, St. Petersburg, Russia. Ed. Wil-
son A. ESA SP-443, pp. 515-518,2000.
McIlwain C.E. Substorm injection boundaries. In: Magnetospheric Physics. Ed. McCormac B.M. Dordrecht-Hol-
land: D. Reidel, pp. 143-154, 1974.
Newell P.T., Wing S., Meng C.-L, Sigillito S. The Auroral Oval Position, Structure and Intensity of Precipitation
from 1984 Onwards: An Automated Online Data Base. J. Geophys. Res., 96, pp. 5877-5882, 1991.
Newell P.T., Feldstein Ya.L, Galperin Yu.I., Meng C.-I. Morphology of nightside precipitation. J. Geophys. Res.,
101, pp. 10737-10748, 1996.
O’Brien B.J. Relation of the auroral zone to the magnetopause and to Van Allen radiation. In: Space Physics. Eds.
LeGalley D.P., Rosen A. New York, ch 14, 1964.
Pellinen R.J., Heikkila W.J. Inductive electric fields in the magnetotail and their relation to auroral and substorm
phenomena. Space Sci. Rev., 37, pp. 1-61, 1984.
ГЛАВА 3.6
ПРОНИКНОВЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
В МАГНИТОСФЕРУ
Кузнецов С.Н., Тверская Л.В.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
В околоземном космическом пространстве структура и потоки космических лу-
чей определяются структурой геомагнитного поля. Галактические космические лу-
чи (ГКЛ), поток которых невелик, существуют в магнитосфере постоянно и испы-
тывают незначительные вариации. Появление солнечных космических лучей (СКЛ)
носит вспышечный характер. Спектр СКЛ более мягок, но поток их в десятки и
сотни раз может превосходить поток ГКЛ.
Для дипольного поля, согласно теории Штермера, граница проникновения час-
тиц с жесткостью Р(ГВ/г) определяется из выражения:
„ Се. cos2 X
R =---==^=====
1 + 71-sin a sin ср cos3 X
Для современного геомагнитного диполя CSt = 7(57,2/Р); R - расстояние от центра
Земли в ее радиусах; a - питч-угол частицы; ср - фаза вращения, отсчитываемая от
меридиональной плоскости; X - геомагнитная широта. Граничная жесткость частицы,
приходящей в плоскости магнитного меридиана, определяется как Р = 14,3/А2. С вос-
точного направления приходят частицы с РЕ = 57,2/ А2 (1 + 71 - cos3 X)2, с западного -
с Pw =57,2/ L2(1 + V1 + cos3X)2.
(3.6.1)
580
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Магнитосфера Земли сильно искажена из-за взаимодействия с солнечным вет-
ром, и на геомагнитных широтах выше 60° даже в геомагнитноспокойных условиях
приведенные формулы неприменимы. В настоящее время имеется ряд моделей
магнитосферы (см. гл. 3.1). Однако расчеты геомагнитного обрезания заметно от-
клоняются от данных измерений во время сильных магнитных возмущений.
Поэтому в практических целях (для прогноза времени пребывания космического
аппарата в областях, заполненных частицами СКЛ) целесообразно использовать
эмпирические зависимости границ проникновения от индексов геомагнитной воз-
мущенности.
3.6.1. Солнечные космические лучи в магнитосфере Земли
В настоящее время имеется значительный экспериментальный материал, на
основе которого можно понять некоторые особенности механизма проникновения
солнечных космических лучей (СКЛ) в магнитосферу Земли. Показано, что про-
тоны СКЛ с энергией Ер< 100 МэВ могут проникать на геомагнитные широты,
значительно более низкие по сравнению с вычисленными на основе теории
Штермера, при этом порог жесткости зависит от местного времени.
Интересно возникновение северо-южной асимметрии интенсивности протонов
СКЛ в полярных шапках. Во время некоторых вспышек СКЛ в течение несколь-
ких часов интенсивность протонов над одной из шапок существенно превосходит
наблюдаемую над другой.
На рис. 3.6.1 приведены данные о состоянии межпланетной среды и геомаг-
нитная возмущенность 26 и 27 октября 2003 г. До 19 ч 26 октября Bz было близко к
0 или имело положительное значение, позже до 11 ч Bz имело значение примерно
-5 нТл, затем стало положительным. Во время отрицательного Bz несколько увели-
чилась геомагнитная возмущенность: Кр увеличилось до 4, a Dst уменьшилось с
-20 до -70 нТл. На ИСЗ КОРОНАС-Ф с 19 ч 26 октября до 11 ч 27 октября наблю-
далась северо-южная асимметрия СКЛ. В межпланетном пространстве в это же
время потоки СКЛ были анизотропны (ИСЗ АСЕ).
На рис. 3.6.2 показаны данные спутника КОРОНАС-Ф, полученные на высо-
ких широтах во время вспышки 26 и 27 октября 2003 г. Мы видим, что в северном
полушарии в полярной шапке поток частиц СКЛ меньше, чем в южном, но в ав-
роральной области (область хвостового плазменного слоя) потоки сравниваются.
В северном полушарии в данном случае при Bz < 0 по частицам СКЛ мы можем
определить границу между полярной шапкой и хвостовым плазменным слоем.
Особенности северо-южной асимметрии потоков СКЛ в полярных шапках, а так-
же динамика экваториальных и полярных границ проникновения СКЛ в магнито-
сферу исследовались в целом ряде работ как по данным измерений протонов
(Evans and Stone, 1969; Domingo and Page, 1971; Дарчиева и др., 1973, 1983, 1990;
Иванова и др., 1976), так и электронов (McDiarmid and Burrows, 1970; Evans and
Stone, 1972; Дарчиева и др., 1983; Гоцелюк и др., 1987).
ГЛАВА 3.6
ПРОНИКНОВЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ
581
Рис. 3.6.1. Условия в околоземном межпланетном пространстве
и геомагнитные возмущения 26 и 27 октября 2003 г.
Рис. 3.6.2. Измерение потоков протонов с Ер= 1-5 МэВ в полярных
шапках (штриховая линия - в южной, сплошная - в северной
шапке) при различных условиях в межпланетной среде
582
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.6.3. Взаимодействие силовых линий полярных шапок с межпланетным
полем. 1 соответствует Вх отрицательному, 2 соответствует Вх положительному
(Вх направлено к Солнцу)
По-видимому, морфологическое многообразие картины проникновения про-
тонов в полярные шапки связано с различными условиями в межпланетном про-
странстве, а именно:
• секторной структурой межпланетного поля;
• наличием или отсутствием южной компоненты межпланетного поля;
• существованием анизотропии потока солнечных космических лучей.
Подобная асимметрия потоков СКЛ в полярных шапках при наличии анизотропии
потоков в межпланетном пространстве говорит о том, что силовые линии одной по-
лярной шапки не замыкаются на другую, а замыкаются на силовые линии межпла-
нетного пространства. Схематически это явление показано на рис. 3.6.3: а - случай
магнитосферы «открытого» типа (Bz < 0), б - случай магнитосферы «закрытого» типа
(Bz > 0). В обоих случаях в магнитосфере из-за взаимодействия с солнечным ветром
существует электрическое поле, направленное с утра на вечер. Благодаря этому в
полярной шапке частицы СКЛ дрейфуют к плазменному слою и заполняют его.
3.6.2. Граница проникновения СКЛ с жесткостью менее 0,4 ГВ
На рис. 3.6.4 приведены данные о зависимости границы проникновения солнеч-
ных электронов с Ее > 30 кэВ, протонов с Ер > 1 МэВ, > 10 МэВ, > 30 МэВ от MLT
(Бирюков и др., 1983) во время вспышки СКЛ 22-25 ноября 1977 г. В течение всего
этого интервала времени геомагнитная обстановка была исключительно спокойной
Кр < 1+. С увеличением энергии частиц широта их проникновения уменьшается. На
минимальные широты частицы попадают с ночной стороны Земли, а на максималь-
ные - с дневной. Диапазон изменения широт с изменением местного времени макси-
мален для электронов и протонов с Ер > 1 МэВ. ’
Рассмотрим структуру потоков протонов на границе проникновения. На
рис. 3.6.5 приводится пример регистрации потоков протонов на ИСЗ КОРОНАС-Ф
25 апреля 2002 г. в геомагнитноспокойных условиях Кр = 1. Граница проникновения
протонов соответствует широте, где поток протонов становится равен 0,8-0,5 потока
ГЛАВА 3.6
ПРОНИКНОВЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ
583
л, град.
Рис. 3.6.4. Положение границ проникновения протонов СКЛ
с энергией Е? > 1; > 10; > 30 МэВ по данным ИСЗ «Космос-900»
(полые кружки) и «Интеркосмос-17» (темные точки)
и границы солнечных электронов с Ей > 30 кэВ (треугольники)
по данным ИСЗ «Интеркосмос-17» в зависимости от MLT
в период возрастания СКЛ 22-25.11.1977 г.
Рис. 3.6.5. Пример регистрации структуры потоков протонов СКЛ
при пересечении спутником КОРОНАС-Ф полярой шапки
с ночной стороны на дневную
584
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
в полярной шапке. Непостоянство критерия граничного потока вызвано величиной
времени усреднения данных, составляющей 14,5 с. Широты ночных границ про-
никновения протонов с Ер = 1-5, 14-26 и 26-90 МэВ составляют 67°, 63° и 63° со-
ответственно. С дневной стороны для тех же энергий протонов - 72°, 64,5° и 64°.
Причем уменьшение потоков протонов с энергией 1-5 МэВ с широты 72° до 68°
происходит достаточно медленно. Эти особенности связаны с закономерностя-
ми движения частиц высокой энергии в магнитосфере. В гл. 3.4 указывалось, что
адиабатически движутся частицы, у которых % > 0,1. Для таких частиц флуктуации
магнитного момента обеспечивают питч-угловую диффузию частиц. Скорость
питч-угловой диффузии растет, пока средний угол рассеяния за половину качка не
достигнет угла конуса потерь (граница сильного рассеяния). В дальнейшем увели-
чение угла рассеяния не приводит к уменьшению времени жизни.
На рис. 3.6.6 приведены границы сильного рассеяния для протонов с энергией 1,
10 и 30 МэВ, соответственно Гр1, ГрЮ и ГрЗО (Кузнецов, Рыбаков, 2003). На ри-
сунке также приводятся пунктиром дрейфовые оболочки со вторым инвариантом /,
равным 13, 15 и 237?3. По данным (Кузнецов и Рыбаков, 2003), на внешней кром-
ке внешнего пояса захваченные частицы движутся по линиям I = const. Эти кри-
вые вычислены в рамках модели «Цыганенко-89» для Кр = 1. Здесь же приведены
данные о границе проникновения протонов с энергией 1,2, 12 и 24 МэВ по данным
(Fanselow and Stone, 1972) для Кр < 1+. В работе (Кузнецов и Рыбаков, 2003) указы-
вается, что если границе проникновения космических лучей в дипольном поле соот-
Рис. 3.6.6. Зависимость границы проникновения протонов СКЛ
в полярную шапку для протонов с £р = 1,2 МэВ (кружки),
с Ер = 12 МэВ (кресты), Ер = 24 МэВ (точки) по данным
(Fanselow, Stone, 1972) от MLT. Штриховые линии - линии
дрейфа адиабатически движущихся частиц, отражающихся
вблизи Земли со вторым инвариантом, равным 13, 15 и 237?з,
сплошные линии - граница сильного высыпания протонов
с энергией 1, 10 и 30 МэВ (Кузнецов, Рыбаков, 2003)
ГЛАВА 3.6
ПРОНИКНОВЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ
585
ветствует % = 0,75, то в модели «Цыганенко-89» границе проникновения космических
лучей с ночной стороны Земли соответствует % = 0,45. Частицы СКЛ, проникшие на
ночную сторону, продрейфовывают на вечернюю, дневную и затем утреннюю сто-
роны. Граница проникновения протонов с Ер ~ 1 МэВ с ночной стороны находится
на широте на ~2 градуса большей, чем широта границы сильного высыпания на
/ ~ 15, и при дрейфе вокруг Земли они на вечерней стороне пересекают границу
сильного высыпания и попадают в область слабого высыпания. С утренней сторо-
ны протоны снова попадают в область сильного высыпания. Протоны, попавшие на
ночной стороне на более высокие широты вплоть до ~68° (I ~ 23), с дневной сторо-
ны попадают в область слабого высыпания. Протоны, начинающие дрейф на более
высоких широтах, всегда находятся в области сильного высыпания. Протоны с
Ер ~ 10 МэВ, начиная дрейф на границе проникновения, всегда находятся в области
сильного высыпания. На дневной стороне граница проникновения близка к границе
сильного высыпания. Граница проникновения протонов с Ер ~ 30 МэВ всегда нахо-
дится на широтах больших, чем широта сильного высыпания. Таким образом, про-
тоны с энергией от 1 МэВ и выше имеют резкую границу проникновения с ночной
стороны (ДА ~ 2°). Подобная резкая граница наблюдается и с дневной стороны для
протонов с энергией Ер > 10 МэВ. Для протонов с энергией Ер < 10 МэВ с дневной
стороны граница пологая, при Ер ~ 1 МэВ ДА достигает 6°.
3.6.3. Граница проникновения СКЛ в возмущенных условиях
Как указывалось в гл. 3.1, во время магнитных возмущений структура магнито-
сферы меняется. При этом область проникновения СКЛ может сильно увеличи-
ваться. Так, в максимуме бури 30 октября 2003 г. (D5/min = -401 нТл) граница про-
никновения солнечных протонов с Ер > 90 МэВ (ИСЗ «Метеор-ЗМ») сместилась до
-50° инвариантной широты (Панасюк и др., 2004).
По данным измерений на трех полярных ИСЗ серии «Космос» исследовалась
динамика границ проникновения солнечных протонов с Ер > 1 МэВ во время
сильной магнитной бури одновременно на всех местных временах (Сосновец и
Тверская, 1986). Минимальная широта границ зарегистрирована на главной фазе
бури в ранние вечерние часы. На фазе восстановления бури граница проникно-
вения при тех же значениях Dst, что и на главной фазе, находилась на больших
широтах (разница может достигать ~5° инвариантной широты). Авторы связы-
вают этот эффект с развитием кольцевого тока на главной фазе бури. Эти резуль-
таты иллюстрирует рис. 3.6.7. На рис. 3.6.8 из (Кузнецов и др., 2006) приводятся
примеры проникновения СКЛ различных энергий в спокойных и возмущенных
условиях.
Во время некоторых событий СКЛ поток может представлять основную ради-
ационную опасность даже для объектов с малым наклонением плоскости орбиты
к плоскости экватора, таких как МКС. На рис. 3.6.9 приведены данные об изме-
нении интегральной дозы на станции «Мир» 19-27 октября 1989 г. Возрастание
солнечных космических лучей в октябре 1989 г. относится к числу самых мощных
за весь период наблюдений на космических аппаратах. Максимум интенсивности
586
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.6.7. Зависимость широты экваториальной границы
проникновения солнечных протонов с Ер > 1 МэВ от местного
времени во время магнитной бури 3-4.04.1979 г. по данным
одновременных наблюдений на ИСЗ «Космос-900»,
«Космос-1067», «Интеркосмос-19». Моменты UT, для которых
построены распределения, обозначены разными значками и
отмечены стрелками на графике Dst. Верхняя сплошная
кривая дает положение границ в спокойных условиях
27 октября 2003 г., UT
29 октября 2003 г., UT
Рис. 3.6.8. Примеры проникновения СЭЧ в полярные шапки на орбитах
проходящих в одних и тех же географических районах. Инвариантные
широты А на обоих прохождениях совмещены. Тонкая линия -
электроны 0,3-0,6 МэВ, штриховая - протоны 1-5 МэВ, сплошная
утолщенная - протоны 50-90 МэВ 27 октября, магнитноспокойный
период (Кр = 1, Dst = -42 нТл). Такие же линии с квадратами - данные
за 29 октября, во время главной фазы магнитной бури
(Кр = 8, Dst = -345 нТл)
ГЛАВА 3.6
ПРОНИКНОВЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ
587
солнечных протонов 20 октября совпал с
развитием сильной магнитной бури. Вре-
мя пребывания станции «Мир» в облас-
тях, заполненных солнечными протонами,
увеличилось в несколько раз из-за резкого
понижения широты геомагнитного обре-
зания во время бури (Тверская и др., 1991;
Tverskaya et al., 2004). Возрастание дозы
за 19-21 октября (в основном за несколь-
ко часов 20 октября) составило ~ 27 мГр. В
отсутствие возрастаний солнечных прото-
нов суточная доза, зарегистрированная ио-
низационной камерой станции «Мир»,
составляла 0,15-0,3 мГр-сут-1.
Прогнозирование размеров области
проникновения солнечных космических
лучей в магнитосферу является актуаль-
ной задачей в изучении факторов косми-
ческой погоды. Структуру магнитосферы
качественно мы можем оценить по пара-
метрам магнитной возмущенности и
межпланетной среды. Так как данные по
параметрам межпланетной среды часто
отсутствуют по разным причинам, имеет
смысл, в первую очередь, рассматривать
вариации границ проникновения СКЛ в
зависимости от индексов геомагнитной
активности.
Мы будем рассматривать вариации
границы проникновения протонов СКЛ
с Ер > 1 МэВ, так как эти протоны явля-
ются одним из поражающих факторов
для солнечных батарей, протонов с энер-
гией десятки МэВ, которые являются
источником радиационной опасности для
человека на борту МКС и электронной
аппаратуры на различных космических
аппаратах.
В работе (Иванова и др., 1985) были
обобщены данные о границе проникно-
вения протонов с Ер > 1 МэВ, полученные
с помощью идентичной аппаратуры на
ряде спутников серии «Космос». Наилуч-
Рис. 3.6.9. Вариации интегральной дозы
радиации на станции «Мир» во время
солнечно-протонных событий в октябре
1989 г.: а - временной ход дозы радиации,
зарегистрированной ионизационной
камерой на станции «Мир»; б - поток
солнечных протонов с энергией > 30 МэВ
(GOES-7); в - максимальная инвариантная
широта А станции «Мир» в северном
(пунктирная линия) и южном (сплошная
линия) полушариях; г - /ф-индекс;
д - £>5/-индекс
588 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
Таблица 3.6.1
Параметры уравнения регрессии между границей проникновения протонов СКЛ
с Ер > 1 МэВ и индекса AD геомагнитной активности для различных интервалов MLT
(Иванова и др., 1985)
дмьт Ао, град. В, град.-нТл"1 г N
21-03 66,9 -0,039 -0,781 ±0,031 154
03-06 68,3 -0,039 -0,837 ± 0,045 57
06-09 74,6 -0,057 -0,606 ±0,117 9
09-12 75,1 -0,046 -0,599 ± 0,099 52
12-15 75,1 -0,057 -0,848 ± 0,026 110
15-18 71,4 -0,065 -0,816 ±0,065 38
18-21 67,8 -0,042 -0,819 ±0,054 37
шая корреляция между положением границы проникновения протонов и магнитной
возмущенностью наблюдалась при использовании индекса AD = (Dst1 + 0,02Л£2)1/2.
Зависимость искалась в виде:
Arp — Ao + B-AD.
Результаты исследования приведены в табл. 3.6.1.
(3.6.2)
MLT = 6-9 ч
MLT = 18-21 ч
MLT = 6-9 ч
MLT = 18-21 ч
Ер = 1-5 МэВ
Рис. 3.6.10. Зависимость границы проникновения частиц СКЛ от Кр (слева) и Dst (справа)
для утреннего и вечернего секторов MLT
Dst, нТл
ГЛАВА 3.6
ПРОНИКНОВЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ
589
Таблица 3.6.2
Параметры базы данных и уравнения регрессии для инвариантной широты
границы проникновения солнечных протонов 1-5 МэВ
MLT N ^•S^rnin» нТл Ар max Ао, град. А В г
3-6 82 -221 8- 70,04216 0,025655 -0,645787 0,76804
6-9 288 -401 9 68,89699 0,025907 - 0,53328
9-12 121 -388 9 70,2427 - -0,69707 -0,38005
15-18 72 -216 8- 68,73467 - -1,26635 -0,77783
18-21 312 -401 9 67,82032 0,015752 -0,87891 0,82795
21-24 119 -401 9 66,17025 0,020716 -0,481927 0,70234
Исследования проводились для разных интервалов местного геомагнитного вре-
мени длительностью по три часа. Интервалы 0-3 и 21-24 часа объединены, так как
зависимости для них близки. Эти данные получены для периодов времени, когда Dst
не достигала -200 нТл. Подобные исследования для протонов с Ер> 1, 50-90 МэВ
и электронов с Ес = 0,3-0,6 МэВ были повторены с использованием данных
ИСЗ КОРОНАС-Ф, полученных в 2001 и 2003 гг. для магнитных бурь с Dst до
-400 нТл (Кузнецов и др., 2006). С декабря 2001 г. часовой индекс АЕ недоступен,
поэтому использовался Ар-индекс. На рис. 3.6.10 приведены зависимости границы
проникновения частиц СКЛ от Кр и Dst для утреннего и вечернего секторов MLT.
Для всех частиц зависимость границы проникновения частиц искалась в виде:
Агр = Ао + A -Dst + В-Кр. (3.6.3)
Результаты анализа для протонов 1-5 МэВ приведены в табл. 3.6.2. В некоторых
случаях положение границы проникновения частиц зависит только от одного из
параметров геомагнитной активности.
Подобные зависимости получены для протонов с энергией 50-90 МэВ
(табл. 3.6.3) и электронов 0,3-0,6 МэВ (табл. 3.6.4).
Таблица 3.6.3
Параметры базы данных и уравнения регрессии для инвариантной широты
границы проникновения солнечных протонов 50-90 МэВ
MLT N Dstmm, нТл Артах Ао, град. А В г
3-6 56 -221 8- 65,27422 0,013213 -0,527953 0,71433
6-9 280 -401 9 65,24998 0,015093 -0,272576 0,69784
9-12 107 -342 9 65,48826 0,014882 -0,230208 0,71231
15-18 60 -216 8- 65,19669 - -1,0214 -0,83488
18-21 290 -401 9 65,02018 0,012508 -0,730398 0,8819
21-24 74 -401 9 65,11755 0,013633 -0,811836 0,9105
590
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Таблица 3.6.4
Параметры базы данных и уравнения регрессии для инвариантной широты
границы проникновения солнечных электронов
MLT N нТл Kpmax Ao, град. A В r
3-6 110 -162 9 74,62106 - -0,77256 -0,45174
6-9 235 -401 9 77,26201 - -1,28902 -0,66680
9-12 108 -388 9 79,50836 - -1,69592 -0,82499
12-15 32 -177 8- 76,89203 - -1,0239 -0,69818
15-18 53 -401 9 76,72807 - -1,66988 -0,84453
18-21 261 • -388 9 73,1606 0,011678 -0,934663 0,63639
21-24 108 -401 9 70,32186 - -0,83834 -0,46187
Мы видим, что для положения границы протонов СКЛ с энергией 1-5 и
50-90 МэВ надо учитывать зависимость от Dst и Кр. На положение границы элект-
ронов СКЛ с энергией 0,3-0,6 МэВ влияет в основном Кр.
В работе (Leske et al., 2001) по данным ИСЗ SAMPEX, полученным в 1992-1998 гг.,
анализировалось изменение границы проникновения протонов, ядер гелия и кисло-
рода различных энергий в зависимости от Кр и Dst. Авторы ограничились качест-
венными выводами: зависимость от Кр более четкая, чем от Dst.
В работе (Birch et al., 2005) по данным ИСЗ POES 15 и POES 16 анализировалась
динамика границы проникновения протонов СКЛ с энергией 30-70 МэВ для событий
24 сентября и 4 ноября 2001 г. В качестве ведущих параметров выбраны Dst и Р -
давление солнечного ветра. Вычислялись частные коэффициенты А, Р; A, Dst, Р, Dst.
Приведена зависимость между А и Dst для нескольких местных времен.
Эти данные можно сравнить с данными табл. 3.6.3. Мы видим, что по данным
табл. 3.6.5 зависимость от Dst более сильная, чем по данным табл. 3.6.3. Это связано
с тем, что на самом деле мы имеем зависимость одновременно от Кр и Dst. Лучший
коэффициент корреляции в табл. 3.6.5 обусловлен, скорее всего, тем, что зависимость
построена только для двух бурь, из которых только буря 4 ноября 2001 г. имела зна-
чительное Dst = -292 нТл. Свободный коэффициент в уравнении регрессии в
табл. 3.6.5 на ~2-3° меньше, чем в табл. 3.6.3. Возможно, это связано с точностью
определения границы проникновения.
Таблица 3.6.5
Зависимость границы проникновения протонов СКЛ 30-70 МэВ по (Birch et al., 2005)
LT Уравнение регрессии AA r
3,0 A = 0,0287)5/ + 62,0 ±1,2 0,89
8,5 A = 0,0277)5/+ 63,1 ±0,9 0,93
12,5 A = 0,0287)5/+ 63,1 ±1,0 0,92
18,0 A = 0,0297)5/+ 63,1 ±1,2 0,89
ГЛАВА 3.6
ПРОНИКНОВЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ
591
ЛИТЕРАТУРА
Бирюков А.С., Иванова Т.А., Коврыгина Л.М., Кузнецов С.Н., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В., Кудела К.
Граница проникновения СКЛ в магнитосферу Земли в магнитно-спокойное время. Космические ис-
следования, т. 21, № 6, с. 897-906, 1983.
Гоцелюк Ю.В., Кузнецов С.Н., Сергеев В.А. Динамика структуры высокоширотной магнитосферы по дан-
ным о солнечных электронах. Геомагнетизм и Аэрономия, т. 27, № 3, с. 440-447, 1987.
Дарчиева Л.А., Иванова Т.А., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. О структурных и динамических особенностях
проникновения солнечных космических лучей в полярные шапки. Изв. АН СССР, сер. физ., т. 37, № 6,
с. 1313-1317, 1973.
Дарчиева Л.А., Иванова Т.А., Коврыгина Л.М., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Диагностика состояния маг-
нитосферы по данным о солнечных космических лучах. Геомагнетизм и Аэрономия, т. 23, с. 62-67,
1983.
Дарчиева Л.А., Иванова Т.А., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Динамика экваториальных и полярных границ
проникновения солнечных протонов с энергией ~1 МэВ в магнитосферу во время сильной магнитной
бури. Геомагнетизм и Аэрономия, т. 30, с. 856-858, 1990.
Иванова Т.А., Кузнецов С.Н., Логачев Ю.И., Сосновец Э.Н. Северо-южная асимметрия и анизотропия СКЛ
во время вспышки 18 апреля 1972 г. Космические исследования, т. 14, № 2, 235-238, 1976.
Иванова Т.А., Кузнецов С.Н., Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Динамика низкоширотной границы проникно-
вения в магнитосферу солнечных протонов малых энергий. Геомагнетизм и Аэрономия, т. 25, № 1,
с. 7-12, 1985.
Кузнецов С.Н., Рыбаков А.Ю. Условия сильного высыпания энергичных частиц вблизи границы замкну-
тых дрейфовых оболочек в магнитосфере Земли, описываемой моделью магнитосферы «Цыганен-
ко-89». Геомагнетизм и Аэрономия, т. 43, № 3, с. 315-320, 2003.
Кузнецов С.Н., Юшков Б.Ю., Денисов Ю.И., Кудела К., Мягкова И.Н. Динамика границы проникновения
солнечных космических лучей в магнитосферу Земли по данным ИСЗ «КОРОНАС-Ф». Международ-
ная конференция «КОРОНАС-Ф: три года наблюдений активности Солнца, 2001-2004 гг.», 31 янва-
ря-5 февраля 2005 г. Тезисы научных докладов, с. 21. Астрономический Вестник, 2006 (в печати).
Панасюк М.И., Кузнецов С.Н., Лазутин Л.Л. и др. Магнитные бури в октябре 2003 г. Космические иссле-
дования, т. 42, № 5, с. 509-554, 2004.
Сосновец Э.Н., Тверская Л.В. Динамика кольцевого тока по данным прямых измерений и по данным о
солнечных космических лучах в магнитосфере. Геомагнетизм и Аэрономия, т. 26, с. 107-114, 1986.
Тверская Л.В., Тельцов М.В., Шумшуров В.И. Измерение дозы радиации на станции МИР во время сол-
нечных протонных событий в сентябре-октябре 1989 г. Геомагнетизм и аэрономия, т. 31, с. 928-930,
1991.
Birch M.J., Hargreaves J.К., Senior A., Bromage J.I. Variations in cutoff latitude during selected solar energetic
proton events. J. Geophys. Res., v. ПО, A07221,2005.
Domingo V., Page D.E. North-south asymmetry of solar-particle fluxes in polar cap regions. J. Geophys. Res.,
v. 76, pp. 5159-5164, 1971.
Evans L.C., Stone E.C. Access of solar protons into polar cap. A persistent north-south asymmetry. J. Geophys.
Res., v. 74, pp. 5127-5131, 1969.
Evans L.C., Stone E.C. Electron polar cap and the boundary of open geomagnetic field lines. J. Geophys. Res.,
v. 77, p. 5580, 1972.
Fanselow L.L., Stone E.C. Geomagnetic cut-off for cosmic ray protons for seven energy interval between 1, 2 and
39 MeV. J. Geophys. Res., v. 77, p. 3999, 1972.
Leske R.A., Mewaldt R.A., Stone E.C., von Rosenvinge T.T. Observations of geomagnetic cutoff variations dur-
ing solar energetic particle events and implication for the radiation environment at the Space Station. J. Geo-
phys. Res., v. 106, No A12, pp. 30011-30022, 2001.
McDiarmid I.B., Burrows J.R. Latitude profiles of low-energy solar electrons. J. Geophys. Res., v. 75, pp. 3910-
3917, 1970.
Tverskaya L.V., Panasyuk M.I., Reizman S.Ya., Sosnovets E.N., Teltsov M.V., Tsetlin V.V. The features of radia-
tion dose variations onboard ISS and MIR space station: comparative study. Adv. Space Res., v. 34,
pp. 1424-1428,2004.
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
Галкин В.И.
Физический факультет МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Анализ данных многочисленных экспериментов на искусственных спутниках
Земли, ракетах и баллонах, проведенных в 50-70-х гг. XX века, привел исследовате-
лей к выводу о существовании на малых высотах вне атмосферы (200-800 км) и в
верхних слоях атмосферы компонента корпускулярного излучения, который не
мог быть отнесен к первичным космическим лучам. Связь его с частицами альбе-
до и диффузионными потоками из радиационных поясов рассматривалась как
возможная, но в то время прослежена не была, данные о составе, спектрах, про-
странственном, угловом и временном распределениях носили фрагментарный
характер. Совокупность необъясненных потоков получила общее название избы-
точного излучения, что подчеркивало статус данного явления как отличия наблю-
дений от модельных представлений (Савенко и др., 1961; Григоров и др., 1963; Ver-
ma, 1967; Israel, 1969).
Основой модельных представлений о поведении энергичных заряженных час-
тиц в магнитосфере Земли, как тогда, так и теперь, служит теория Штермера
(Stormer, 1930, 1955), определившая минимальную жесткость, необходимую кос-
мической частице для проникновения в атмосферу, так называемый порог гео-
магнитного обрезания, зависящий от направления движения частицы и магнит-
ной широты. Частицы с меньшими жесткостями, согласно теории, преодолеть
магнитосферу и оказаться на границе атмосферы не могут, однако именно та-
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
593
кие, подпороговые, протоны и электроны были зарегистрированы эксперимен-
тально.
Штермер исходил из дипольной аппроксимации магнитного поля Земли и его
стационарности, что верно лишь в первом приближении. Выйти за рамки этого при-
ближения в аналитической теории не представляется возможным, но численный ана-
лиз поведения заряженных частиц для более близких к реальному моделей геомаг-
нитного поля в настоящее время возможен и широко практикуется. Таким образом
можно получить более точные ограничения на кинематические характеристики кос-
мических заряженных частиц, пересекающих магнитосферу и попадающих в атмо-
сферу. Эта возможность вместе с новыми экспериментальными данными позволяет в
значительной мере объяснить природу и характеристики избыточного излучения.
В этой ситуации сам термин «избыточное излучение» теряет смысл, естественно го-
ворить о свойствах и особенностях подпорогового космического излучения на малых
высотах. Термин «подпороговый» в данном случае означает, что энергии частиц ле-
жат ниже штермеровского порога геомагнитного обрезания.
Современные эксперименты позволяют не только измерить потоки протонов и
электронов в различных точках пространства. Магнитные спектрометры на балло-
нах (CAPRICE, Boezio et al., 2003; BESS, Abe et al., 2003) и спутниках (AMS (Agui-
lar et al., 2002); NINA & NINA-2 (Bidoli et al., 2002)) способны анализировать зарядо-
вый и массовый состав частиц в широком диапазоне жесткостей, направления при-
хода частиц и их энергии. Последующая обработка, включающая моделирование
траекторий частиц в геомагнитном поле, позволяет на основании имеющихся экс-
периментальных данных составить представление о распределении подпороговых
частиц по пространству, энергиям и точкам генерации и, следовательно, понять их
природу.
Пожалуй, самую богатую информацию о распределениях частиц на малых вы-
сотах предоставил полет аппарата AMS01 (Alcaraz et al., 2000а, б, в, г; Aguilar et al.,
2002), прототипа создаваемого в настоящий момент AMS02 (Gentile, 2003). 10-днев-
ный полет на борту космического шаттла DISCOVERY состоялся в июне 1998 г. по
близкой к круговой орбите с наклонением 51,7° на высотах 320-390 км. AMS01 де-
тально измерил спектры протонов, ядер гелия, электронов и позитронов в энергети-
ческих диапазонах 0,1-200 ГэВ, 0,1-100 ГэВ-нуклон-1, 0,2-40 ГэВ и 0,2-3 ГэВ соот-
ветственно. Результаты других экспериментов обычно представляются в сравнении с
данными AMS01.
3.7.1. Источники излучения на малых высотах
На малых высотах, наряду с надпороговыми частицами первичных космических
лучей, регистрируются также протоны с энергиями от 10 МэВ до нескольких ГэВ,
электроны и позитроны от нескольких МэВ до нескольких ГэВ и ядра гелия от десят-
ков МэВ до нескольких ГэВ. В пространстве между атмосферой и радиационными
поясами существует также пояс вторичных частиц, состоящий из ионов с энергией
~1 МэВ-нуклон"1. Потоки этих частиц могут быть как стационарными, так и неста-
ционарными.
594
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Главным источником стационарного подпорогового излучения на малых высо-
тах являются частицы альбедо - вторичные космические лучи, рожденные в атмо-
сфере энергичными надпороговыми космическими частицами и покинувшие ее. На
высоких магнитных широтах (0М > 60°) присутствуют также первичные частицы
малых (порядка нескольких МэВ) энергий, временно захваченные на высоких
дрейфовых оболочках (L ~ 10) и в конце концов проникшие на малые высоты. Еще
одним источником стационарного излучения можно считать локальные частицы -
вторичные космические лучи, рожденные в конструкциях космического аппара-
та или детектора - с той оговоркой, что этот дополнительный поток характери-
зует не свойства околоземного пространства, а погрешность их измерения кон-
кретным прибором, которую приходится устранять при обработке эксперимен-
тальных данных.
Основным источником нестационарного излучения естественно считать высы-
пание частиц радиационных поясов Земли в периоды возмущений магнитосферы
(Терновская, 1973). Для низкоэнергичных протонов актуален процесс нейтрализа-
ции протонов кольцевого тока или радиационного пояса с последующей реиониза-
цией во внутренней экзосфере (Moritz, 1972).
3.7.2. Пространственное распределение частиц альбедо
3.7.2.1. Широтное распределение протонов альбедо
На рис. 3.7.1 приведены энергетические спектры протонов, полученные на
AMS01 (Aguilar et al., 2002), отдельно для частиц, идущих вверх и вниз в преде-
лах 32° от вертикали. Измерения разбиты по абсолютным значениям геомагнит-
ных широт 10М |, на которых они были произведены. Эффект геомагнитного обреза-
ния и уменьшение порога с ростом |0М| хорошо видны в спектрах нисходящих
частиц. Наблюдаемый спектр распадается на два: первичный и подпорого-
вый, который коллаборация AMS обычно называет вторым спектром, чтобы не
связывать его название с его природой, которая, по-видимому, является сложной.
Как оказалось, эти два спектра существенно различаются и должны анализи-
роваться отдельно. Различия спектров становятся понятными в результате про-
веденной в данной работе процедуры обратного прослеживания частиц в гео-
магнитном поле, начиная от детектора, в соответствии с измеренными углами
падения, координатами точки регистрации и импульсами.
Процедура продолжалась до выхода траектории из магнитосферы или до ее
входа в атмосферу (до высоты 40 км над земной поверхностью). Спектры частиц,
которые в результате обратного прослеживания оказались далеко от Земли, рас-
сматривались как первичные, частицы, прослеженные до атмосферы, составили
спектры, названные «вторыми». На практике все частицы, имеющие энергии ни-
же порога обрезания, принадлежат ко вторым спектрам, однако процедура обрат-
ного прослеживания обеспечивает надежное разделение спектров в переходной
области.
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
595
Кинетическая энергия, ГэВ
Рис. 3.7.1. AMS01: Энергетические спектры нисходящих (a-в) и восходящих (г-е) протонов для
различных интервалов геомагнитной широты, на которой они были зарегистрированы
Подпороговые (вторые) спектры обладают следующими свойствами.
• На экваториальных широтах (| 0м | < 0,2 рад) спектры простираются от мини-
мальной измеренной AMS01 энергии 0,1 ГэВ до ~6ГэВ и дают протонный
поток ~70 м”2-с_1-ср_1.
• Как видно из рис. 3.7.1 (а, г), второй спектр имеет явную особенность вблизи
геомагнитного экватора: изменение геомагнитной широты от 0 до 0,3 рад
приводит к спаду протонного спектра в 2-3 раза, в зависимости от энергии.
На гораздо более широком интервале широт 0,3 рад < 10М | < 0,8 рад, показан-
ном на рис. 3.7.1(6, д), поток протонов почти постоянен.
• В области широт 0 < 10М | < 0,8 рад, как показывает детальное сравнение на
различных широтах (рис. 3.7.2), нисходящие и восходящие потоки протонов
одинаковы с точностью до 1%.
• На высоких широтах 10М | > 1,0 рад вторые спектры нисходящих протонов
(рис. 3.7.1 в) постепенно теряются в первичных спектрах, тогда как соответ-
ствующие восходящие спектры (рис. 3.7.1е) по-прежнему ясно видны.
Почти все частицы второго спектра происходят из атмосферы, исключение
составляют несколько процентов от общего числа протонов, зарегистрирован-
ных вблизи Южно-Атлантической аномалии (ЮАА). Последние имели замкну-
тые траектории и, следовательно, проследить их происхождение не представ-
лялось возможным. Такой тип траекторий при прослеживании наблюдался только
в районе ЮАА и объясняется близостью внутреннего радиационного пояса.
596
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Кинетическая энергия, ГэВ
Рис. 3.7.2. AMS01: Сопоставление вторых спектров нисходящих (пустые кружки, пустые квадраты
и кресты) и восходящих (черные кружки, пустые треугольники и звезды) протонов
на различных геомагнитных широтах. Ниже порога геомагнитного обрезания
нисходящие и восходящие потоки одинаковы в области 0 < 10М | < 0,8 рад
Протоны с замкнутыми траекториями были исключены из дальнейшего рассмот-
рения.
Анализ времени жизни оставшихся протонов второго спектра также дает ин-
тересные результаты. Время жизни определялось как промежуток времени меж-
ду рождением частицы и ее регистрацией. На рис. 3.7.3 показано распределение
протонов второго спектра по импульсам и временам жизни, а рис. 3.7.4 демонст-
рирует распределение точек их рождения отдельно для короткоживущей и дол-
гоживущей частей. Около 30% частиц живет менее 0,3 с. Точки рождения таких
ГэВс-1
Время жизни, с
Рис. 3.7.3. AMS01: Совместное
распределение протонов второго спектра,
зарегистрированных на широтах
0 < 10М | < 0,3 рад, по импульсам и временам
жизни, полученное путем обратного
прослеживания частиц от места регистрации
до места рождения в атмосфере
короткоживущих протонов распределе-
ны равномерно по поверхности земного
шара, соответствующие структуры на
рис. 3.7.4а повторяют проекции орбиты
челнока. Напротив, оставшиеся 70%
протонов со временем жизни более 0,3 с
(долгоживущие, рис. 3.7.46) происходят
из вполне определенных географических
районов. Хотя данные, представленные
на рисунках, относятся к малым геомаг-
нитным широтам (| 0м | < 0,3 рад), на са-
мом деле ситуация сохраняется вплоть до
| Ом | ~ 0,7 рад.
На рис. 3.7.5 показаны распределения
числа пересечений геомагнитного эква-
тора короткоживущими и долгоживущи-
ми протонами второго спектра. Около
15% частиц было зарегистрировано при
их первом переходе через экватор.
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
597
40
о
-40
-80
80
40
0
-40
Долгота рождения, град.
Рис. 3.7.4. AMS01: Распределение точек рождения протонов второго
спектра, зарегистрированных на широтах 0 < 10м | < 0,3 рад;
а - короткоживущая часть, б - долгоживущая часть;
р < 3 ГэВ с"1, линии показывают контуры геомагнитного
поля на высоте 380 км
Таким образом, можно констатировать альбедную природу всех протонов вто-
рого спектра, зарегистрированных AMS01.
Измерения на баллонах дают спектры подпороговых протонов, разумно согла-
сующиеся с данными AMS01. На рис. 3.7.6 приведены протонные спектры
(Abe etal., 2003), полученные в эксперименте BESS-2001 (Balloon-borne Experi-
ment with a Superconducting Spectrometer), состоявшемся 21 сентября 2001 г. в шта-
те Нью-Мексико, США (34°49' с. ш., 104°22' з. д.). Общее время экспозиции сос-
тавило 13 часов, полет проходил на глубинах 4,5-28 г-см"2. Представленный здесь
Рис. 3.7.5. AMS01: Распределение числа пересечений геомагнитного
экватора протонами второго спектра, зарегистрированными на широтах
0 < 10мI < 0,3 рад; р < 3 ГэВ с-1
598
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Кинетическая энергия, ГэВ
Рис. 3.7.6. Спектры протонов
для различных глубин наблюдения
в атмосфере, полученные
же протонный спектр AMS01 для соответст-
вующего интервала геомагнитных широт хо-
рошо согласуется с результатами BESS-2001
выше порога геомагнитного обрезания, но под
порогом идет гораздо ниже, что дает представ-
ление о количестве вторичных частиц в атмо-
сфере.
Результаты работы детекторов NINA
(1998-1999) и NINA-2 (2000-2001) на орбитах
высотой 830 км и 450 км соответственно, до-
полняют спектры подпороговых протонов в
области малых энергий (10-35 МэВ). Спутники
имели полярные орбиты с наклонения-
ми 98° и 87,3°, и детекторы могли регистри-
ровать галактические частицы, частицы аль-
бедо и захваченные частицы радиационных
поясов. Для разделения частиц различных клас-
сов были определены границы в ^-коор-
динатах. В частности, для альбедных частиц
использовалась область L < 3 и В > 0,23 Гс для
в баллонном эксперименте
BESS-2001: треугольники -
26,2 г-см-2, прямоугольники -
13,6 г-см“2, овалы - 4,6 г-см“2.
Пустыми квадратами представлен
спектр AMS01 для интервала
геомагнитных широт
0,7 < 10м | < 0,8 рад
NINA (В >0,26 для NINA-2). На рис. 3.7.7
представлены спектры подпороговых протонов
NINA/NINA-2
(Bidoli et al.,
2002) в срав-
нении со спек-
трами AMS01.
Результаты
13 МэВ хорошо
Дифф, спектр, м 2с 1 -ср ‘-МэВ 1
Кинетическая энергия, МэВ
Рис. 3.7.7. Усредненные по
долготам спектры протонов
альбедо, измеренные аппаратом
NINA-2, для различных интервалов
L в сравнении с данными AMS01.
Черные треугольники - N1NA-2,
В > 0,26 Гс, 1,1 < L < 1,7; черные
квадраты -N1NA-2, В > 0,26 Гс,
2,0 < £ < 3,0; пустые треугольники -
AMS, 0,3 рад < 10м | < 0,4 рад,
1,2 < £ < 1,5; пустые квадраты -
AMS, 0,6 рад < 10м | < 0,7 рад,
2,0 < £ < 2,6
NINA и NINA-2 при энергиях
согласуются. Эксперименты проводились в раз-
ные периоды 23-го солнечного цикла, и согла-
сие говорит о том, что протоны альбедо про-
исходят от взаимодействия космических лучей
высоких энергий (выше геомагнитного порога) в
атмосфере и поэтому мало подвержены солнеч-
ной модуляции.
Данные NINA и NINA-2 показывают, что
энергетический спектр подпороговых протонов в
области низких энергий (< 100 МэВ) нс может
быть получен простой экстраполяцией данных
AMS01 по степенному закону. Как и было пред-
сказано с помощью моделирования (Dcrome et al.,
2000), спектр в этой области становится более
пологим.
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
599
3.7.2.2. Высотное распределение протонов альбедо
В последние месяцы существования спут-
ника NINA-2 высота его орбиты постоянно
уменьшалась (к июлю 2001 г. она составляла
примерно 200 км вместо исходных 450 км), что
позволило измерить поток протонов альбедо на
различных высотах. На рис. 3.7.8 показана за-
висимость потока подпороговых протонов от
высоты в диапазоне энергий 12-16 МэВ для
двух интервалов £, соответствующих части-
цам альбедо. Можно видеть, что поток прото-
нов с энергией -10 МэВ слабо меняется с вы-
сотой при фиксированном L в диапазоне от
200 км до 850 км.
3.7.2.3. Долготное распределение протонов
альбедо
Было исследовано поведение потока альбед-
ных протонов, зарегистрированных NINA-2, в
зависимости от долготы, размах вариаций соста-
вил примерно 2. На рис. 3.7.9 приведены зави-
симости усредненной по энергии скорости счета
протонов альбедо от долготы для двух интер-
валов L (lannucci, 2002). Интересно, что мини-
мальное значение скорости счета наблюдалось
на восточной границе Южно-Атлантической
аномалии для обоих интервалов L.
Долготные зависимости потока альбедных
частиц были получены также по результатам
работы детектора SONG на борту спутника КО-
РОНАС-И, запущенного в 1994 г. на круговую
орбиту высотой -520 км с наклонением -83°
(Kuznetsov et al., 2001). Прибор позволял регист-
рировать протоны с кинетической энергией
> 80 МэВ и электроны > 65 МэВ. На рис. 3.7.10
представлены долготные зависимости измерен-
ных потоков, по оценке автора, на две трети
состоящие из смеси протонов (Ер > 500 МэВ) и
электронов (Ее > 65 МэВ) альбедо. Заметные
изменения потоков с долготой связаны именно
с частицами альбедо, максимальные вариации
наблюдаются на L = 1,6, где они коррелируют с
изменениями магнитного поля.
Плотность потока, см 2-с ’-ср ’-МэВ 1
1(Г5 г
: ‘^+4.4- "f"
КГ4'--------I-----1----I---1—1—1.
300 500 700
Высота, км
Рис. 3.7.8. Плотности потока
протонов альбедо в диапазоне
энергий 12-16 МэВ, измеренные
аппаратами NINA и NINA-2, как
функции высоты для различных
интервалов L. Пустые символы -
данные NINA, В > 0,23 Гс;
черные символы - данные
NINA-2, В > 0,26 Гс.
Квадраты: 1,7 < L < 2,6;
треугольники: L < 1,1
Долгота, град.
Рис. 3.7.9. NINA-2: Усредненные
по энергии скорости счета
протонов альбедо как функции
долготы. В > 0,26 Гс;
а- 1,1 <L< 1,7; б - 1,7 < А < 2,6
600 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.7.10. КОРОНАС-И: Долготные вариации потоков частиц и
магнитное поле В на фиксированных L-оболочках. Утолщенные сплошные
кривые - потоки частиц для северного полушария JN, тонкие сплошные -
потоки частиц для южного полушария Js, шриховые - В для северного
полушария, штрих-пунктирные - В для южного полушария
3.7.2.4. Широтное распределение электронов альбедо
Правильнее будет говорить о лептонах (е+е“) альбедо, поскольку некоторые де-
текторы способны различать знак заряда. Самый богатый и хорошо проанализиро-
ванный набор данных по лептонам альбедо получен на основе эксперимента AMS01
(Alcaraz et al., 20006; Aguilar et al., 2002). Так же, как и в случае протонов альбедо
Рис. 3.7.11. AMS01: Сопоставление вторых спектров нисходящих (черные кружки) и восходящих
(пустые кружки) электронов (а, б, в) и позитронов (г, д, е) на различных геомагнитных широтах. Ниже
порога геомагнитного обрезания нисходящие и восходящие потоки одинаковы в области 0 < |0М | < 0,8 рад
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
601
(см. разд. 3.7.1), наряду с первичным (надпорого-
вым) спектром наблюдается подпороговый спектр
лептонов («второй спектр» по терминологии AMS),
представленный на рис. 3.7.11. Свойства подпоро-
гового спектра лептонов очень похожи на свойства
соответствующего спектра протонов: вторые спек-
тры нисходящих лептонов с увеличением геомаг-
нитной широты постепенно теряются в первичных
спектрах, тогда как спектры восходящих частиц
всегда ясно видны; нисходящие и восходящие по-
Поток, м 2-с ’-ср 1
25
20
15
а
• е"
ВНИЗ о е+
токи подпороговых лептонов практически одина-
ковы и максимальны на геомагнитном экваторе;
как видно из рис. 3.7.12, потоки позитронов быст-
рее падают с широтой, чем потоки электронов.
На рис. 3.7.13 приведены суммарные (е+ + е“)
вторые спектры лептонов AMS в сравнении с ре-
зультатами баллонных экспериментов по измере-
нию прямого и возвратного альбедо электронов.
Разделение спектров лептонов, измеренных
AMS01, на первичный и второй, как и в случае
б
25 -
20 - вверх *'*
О
15 -
10 - о
5 - .
• • 2 • .
о---------1------1------Iе » । •
0 0,2 0,4 0,6 |0м|
Дифф, спектр, м 2-с 1 -ср ’-МэВ 1
Кинетическая энергия, ГэВ
Рис. 3.7.13. Сопоставление спектра
лептонов альбедо (е+ + е~),
зарегистрированного AMS01
(0,6 рад < | ем | < 0,7 рад),
с результатами баллонных
экспериментов. AMS - черные
кружки; (Verma, 1967): треуголь-
ники - прямое альбедо, ромбы -
возвратное альбедо; (Israel, 1969):
пустые кружки - прямое альбедо,
косая штриховка - возвратное
альбедо; (Barwick, 1998):
квадраты - возвратное альбедо
протонов, про-
водилось путем
обратного про-
слеживания до
выхода за пре-
делы магнито-
сферы или до
входа в атмо-
Рис. 3.7.12. AMS01: Потоки
нисходящих (а) и восходящих (б)
электронов и позитронов вторых
спектров в зависимости от геомаг-
нитной широты 0М, на которой они
были зарегистрированы. Потоки
были получены интегрированием
спектров (рис. 3.7.11) в диапазоне
0,2-2,5 ГэВ
сферу. При этом фиксировались координаты то-
чек рождения лептонов альбедо. Было проведено
также прослеживание лептонов вперед от точки
регистрации до выхода из магнитосферы или
входа в атмосферу. Оказалось, что все лептоны
второго спектра рано или поздно возвращаются в
атмосферу, точки их входа запоминались как
места гибели.
Анализировались распределения лептонов по
времени жизни, которое определялось как вре-
менной интервал между рождением и гибелью,
т. е. сумма времени прямого и обратного про-
слеживания. На рис. 3.7.14 показаны корреля-
ции между кинетической энергией и временем
жизни для электронов и позитронов, зарегист-
рированных AMS01 в области 10М | < 0,7 рад. Для
602
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
10“'
d____L_t____L . . ...hl
1 10’1 1
Кинетическая энергия, ГэВ
Рис. 3.7.14. Корреляции
кинетической энергии и времени
жизни лептонов, зарегистрированных
AMS01 в области |0м| < 0,7 рад.
Траектории отчетливо разделяются
на два класса: для
«короткоживущих» (времена
жизни < 0,2 с) лептонов время
жизни не зависит от их энергии
(горизонтальные полосы), для
«долгоживущих» (времена жизни
> 0,2 с) лептонов время жизни
уменьшается с увеличением энергии
(диагональные полосы А и Б),
а - электроны, б - позитроны
области, где они рождаются и
обоих типов частиц траектории (точки на рисун-
ке) делятся на два легко различимых класса: го-
ризонтальные полосы с временами жизни ме-
нее 0,2 с, определяемые как «короткоживущие»
(их время жизни не зависит от энергии), и диаго-
нальные полосы А и Б с временами жизни > 0,2 с,
определяемые как «долгоживущие» (их время
жизни уменьшается с увеличением энергии). При
10М | < 0,3 рад большинство лептонов (75% элек-
тронов и 65% позитронов) живут долго.
Два класса траекторий существенно разли-
чаются не только временами жизни. Точки рож-
дения короткоживущих лептонов не зависят от
долготы, они примерно равномерно распре-
делены по широте, однако отсутствуют в эква-
ториальной (| 0м I < ОД рад) области (рис. 3.7.15).
Поток короткоживущих лептонов примерно
изотропен. Долгоживущие электроны и позит-
роны происходят из строго определенных сопря-
женных географических областей (рис. 3.7.16):
прослеживание траекторий показывает, что
области рождения позитронов совпадают с об-
ластями гибели электронов, и наоборот. На
рис. 3.7.17 показаны распределения точек рож-
дения долгоживущих лептонов в геомагнит-
ных координатах, пики А и Б соответствуют
черным областям А и Б на рис. 3.7.16 и диаго-
нальным полосам А и Б на рис. 3.7.14. Долго-
живущие лептоны пересекают экватор сотни
раз, причем число пересечений до их погло-
щения в атмосфере уменьшается с ростом энер-
гии. Их поток максимален в экваториальной
погибают. При вертикальной ориентации AMS01
99% долгоживущих лептонов регистрируются в области 10М | < 0,4 рад, что говорит
об их сильной анизотропии.
Интересной особенностью второго спектра лептонов является превалирование
позитронов над электронами, причем короткоживущие и долгоживущие лептоны
ведут себя по-разному. Для обоих классов отношение е+/е“ максимально на гео-
магнитном экваторе, для короткоживущих оно достигает здесь значения ~3, а для
долгоживущих ~4; у последних оно уменьшается с широтой более плавно. Зависи-
мости отношения е+/е“ от энергии у двух классов тоже разные: для короткожи-
вущих зависимости в пределах ошибок нет, для долгоживущих зависимость имеет
максимальное значение ~5 при кинетической энергии ~700 МэВ. Характерное зна-
чение отношения е+/е" в первичных спектрах —0,1.
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
603
-100
0 100
80
40
0
-40
-80
-100 0 100
Долгота, град.
Рис. 3.7.16. AMS01: Распределение
точек рождения долгоживущих
лептонов второго спектра (< 3 ГэВ)
в географических координатах,
а - электроны, б - позитроны.
Линиями показаны контуры
геомагнитного поля на высоте
380 км. Области А и Б
соответствуют диагональным
полосам, отмеченным буквами
А и Б на рис. 3.7.14
Рис. 3.7.15. AMS01: Распределение
точек рождения короткоживущих
лептонов второго спектра (< 3 ГэВ)
в географических координатах,
а - электроны, б - позитроны.
Плотность точек не зависит от
долготы. Короткоживущие
лептоны не рождаются в области
|0М | < 0,4 рад. Линиями показаны
контуры геомагнитного поля
на высоте 380 км
Рис. 3.7.17. AMS01: Распределение точек рождения долгоживущих лептонов
второго спектра с энергиями < 3 ГэВ, зарегистрированных в области |0М| < 0,7 рад,
в геомагнитных координатах. Пики А и Б соответствуют черным областям А и Б
на рис. 3.7.16 и диагональным полосам А и Б на рис. 3.7.14
604
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
3.7.2.5. Модельное объяснение характерных свойств альбедных частиц
Многие рассмотренные выше свойства подпороговых частиц можно объяснить,
исходя из естественной (по крайней мерс, для частиц с кинетической энергией
> 10 МэВ) гипотезы, что их источником является механизм альбедо, т. е. рождение
в результате взаимодействия надпороговых первичных космических лучей в атмо-
сфере Земли. В работе (Lipari, 2002) было проведено моделирование генерации
альбедных частиц первичными космическими лучами и дальнейшее их прослежи-
вание до выхода за пределы магнитосферы или гибели в атмосфере с целью вос-
произведения характеристик измеренных AMS01 вторых спектров. Там же приво-
дятся качественные и полуколичественные объяснения некоторых свойств подпо-
роговых частиц.
Отношение е+/е“Эля частиц альбедо
Качественно причину превалирования позитронов над электронами в потоках
частиц альбедо объясняет следующая логическая цепочка.
1. На границе атмосферы число первичных положительно заряженных частиц,
движущихся в восточном направлении, превосходит число движущихся в западном
направлении. Эта восточно-западная асимметрия происходит из-за того, что иду-
щим в западном направлении частицам для достижения земного экватора надо
иметь ларморовские радиусы больше радиуса Земли, что соответствует жесткости
p/Z>6$ ГВ, тогда как порог геомагнитного обрезания для частиц, идущих в вос-
точном направлении, гораздо ниже (p/Z> 11 ГВ).
2. Направления первичных и вторичных частиц коррелированы в силу закона
сохранения импульса.
3. Частицы альбедо чаще всего рождаются с начальными зенитными углами
~90° (приблизительно горизонтально) и с азимутальными углами в восточном (для
положительно заряженных частиц) и западном (для отрицательно заряженных час-
тиц) направлениях. Вторичные частицы, идущие в других направлениях, обречены
на скорую гибель, т. е. не смогут подняться высоко над атмосферой.
Поскольку электроны и позитроны в адронных ливнях рождаются в примерно
равных количествах, то становится ясно, что поток позитронов альбедо (гене-
рируемый преимущественно в почти горизонтальных ливнях от первичных частиц,
идущих на восток) существенно больше потока электронов (создаваемого в основ-
ном в ливнях от более малочисленных первичных частиц, идущих на запад).
Распределение точек рождения частиц альбедо по долготе
Долгоживущие положительно заряженные частицы альбедо, наблюдаемые в
области геомагнитного экватора, рождаются в диапазоне долгот 120° < ср < 300°,
тогда как отрицательно заряженные частицы происходят из дополняющего ин-
тервала -60° < ср < 120°. Этот факт можно понять на основании трех простых ут-
верждений.
1. При аппроксимации геомагнитного поля дипольным обнаруживается, что ди-
поль не только наклонен по отношению к оси вращения Земли, но и смещен относи-
тельно геометрического центра Земли.
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
605
2. Движение заряженных частиц в экватори-
альной плоскости магнитного диполя может
быть представлено как вращение вокруг веду-
щего центра, дрейфующего по долготе с посто-
янной угловой скоростью и остающегося на од-
ном и том же расстоянии от центра диполя.
3. Положительно заряженные частицы
дрейфуют в западном направлении (в сторону
уменьшения долготы), а отрицательно заря-
женные - в восточном направлении (в сторону
увеличения долготы).
Схема дрейфа частиц в экваториальной
плоскости смещенного диполя показана на
рис. 3.7.18. Утолщенной окружностью пред-
ставлено пересечение земной поверхности с
Рис. 3.7.18. Иллюстрация свойств
траекторий частиц
экваториальной плоскостью диполя. Как центр Земли (точка О), так и центр диполя
(точка D) лежат в этой плоскости. Тонкими дугами показаны траектории ведущего
центра заряженных частиц альбедо. Точки этих траекторий лежат на одинаковом
расстоянии гдип от центра диполя, и поэтому их расстояние г от центра Земли ока-
зывается переменным. Стрелками показаны направления дрейфа положительных и
отрицательных частиц. Положительные частицы, рожденные в точках а и с, будут
дрейфовать на запад и поглотятся в точках b и d, соответственно. Отрицательные
частицы дрейфуют в противоположном направлении (на восток), и, в случае их
рождения в точках а и с, быстро поглотятся. Если же они родятся в точках b или d,
то могут жить долго и поглотиться в точках а или с соответственно.
Легко видеть, что положительные частицы могут иметь альбедные траектории,
только если они рождаются в одном полушарии и поглощаются в другом. То же
справедливо и для отрицательных частиц, только полушария меняются местами.
Поскольку в поле смещенного диполя траектория ведущего центра имеет перемен-
ную высоту, «разрешенным» с точки зрения генерации частиц альбедо будет то
полушарие, в котором траектория эта при дрейфе от точки рождения поднимается,
а не опускается. Схема может быть легко обобщена на трехмерный случай траекто-
рии захваченной частицы путем добавления движения вдоль линий поля с отраже-
ниями в зеркальных точках. Высота ведущего центра минимальна (а вероятность
поглощения максимальна) в зеркальных точках, расположенных на одинаковом
расстоянии от центра диполя. В поле смещенного диполя высота точек отражения
меняется в процессе долготного дрейфа. В терминах дрейфовых оболочек это мож-
но трактовать как пересечение дрейфовых оболочек с поверхностью Земли.
Для описания последствий смещения диполя удобно сдвинуть начало отсче-
та долготы: ср' = ф-ф*, где ф* = 120° - долгота центра диполя, если смотреть на
него из центра Земли. Удобно также принять, что сдвинутая долгота ф' оп-
ределена в интервале [-я, я]. После этого легко видеть, что места рождения
и гибели положительных и отрицательных частиц ограничены по долготе:
[ф рождения]* = [ф гибели]- = {ф > 0} > [ф рождения]- = [ф гибели]* = {ф < 0} •
606
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
В эксцентрическом поле диполя нетрудно предсказать примерно однозначное
соответствие между точками рождения и гибели долгоживущих частиц. Поло-
жительная частица альбедо, рожденная на долготе ф'рОждения+ (> 0), или будет скоро
поглощена, или будет долго дрейфовать по часовой стрелке, т. е. в сторону убыва-
ния долготы. В процессе дрейфа траектория ведущего центра сначала поднимается
над поверхностью Земли (до ср' = 0), а затем симметрично опускается. Когда долго-
та достигает ср' = - ф'рОжДения+ = ф'гибелиъ частица опять входит в атмосферу и погло-
щается. Аналогично, отрицательная частица, рожденная на долготе ф'р0Ждения- (< 0),
будет немедленно поглощена или долго дрейфовать против часовой стрелки, пока
не достигнет долготы ср' = -(рождения- = ф'гибели- В обоих случаях диапазон дрейфо-
вых ДОЛГОТ СОСТаВЛЯеТ | Дер дрейфа± | — 2 | ф Рождения± | = 2 | ф гибели± |»
Частицы, рожденные на сдвинутых долготах | ф' | = тг, дрейфуют в интервале дол-
гот, близком к 2тг, т. е. делают почти целый оборот вокруг Земли, тогда как частицы
с ф'РожДения = о дрейфуют лишь на короткие расстояния. Это дает простое соотноше-
ние между временем жизни частицы альбедо, долготой ее рождения (гибели) и ее
ИМПуЛЬСОМ. t = | Дф дрейфа | / ^дрейфа — | ф Рождения | / Pp = 1 ,$ | ф гибели | / Р/?, ГДв £1дРейфа “ УГ"
ловая скорость дрейфа,/? измеряется в ГэВ, a t - в секундах.
Большая часть частиц альбедо не совершает даже одного оборота вокруг Зем-
ли. Это дает простую оценку максимального времени их жизни: /тах = 2тг/£1дрейфа =
= 5ZI Р/?, где по-прежнему р измеряется в ГэВ, а /тах - в секундах.
Зависимость потока частиц альбедо от долготы детектора
Коллаборация AMS представила свои результаты по спектрам космических
лучей для различных интервалов широты регистрации, проинтегрировав по дол-
готе регистрации. Однако, поскольку долготные распределения точек рождения
подпороговых частиц имеют характерные особенности, естественно проанали-
зировать зависимость их потока от долготы детектора. Такая зависимость была
получена в (Lipari, 2002) по результатам прослеживания траекторий частиц аль-
бедо в модельном геомагнитном поле IGRF2000
(рис. 3.7.19).
Для качественного понимания этой зависимости
предположим, что детектор расположен на долготе
ф'дет. Из результатов предыдущего параграфа ясно,
что при ф^ > 0 он может наблюдать долгоживу-
щие частицы, рожденные в интервале дол-
гот [ф'дет, л] для положительных частиц и в интер-
вале долгот [-я, -ф'дет] для отрицательных. Размеры
этих диапазонов видимости одинаковы для частиц
обоих знаков и сильно зависят от положения детек-
тора: I Аф'вид+1 = I Дф'ВИд_ I = тс - I ф'дет |. Максималь-
ный размер соответствует ф'дет = 0, когда области
рождения как положительных, так и отрицательных
частиц полностью видны; минимальный, близкий к
НуЛЮ, - При | ф'дет | = К.
Долгота детектора, град.
Рис. 3.7.19. Зависимость потока
протонов альбедо,
зарегистрированных в диапазоне
геомагнитных широт
| Эм | < 0,4 рад на высоте 380 км
с энергией Екин > 0,3 ГэВ,
от долготы детектора
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
607
Однако регистрируемый поток частиц альбедо зависит не только от долготы, но
и от высоты детектора. Высота ведущего центра частицы зависит от долготы, она
минимальна в точке рождения и гибели и максимальна при ср' = 0. Для детектора на
фиксированной высоте будет видимой только часть потока альбедо, поскольку
часть потока пойдет выше и ниже детектора. Комбинация этих факторов (видимого
диапазона долгот рождения и высоты ведущего центра) объясняет структуру чис-
ленных результатов (рис. 3.7.19): минимум потока лежит на долготе <р’дет = я (соот-
ветствующей (рдеТ = 300°), а два максимума - на долготах 70° и 150°, т. е. примерно
симметрично относительно точки <р’дет = 0. Ларморовский радиус, не являющийся
пренебрежимо малым, также сказывается на видимом потоке, поэтому его долгот-
ная зависимость имеет разную форму при разных импульсах частиц.
Интересно, что минимум потока частиц альбедо на рис. 3.7.19 оказывается на
долготе Южно-Атлантической аномалии, где, как известно, потоки захваченных
частиц имеют очень большую интенсивность. Этот кажущийся парадокс естествен-
ным образом объясняется в рамках рассматриваемой модели смещенного диполя.
Частица альбедо становится видимой, если магнитная оболочка, по которой
движется ее ведущий центр, оказывается близкой к орбите детектора. На долготе
Южно-Атлантической аномалии экваториальная часть магнитных оболочек ближе
подходит к поверхности Земли. Для детектора, расположенного над аномалией,
интенсивность потока подпороговых частиц должна быть меньше, чем на других
долготах, так как он находится на оболочке, не имеющей пересечения с атмосферой
в экваториальной области. Заметим, что долготные распределения потоков прото-
нов, измеренные NINA-2 (рис. 3.7.9), действительно имеют минимумы на долготе
Южно-Атлантической аномалии.
Долгоживущие и короткоживущие частицы
В рамках модели смещенного диполя могут быть поняты основные черты кор-
реляций времени жизни и энергии альбедных частиц (рис. 3.7.14). Горизонтальные
полосы короткоживущих частиц соответствуют временам жизни t ~ 0,03 с и
t ~ 0,06 с для широкого диапазона энергий; диагональные полосы долгоживущих
частиц, помеченные буквами А и Б, могут быть аппроксимированы соотношениями
/[с] ~ 1,5 /р[ГэВ] и /[с] ~4//?[ГэВ].
В дипольном поле период колебательного движения между магнитными зерка-
лами для релятивистских частиц составляет Готраж[с] ~ 0,06/р, и нижние горизон-
тальные полосы интерпретируются как частицы, пересекшие геомагнитный экватор
один раз, не испытавшие ни одного отражения и поглощенные вблизи зеркальной
точки за экватором. Аналогично верхние горизонтальные полосы принадлежат час-
тицам, испытавшим одно отражение (два пересечения экватора) и поглощенным
вблизи зеркальной точки того полушария, в котором они родились. Если частица
пережила два отражения и не поглотилась, то она с большой вероятностью будет
дрейфовать долгое время, этим объясняется хорошее разделение классов коротко-
живущих и долгоживущих частиц. Существование диагональных полос есть след-
ствие рассмотренного выше (разд. 3.7.2) соотношения между интервалом дрейфо-
вых долгот, импульсом частицы и времени жизни.
608
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
К сожалению, расщепление долгоживущих частиц на две группы, соответству-
ющие двум диагональным полосам А и Б, и структура долготного распределения их
точек рождения не могут быть объяснены в дипольном поле, но воспроизводятся
путем прослеживания траекторий частиц альбедо в более реалистичной модели по-
ля IGRF.
3.7.3. Протоны низких энергий вблизи экватора
Радиационные пояса Земли ограничены снизу атмосферой. Частица может быть
названа захваченной и, следовательно, принадлежащей к радиационному поясу, если
время ее жизни в ловушке сравнимо с временем долготного дрейфа. На высотах в
несколько сотен километров плотность атмосферы такова, что протоны с энергией
~1 МэВ имеют характерные времена жизни порядка секунд. За это время они успе-
вают совершить несколько колебательных движений вдоль линий поля, но оно гораз-
до меньше периода долготного дрейфа. Таким образом, на малых высотах можно
говорить лишь о квазизахваченных частицах низких энергий.
Впервые о существовании протонного пояса на низких высотах вблизи экватора
было заявлено в работах (Hoverstadt et al., 1972; Moritz, 1972), позднее это было под-
тверждено многими экспериментами (Butenko et al., 1975; GuziketaL, 1989; Miah,
1989; Nagata et al., 1985; Biryukov et al., 1996).
Источником частиц на малых высотах считается многоступенчатый процесс пере-
зарядки (Moritz, 1972), схематически изображенный на рис. 3.7.20: протон кольцево-
го тока или радиационного пояса обменивается зарядом с нейтральным атомом водо-
рода геокороны; энергичный нейтральный атом может достичь низких высот, где
плотность нейтральных атомов достаточно высока для ионизации энергичного атома
при столкновениях; снова становясь ионом, он оказывается захваченным (квазизах-
ваченным). Быстрый спад сечения нейтра-
лизации протонов с энергией в области
Ер > 0,2 МэВ должен приводить к очень
крутому спектру нейтралов, выходящих из
кольцевого тока. Измерения спектров про-
тонов на малых высотах действительно
дают показатель дифференциального энер-
гетического спектра у < -3 (Mizera and
Blake, 1973). Другим источником низковы-
сотного протонного пояса может быть ме-
ханизм радиальной диффузии из внутрен-
него радиационного пояса.
Приэкваториальный низковысотный
протонный пояс не является стабильным
или медленно эволюционирующим об-
разованием (Gusev etal., 1996). Много-
летние измерения позволяют выделить
квазистабильную часть полного потока
Энергичный Н + О -> Энергичный Н+ + О + е
Рис. 3.7.20. Процесс появления протона с
энергией ~1 МэВ на малой высоте: протон
радиационного пояса или кольцевого тока
обменивается зарядом с атомом водорода,
получающийся энергичный атом водорода
попадает на малую высоту и ионизуется при
столкновении с атомом атмосферы
(Hoverstadt and Scholer, 1976)
ГЛАВА 3.7
ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ
609
(~1 см^-сГ’-ср"1) и вариации относительно этого
уровня. На рис. 3.7.21 показан энергетический
спектр квазистабильного потока протонов на
малых высотах в сравнении с предсказаниями
модели AP-8MIN. Полный поток может нарас-
тать и убывать в несколько раз за несколько ча-
сов (Greenspan et al., 1999) и даже на порядки в
течение двух месяцев (Gusev et al., 1996).
Отмечены корреляции поведения протонов
на малых высотах и протонов основного радиа-
ционного пояса на L = 2,6-2,8, где находится
максимум потока захваченных частиц с энергией
~1 МэВ (Gusev et al., 1996). Это дает возмож-
ность использовать поток протонов на малых
высотах как показатель состояния основного
радиационного пояса и, может быть, динамики
магнитосферы в целом.
Во время магнитных бурь наблюдается уве-
личение потока протонов на малых высотах,
начинающееся с уменьшением индекса Dst и
достигающее максимума за несколько часов до
минимума Dst. Вместе с тем, нет существенной
корреляции между D5/min и высотой максиму-
ма вариации потока. Были зарегистрирова-
ны также вариации потока протонов на малых
высотах во время больших солнечных событий,
не сопровождавшихся магнитными бурями
(Greenspan et al., 1999).
Рис. 3.7.21. Дифференциальный
энергетический спектр пояса
протонов на малой высоте.
Эксперимент: кружки - (Moritz,
1972); черные треугольники вниз -
(Hoverstadt et al., 1972); пустые и
черные треугольники вверх -
(Mizera and Blake, 1973); квадраты -
(Gusev et al., 1996). Сплошная
линия - аппроксимация 2, 4£^’4,
штриховая линия - модель
AP-8MIN, L = 1,13
ЛИТЕРАТУРА
Григоров Н.Л., Журавлев Д.А., Кондратьева М.Н. и др. Исследование космического излучения за предела-
ми атмосферы. Космические исследования, № 1(3), с. 436, 1963.
Савенко И.А., Нестервов В.Е., Шаврин П.И. и др. Экватор космических лучей по данным второго совет-
ского космического корабля. ЖЭТФ, 41, 3(9), с. 985, 1961.
Терновская М.В. Быстрые заряженные частицы в геомагнитном поле на малых высотах. Диссертация на
соискание ученой степени кандидата физ.-мат. наук. НИИЯФ МГУ, 1973.
Abe К. et al. Measurements of Proton, Helium and Muon Spectra at Small Atmospheric Depths with the BESS
Spectrometer. arXiv:astro-ph/0304102, 2003.
Aguilar M. et al. The Alpha Magnetic Spectrometer (AMS) on the International Space Station: Part I - results
from the test flight on the space shuttle. Phys. Rep., 366, pp. 331-405, 2002.
Alcaraz J. et al. Protons in near earth orbit. Phys. Lett. B, 472, pp. 215-226, 2000a.
Alcaraz J. et al. Leptons in near earth orbit. Phys. Lett. B, 484, pp. 10-22, 20006.
Alcaraz J. et al. Cosmic protons. Phys. Lett. B, 490, pp. 27-35, 2000b.
Alcaraz J. et al. Helium in near earth orbit. Phys. Lett. B, 494, pp. 193-202, 2000г.
Barwick S.W., Beatty J.J., Bower C.R. et al. Cosmic ray reentrant electron albedo: High Energy Antimatter Tele-
scope balloon measurements from Fort Sumner. New Mexico. J. Geophys. Res., 103, p. 4817, 1998.
610
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Bidoli V. et al. Energy spectrum of secondary protons above the atmosphere measured by the instruments NINA
and NINA-2. Annales Geophysicae, 20, pp. 1693-1697, 2002.
Biryukov A.S. et al. Low-energy charged particles at near equatorial latitudes according to «MIR» orbital station
data. Adv. Space Res., 17(10), p. 189, 1996.
Boezio M. et al. The cosmic-ray proton and helium spectra measured with the CAPRICE98 balloon experiment.
Astropart. Phys., 19, pp. 583-604, 2003.
Butenko V.D. et al. > 70 keV proton fluxes at nearequatorial region at low altitudes. Kosmich. Issled., 13(4),
pp. 508-512, 1975.
Derome L. et al. The origin of the high energy proton component below the geomagnetic cut off detected by AMS
experiment. Phys. Letts. B, 489(1/2), pp. 1-8, 2000.
Gentile S. The Alpha Magnetic Spectrometer on the International Space Station. Proc. 28th ICRC, Tsukuba, 6,
pp. 2145-2148, 2003.
Greenspan M.E., Mason G.M., Mazur J.E. Low altitude equatorial ions: a new look with SAMPEX. J. Geophys.
Res., 104 (A9), pp. 19911-19922, 1999.
Gusev A.A., Kohno T., Spjeldvik W.N. et al. Dynamics of the low-altitude energetic proton fluxes beneath the
main terrestrial radiation belts. J. Geophys. Res., 101 (A9), pp. 19659-19663, 1996.
Guzik T.G. et al. Low-latitude trapped protons at the geomagnetic equator. J. Geophys. Res., 94 (Al), pp. 145-150,
1989.
Hoverstadt D. et al. Observation of energetic protons at very low altitudes near geomagnetic equator. Phys. Rev.
Lett., 28, p. 1340, 1972.
Hoverstadt D., Scholer M. Radiation belt-produced energetic hydrogen in interplanetary space. J. Geophys. Res.,
81, p. 5039, 1976.
lannucci A. Investigation of low energy cosmic rays with NINA missions at low Earth orbit. Physics PhD Thesis,
Universita degli Studi di Roma «Tor Vergata», 2002.
Israel M.H. Cosmic-Ray Electrons between 12 Mev and 1 Gev in 1967. J. Geophys. Res., 74, p. 4701, 1969.
Kuznetsov S.N. et al. Energetic charged particle fluxes under the radiation belts. Proc. 27th ICRC, Hamburg, 4,
pp. 1651-1653,2001.
Lipari P. The fluxes of sub-cutoff particles detected by AMS, the cosmic ray albedo and atmospheric neutrinos.
Astropart. Phys., 16, pp. 295-323, 2002.
Miah M.A. et al. Observation of low energy particle precipitation at low altitude in the equatorial zone. J. Atmos.
Terr. Phys., 51 (6), pp. 541-549, 1989.
Mizera P.F., Blake J.B. Observation of ring current protons at low altitudes. J. Geophys. Res., 78, p. 1058, 1973.
Moritz J. Energetic protons at low equatorial altitudes: A newly discovered radiation belt and its explanation.
Z. Geophys., 38, p. 701, 1972.
Nagata K. et al. OHZORA high energy particle observations. J. Geomagn. Geoelectr., 37, p. 329, 1985.
StromerC. On the Trajectories of Electric Particles in the Field of a Magnetic Dipole with Applications to the
Theory of Cosmic Radiation. Astrophysics, 1, p. 237, 1930.
Stromer C. The Polar Aurora. Clarendon Press, Cambridge, 1955.
Verma S.D. Measurement of the Charged Splash and Re-Entrant Albedo of the Cosmic Radiation. J. Geophys.
Res., 72, p. 915, 1967.
ГЛАВА 3.8
ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ
Клейменова Н.Г.
Институт физики Земли РАН
ВВЕДЕНИЕ
Геомагнитные пульсации представляют собой короткопериодные колебания гео-
магнитного поля и характеризуются квазипериодической структурой, занимая диа-
пазон частот от тысячных долей герца до нескольких герц. В зарубежной литературе
в настоящее время для обозначения этих колебаний часто используется термин
ULF-wave (ultra-low-frequency). Одной из первых работ в области изучения геомаг-
нитных пульсаций явилась работа Троицкой В.А. (1956), заложившей основы этого
направления исследований. По физической природе геомагнитные пульсации - это
гидромагнитные волны, возбуждаемые в магнитосфере Земли и в солнечном ветре.
Верхняя частота пульсаций определяется гирочастотой протонов в магнитосфере, на
земной поверхности это соответствует частотному диапазону порядка 3-5 Гц.
Многообразие видов пульсаций может быть разделено на два больших класса -
иррегулярные, импульсные пульсации Pi, имеющие вид отдельных всплесков с не-
стационарным спектром длительностью в несколько минут, и непрерывные Рс,
продолжающиеся несколько часов с квазизинусоидальной формой и устойчивым
режимом. Как правило, импульсные пульсации Pi характерны для ночных часов, а
непрерывные Рс - для дневных. По существу, все виды иррегулярных пульсаций
являются элементами развития геомагнитных возмущений и магнитосферных суб-
бурь, возбуждение волн происходит в достаточно локализованных областях магни-
тосферы. Динамические спектры этих колебаний характеризуются импульсной
612
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
структурой с относительно широким спектром. Генерация устойчивых типов пульса-
ций характеризует крупномасштабные изменения структуры магнитосферы. В боль-
шинстве случаев генерация устойчивых геомагнитных пульсаций типа Рс2-Рс5 свя-
зана с возбуждением резонансных колебаний силовых линий геомагнитного поля,
частота этих колебаний изменяется с широтой точки наблюдения.
По частотному диапазону геомагнитные пульсации условно разделяются на сле-
дующие типы (Jacobs et al., 1964) (см. табл. 3.8.1).
Таблица 3.8.1
Классификация пульсаций (Jacobs et al., 1964)
Тип пульсаций Период пульсаций, с
Pci 0,2-5,0
Рс2 5-10
РсЗ 10-45
Рс4 45-150
Рс5 150-600
Реб >600
Pil 1-40
Pi2 40-150
Pi3 > 150
Деление на классы и типы проведено на основании физических и морфологиче-
ских свойств пульсаций, каждый тип отличается от другого не только диапазоном
периодов, но и физической природой возбуждения волн. Следует подчеркнуть, что
установленные классификацией границы периодов для того или иного типа пульса-
ций носят, в известной степени, условный характер и в ряде случаев могут несколько
отличаться. Амплитуда короткопериодных геомагнитных пульсаций (Pcl-2, Pil) со-
ставляет сотые и десятые доли нТл, а длиннопериодных пульсаций - может дости-
гать нескольких сотен нТл. Характеристики геомагнитных пульсаций подробно из-
ложены в ряде обзоров и монографий (например, Троицкая, 1956; Troitskaya, 1964;
Saito, 1969; Троицкая и Гульельми, 1969; Jacobs, 1970; Гульельми и Троицкая, 1973;
Пудовкин и др., 1976; Нишида, 1980; Pilipenko, 1990; Guglielmi and Pokhotelov, 1994;
Solar Wind sources of ULF waves, 1994; а также Kangas et al., 1998, и многие другие).
Еще в ранних работах (например, Троицкая и Гульельми, 1969; Гульельми и Тро-
ицкая, 1973) была показана возможность использования вариаций характеристик
геомагнитных пульсаций на земной поверхности как диагностического инструмента
слежения за состоянием магнитосферной плазмы.
Рассмотрим более подробно каждый из этих типов пульсаций, наблюдаемых на
земной поверхности в области замкнутой магнитосферы. На широтах полярной шап-
ки, в области разомкнутых силовых линий и линий, уходящих в хвост магнитосферы,
регистрируются специфические типы геомагнитных колебаний.
ГЛАВА 3 8
ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ
613
3.8.1. Геомагнитные пульсации Pci
Геомагнитные пульсации Pel представляют собой квазисинусоидальные ко-
лебания с периодом от 0,2 до 5 с, имеющие характерную модуляцию амплитуды в
виде отдельных волновых пакетов, создающих сложную картину биений. Пульса-
ции Pci иногда называют «жемчужинами», поскольку их магнитограмма напоми-
нает нитку жемчужного ожерелья. Длительность серий Pci составляет от получаса
до нескольких часов, максимум их появления отмечается в ранние утренние часы
местного времени. В средних широтах амплитуды Pci пульсаций составляют
0,01-0,1 нТл. Колебания могут одновременно регистрироваться в большом диа-
пазоне долгот (до 120°) и несколько сотен км по широте.
Динамические спектры волновых пакетов Pci пульсаций (рис. 3.8.1) являют-
ся результатом дисперсии скоростей при
ками отражения в противоположных по-
лушариях и представляют собой серии
дискретных тонов длительностью 1-4 мин
с возрастающей (на 10-20%) частотой и
типичным наклоном структурных элемен-
тов —0,1 Гц-мин-1. Возбуждение геомагнит-
ных пульсаций типа Pci связано с цикло-
тронным взаимодействием волн и частиц в
магнитосфере Земли (Фейгин и Якименко,
1969; обзоры: Троицкая и Гульельми, 1969;
Guglielmi and Pokhotelov, 1994; Kangas
etal., 1998). Характеристики пульсаций на
земной поверхности определяются как
условиями возбуждения, так и коэффициентами отражения от противоположных
ионосфер и коэффициентами прохождения через ионосферу.
Генерация Pci пульсаций характерна для восстановительной фазы магнитной
бури, на 3-6-й день после внезапного начала бури (SC - Storm Commencement).
В восстановительную фазу магнитной бури происходит распад кольцевого тока в
магнитосфере Земли и заполнение плазмосферы холодной плазмой, что улучшает
условия для возбуждения Pci пульсаций. Кроме того, Pci пульсации часто на-
блюдаются после внезапного начала бури, если оно происходит в ранние утрен-
ние часы местного времени. В этом случае генерация волн связана с резким воз-
растанием плотности и динамического давления солнечного ветра. В редких слу-
чаях Pci наблюдаются и за несколько часов до внезапного начала бури.
В сезонных вариациях длительности среднеширотных Pci пульсаций мак-
симум наблюдается в зимнее время. Особенно четко сезонный ход Pci пульса-
ций проявляется в годы минимума солнечной активности. В годы максимума
солнечной активности число случаев появления Pci уменьшается. Объяснение
этому факту пока не найдено, хотя не исключено, что сезонный ход появ-
ления Pci может быть связан с особенностью прохождения волн через летнюю
ионосферу.
распространении сигналов между точ-
/,Гц
05:18 05:32 05:46 06:00 UT
Рис. 3.8.1. Пример динамического
спектра геомагнитный пульсаций Pc 1
(Гульельми и Троицкая, 1973)
614 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
3.8.2. Иррегулярные пульсации Pil
В диапазоне Pil наблюдается несколько типов пульсаций. Остановимся лишь
на трех, наиболее распространенных: Pi 1В и Pi 1С (рис. 3.8.2) и IPDP (рис. 3.8.3),
в отечественной литературе называемых КУП - колебания убывающего периода.
Генерация этих видов пульсаций связана с развитием магнитосферной суббу-
ри. В настоящее время принято обозначать первые два вида этих пульсаций как
PiB и PiC.
PiB пульсации наблюдаются в вечерние и ночные часы местного времени и
типичны для аврорального брейкапа, поэтому они иногда используются для точ-
ного определения времени начала суббури. Наибольшие амплитуды PiB пульса-
ций регистрируются в авроральных широтах. На магнитограммах эти пульса-
ции имеют вид широкополосных шумовых всплесков на частотах более 0,15 Гц
длительностью порядка 1-3 мин.
В магнитосфере на геостационарной орбите в момент аврорального брейкапа
наблюдались геомагнитные возмущения, подобные PiB пульсациям. Высоко-
частотная часть этих колебаний превышает гирочастоту протонов, что исключает
их генерацию за счет ионно-циклотронной неустойчивости. По-видимому, возбуж-
дение PiB пульсаций есть результат развития неоднородностей в области усиления
продольных электрических токов, вытекающих из ионосферы.
PiC пульсации представляют собой иррегулярные колебания в достаточно узкой
полосе с преобладающим периодом 5-10 с (/*- 0,01-0,2 Гц). Пример динамического
спектра этих пульсаций приведен на рис. 3.8.2. Колебания наиболее часто на-
блюдаются в утреннем секторе в восстановительную фазу суббури вблизи эква-
ториальной границы авроральной зоны и сопровождаются пульсирующими пятна-
ми диффузных сияний, пульсирующим риометрическим поглощением и генерацией
ОНЧ-хоров.
В магнитосфере возмущения, подобные PiC, не наблюдаются. По-видимому,
генерация этого типа пульсаций происходит на ионосферных высотах в области
продольных электрических токов, вытекающих из ионосферы.
IPDP пульсации (КУП) на земной поверхности наиболее часто наблюдаются в по-
слеполуденном и вечернем секторах. На магнитограммах они видны как серии от-
Рис. 3.8.2. Пример динамического спектра геомагнитных
пульсаций типа PiB и PiC (Kangas et al., 1998)
ГЛАВА 3.8
ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ
615
Рис. 3.8.3. Пример динамического спектра геомагнитных пульсаций
КУП (IPDP) (Kangas et al., 1998)
дельных волновых пакетов, подобных колебаниям Pel, но с постепенно убывающим
периодом, т. е. увеличивающейся частотой от ~0,2 Гц до ~1-2 Гц (рис. 3.8.3).
Другим важным отличием IPDP пульсации от Pci является их синхронное появ-
ление в сопряженных точках, в то время как волновые пакеты Pci регистрируются
попеременно. Генерация IPDP колебаний наблюдается на фоне положительных
магнитных бухт, т. е. в области восточной электроструи. Следовательно, они ха-
рактерны для интенсивных магнитосферных суббурь, сопровождающихся разви-
тием как западной, так и восточной электроструи. Начало генерации всплеска IPDP
пульсаций в вечернем секторе совпадает с брейкапом магнитосферной суббури в
ночном секторе. Возбуждение IPDP пульсаций, как и Pci, обычно связывается с
развитием ионно-циклотронного резонанса в магнитосфере Земли.
3.8.3. Геомагнитные пульсации Pi2
Геомагнитные пульсации Pi2 на магнитограммах имеют характерную форму
затухающего цуга колебаний с периодом порядка 50-150 с (/-6-20 мГц) и про-
должительностью 5-10 мин. Наиболее часто Pi2 пульсации регистрируются в по-
лосе частот 8-15 мГц. Одним из важнейших свойств Pi2 пульсаций, часто исполь-
зуемым при изучении процессов в авроральных широтах, является их четкая связь
с взрывной фазой (брейкапом) магнитосферной суббури. При этом возбуждение
цуга Pi2 обычно сопровождается всплеском колебаний PiB и ОНЧ авроральных
шипений на частотах 3-12 кГц. Пример вейвлет-спектра Pi2 пульсаций на несколь-
ких скандинавских обсерваториях показан на рис. 3.8.4, геомагнитная широта об-
серваторий указана в правом верхнем углу каждого графика. Видно, что с пони-
жением широты амплитуда пульсаций уменьшается, особенно в высокочастотной
части спектра.
В ходе развития взрывной фазы суббури может происходить генерация серии
цугов Pi2, средний интервал времени между которыми составляет 10-15 мин. Мак-
симум амплитуды и частоты появления Pi2 наблюдается в ночном секторе авро-
ральной зоны и достигает порядка 10-20 нТл. В широтном ходе амплитуды пуль-
саций часто наблюдается и второй максимум вблизи проекции плазмопаузы, что
может быть результатом генерации поверхностной волны на плазмопаузе.
616
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.8.4. Пример вейвлет-спектра
геомагнитных пульсаций типа Pi2
Возбуждение пульсаций связано с интен-
сификацией полярных сияний, ионосфер-
ными и продольными токами, высыпанием
энергичных электронов и другими процес-
сами, происходящими во время брейкапа.
Максимум амплитуды колебаний наблю-
дается в локальной области широт и долгот
и приурочен к ярким сияниям. На широтах
выше и ниже максимума направление вра-
щения вектора поляризации колебаний
противоположно: в более высоких широтах
наблюдается правое направление враще-
ния вектора, а в более низких - левое. Глав-
ная ось эллипса поляризации Pi2 располага-
ется примерно перпендикулярно аврораль-
ной дуге. В сопряженных точках всплески
Pi2 пульсаций отмечаются синхронно.
Геомагнитные пульсации Pi2 могут на-
блюдаться и в вечернем секторе во время
подготовительной фазы новой суббури, со-
провождаемой одновременным развитием
суббури в ночном секторе. Спектральная структура Pi2 сложна и зависит от степе-
ни геомагнитной возмущенности. При слабой магнитной активности в спектре Pi2
обычно наблюдается один максимум, с ростом возмущенности возрастает и число
спектральных пиков, которые смещаются к более высоким частотам.
В магнитосфере характерной чертой волн, соответствующих пульсациям Pi2,
является преобладание продольных составляющих, т. е. волны сжатия. Сопостав-
ление магнитограмм на спутнике и на земной поверхности в точке, соответству-
ющей проекции спутника, показали значительные различия в спектральном соста-
ве волн, при этом амплитуда колебаний на земной поверхности могла превышать
амплитуду волн в магнитосфере. Долготные размеры области, в которой одно-
временно регистрируются Pi2 пульсации, в магнитосфере много меньше, чем на
земной поверхности. Следовательно, на характеристики этих пульсаций на земной
поверхности большое влияние оказывают не только условия генерации, но и рас-
пространения.
При низкой геомагнитной активности пульсации Pi2 на геостационарных спут-
никах не наблюдаются, хотя на наземных станциях они присутствуют. С увели-
чением магнитной активности вероятность появления Pi2 на геостационарных вы-
сотах возрастает.
Вопрос о механизмах генерации Pi2 еще не решен окончательно. Безусловным
является возбуждение волн в силовых трубках, связанных с областью развития
аврорального брейкапа и диполизации. Одним из наиболее перспективных ис-
точников возбуждения Pi2 пульсаций может быть развитие баллонной неустой-
чивости.
ГЛАВА 3.8
ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ
617
3.8.4. Регулярные пульсации Рс2-4
Геомагнитные пульсации этого диапазона являются самыми распространенны-
ми видами колебаний, которые регистрируются на земной поверхности. Возбужде-
Рис. 3.8.5. Пример уменьшения периодов
геомагнитных пульсаций Рс2-4 (обе. Борок)
с ростом магнитной активности
ние этих видов геомагнитных пульсаций
наблюдается от приэкваториальных облас-
тей до полярной шапки, при этом их ам-
плитуда возрастает с ростом широты точки
наблюдения. Так, амплитуда самых рас-
пространенных РсЗ колебаний с периодом
порядка 20-30 с в средних широтах со-
ставляет десятые доли нТл, а в высоких -
единицы и первые десятки нТл. В свою
очередь, среднеширотные Рс4 имеют обыч-
но амплитуду в единицы, а высокоширот-
ные - десятки нТл. Генерация волн может
продолжаться часами.
В средних широтах пульсации Рс2-4
имеют, как правило, эллиптическую поля-
ризацию с преобладанием левого вращения
в предполуденные часы и правого - в после-
полуденные часы. В сопряженных точках
генерация Рс2-4 пульсаций наблюдается
синхронно, направление вращений векторов
синфазное в //-компоненте и противофазное в
/)-компоненте поля, т. е. колебания симмет-
ричны относительно экватора.
Возбуждение пульсаций Рс4 характер-
но для магнитоспокойных условий (Больша-
кова и др., 1995), а Рс2 и РсЗ - для более воз-
мущенных. С ростом магнитной активности
период колебаний, регистрируемых в дан-
ной точке, уменьшается (рис. 3.8.5) и попа-
дает в диапазон Рс2 при Кр> 5 ив диапазон
Рс4 при Кр < 2.
В возмущенных условиях колебания в
диапазоне РсЗ и Рс4 нередко возбуждаются
одновременно, что приводит к сложной кар-
тине их динамических спектров. Из при-
веденных на рис. 3.8.6 примеров динамиче-
ских спектров геомагнитных пульсаций в
субавроральной обсерватории Кергелен вид-
но, что в одних случаях (верхний и нижний
графики) одновременно регистрируются две
Рис. 3.8.6. Пример динамических
спектров РсЗ-4 пульсаций
618
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
дискретных, достаточно узких полосы колебаний: одна - в диапазоне РсЗ (/'-30 мГц),
а другая - в диапазоне Рс4 (/-8-10 мГц). В других случаях наблюдается посте-
пенное изменение периодов пульсаций (второй снизу график). В спокойных условиях
регистрируются лишь колебания диапазона Рс4 (второй сверху график).
В широтном распределении амплитуд РсЗ пульсаций четко выделяется два мак-
симума: среднеширотный (геомагнитные широты 55-60°) в околополуденные часы
Рис. 3.8.7. Широтное распределение
амплитуды и направления вращения
вектора поляризации РсЗ и Рс4
пульсаций
и высокоширотный (геомагнитные широты
70-74°) в предполуденные часы. Как прави-
ло, период колебаний возрастает с увеличе-
нием широты. Кроме этого, в диапазоне
Рс2-4 могут регистрироваться пульсации,
период которых не зависит от широты. Наи-
более часто такие квази-монохроматические
колебания наблюдаются с периодом порядка
20-25 с (/*-40-50 мГц). На рис. 3.8.7 приве-
дена схема широтного распределения ампли-
туд РсЗ и Рс4 пульсаций вдоль околополу-
денного меридиана. Видны два амплитудных
максимума по обе стороны проекции плазмо-
паузы. Поляризация волн вблизи максимумов
линейная, знак вращения вектора поляриза-
ции меняется на широте амплитудного мак-
симума.
Морфологические характеристики Рс2-4 пульсаций свидетельствуют о том, что
наиболее вероятным механизмом их генерации является альвеновский резонанс
силовых линий геомагнитного поля. Собственный период колебаний силовой ли-
нии геомагнитного поля определятся как:
Т = 2 (— dS,
}К,
где интегрирование ведется вдоль силовой линии геомагнитного поля, соединяю-
щей сопряженные точки ионосфер противоположных полушарий, a Va - альвенов-
ская скорость. Период резонансных колебаний зависит не только от длины силовой
линии, но и от напряженности геомагнитного поля В и плотности плазмы вдоль
силовой линии р, поскольку:
Иа = В/(цор)1/2.
Если все силовые линии геомагнитного поля совершают резонансные колебания
независимо друг от друга, то период наблюдаемых геомагнитных пульсаций дол-
жен непрерывно меняться в пространстве так, как это показано на рис. 3.8.8. Одна-
ко в магнитосфере силовые линии оказываются связанными и могут колебаться как
целое. Альвеновские волны преимущественно возбуждаются в той области, где
резонансный период совпадает с периодом волн внешнего источника.
Следует заметить, что при распространении волн через ионосферу происходит
модификация структуры магнитосферных волн. Помимо сглаживания амплитуды
ГЛАВА 3.8
ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ
619
происходит поворот фазы на 90°, т. е.
наиболее выраженная в резонансных ко-
лебаниях в магнитосфере азимутальная
компонента поля на земной поверхности
будет наблюдаться как меридиональная
(северо-южная) компонента.
Первичным источником волн диапазо-
на Рс2-4, по-видимому, является турбу-
лентная область перед фронтом ударной
волны, где происходит возбуждение волн
(upstream wave) пучками отраженных
протонов на фронте ударной волны при
ориентации силовых линий межпланетно-
го магнитного поля (ММП) вдоль парке-
ровской спирали (см., например, обзор
Russell and Hoppe, 1983). При этом час-
тота возбуждаемых волн попадает в диа-
пазон РсЗ-4 и связана с величиной В ММП
в мГц, а В - в нТл.
Рис. 3.8.8. Вычисленный период собственных
тороидальных колебаний в зависимости от
широты (Нишида, 1980), вертикальная
стрелка - положение плазмопаузы
простым соотношением: 62?, где f -
В магнитосфере на спутниках геомагнитные пульсации диапазона РсЗ-4 на-
блюдаются регулярно (например, Engebretson et al., 1986; Takahashi and Anderson,
1992), отмечается увеличение периода колебаний при перемещении спутника к бо-
лее высоким широтам. Преобладающими являются магнитозвуковые волны, одна-
ко на L ~ 6-7 в магнитоспокойное время также наблюдается появление волн аль-
веновского типа.
3.8.5. Геомагнитные пульсации Рс5
Пульсации Рс5 от других типов устойчивых пульсаций отличаются не только
большими периодами (Т~ 150-600 с, 1,5-6,0 мГц) и огромными амплитудами, но
и четкой связью с развитием суббури. В высоких широтах амплитуды Рс5 обычно
составляют порядка 40-200 нТл и в условиях сильной магнитной возмущенности
могут достигать 300-400 нТл и более. В спектре пульсаций обычно наблюдается не-
сколько максимумов. На рис. 3.8.9 показан пример аналоговой регистрации Рс5
пульсаций в авроральных широтах (обе. Соданкюла) и динамического спектра фраг-
мента записи. Видно, что помимо основного максимума в спектре колебаний выделя-
ется еще два более слабых на частотах выше и ниже главного максимума.
Пульсации Рс5 являются, в основном, высокоширотным явлением и типичны для
восстановительной фазы суббури. Как правило, возбуждение этих волн в утреннем
секторе сопровождается одновременным развитием магнитосферной суббури в ноч-
ном секторе. При этом амплитуда утренних Рс5 пульсаций возрастает с ростом ин-
тенсивности ночной суббури. Максимум амплитуды Рс5 наблюдается в авроральной
зоне и смещается к более низким широтам при увеличении магнитной активности.
620
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Д нТл
200
0
-200
04 05 06 07 UT
а
Рис. 3.8.9. Пример записи пульсаций Рс5
в авроральных широтах (а) и их
динамического спектра (б)
В суточном ходе частоты появления пуль-
саций отмечается два максимума - основ-
ной, в утренние часы, и второй, несколько
меньший - в послеполуденные часы.
Направление вращения вектора по-
ляризации Рс5 пульсаций меняет знак
вблизи полдня. Кроме того, направление
вращения вектора поляризации волн раз-
лично на широтах выше и ниже амп-
литудного максимума на данном мери-
диане. Период пульсаций возрастает с
увеличением широты, что свидетельст-
вует о резонансной природе волн. Так, в
условиях умеренной геомагнитной воз-
мущенности на широтах -70° преобла-
дающий период Рс5 составляет -2 мГц, а
на широтах -60° - около 3 мГц. В сопря-
женных точках Рс5 пульсации наблюда-
ются одновременно, направление враще-
ния горизонтального вектора волн в обоих полушариях совпадает, если смотреть в
направлении геомагнитного поля.
К настоящему времени общепринято, что классические утренние и дневные Рс5
пульсации в магнитосфере, как и Рс2-4, представляют собой тороидальные аль-
веновские резонансные колебания силовых линий геомагнитного поля (Chen and
Hasegawa, 1974; Southwood, 1974). Период таких колебаний определяется длиной
силовой линии, т. е. возрастает с увеличением широты. Было замечено (например,
Samson et al., 1992; Ziesolleck and McDiarmid, 1995, и ряд других работ), что довольно
часто резонансные колебания регистрируются на устойчивых дискретных частотах:
1,3; 1,9; 2,6 и 3,4 мГц. Чем объяснить такую устойчивость спектральных пиков, на-
блюдаемую при различной геомагнитной активности, пока остается загадкой. В каж-
дом отдельном волновом пакете спектр колебаний может оставаться одинаковым
во всей области широт, где эти колебания наблюдаются, однако на каждой частоте
амплитуда колебаний будет максимальна на той широте, где данная частота соот-
ветствует локальному альвеновскому резонансу.
Радиальный размер резонансной области в экваториальной плоскости магнито-
сферы составляет порядка (0,1-0,3) Т?Е, что на уровне ионосферы соответствует
-50-150 км по широте. В области максимума амплитуд Рс5 происходит изме-
нение направления вращения вектора поляризации и фазы А'-составляющей волн.
На земной поверхности резонансные колебания наиболее выражены в Г- и Z-coc-
тавляющих поля, амплитуда А'-компоненты резонансных колебаний обычно значи-
тельно выше амплитуды У-компоненты.
Многочисленные наблюдения на спутниках в магнитосфере Земли показали
(см., например, Solar Wind sources of ULF waves, 1994)), что на больших расстояниях
(Г > 7-8) геомагнитные пульсации диапазона Рс5 являются типичным явлением, осо-
ГЛАВА 3.8
ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ
621
бенно в утренние и послеполуденные часы. При этом в утренние часы на геосин-
хронной орбите преимущественно наблюдались тороидальные колебания с четко
выраженной поперечной (азимутальной) компонентой, а в послеполуденные - более
узкополосные полоидальные колебания с наибольшими амплитудами в радиальной и
продольной компоненте поля (например, Hudson et al., 2004).
Широкополосные колебания диапазона Рс5 характерны и для турбулентного
переходного слоя на магнитопаузе. Как правило, пульсации имеют продольную и
поперечную компоненту поля одного порядка (хотя не исключено наличие и чисто
компрессионных волн). Часто Рс5 пульсации в магнитосфере сопровождаются
пульсирующими с теми же периодами потоками высыпающихся энергичных час-
тиц радиационных поясов.
Анализ одновременных наблюдений магнитных колебаний в диапазоне Рс5 в сол-
нечном ветре и внутри магнитосферы Земли во время магнитной бури показал
(Клейменова и др., 2003), что структура колебаний в различных компонентах ММП и
плотности солнечного ветра в межпланетном пространстве различна, в то время как
внутри магнитосферы на геостационарном спутнике GOES в дневной магнитосфере
спектральные структуры вариаций в различных компонентах магнитного поля между
собой более схожи, но могут отличаться от спектральных характеристик внемагни-
тосферных волн. Наилучшее подобие между вейвлет-структурой пульсаций вне и
внутри магнитосферы было отмечено для ^-компонент поля.
Основным источником энергии резонансных Рс5 колебаний может быть неустой-
чивость Кельвина-Гельмгольца на магнитопаузе, а также импульсы динамического
давления солнечного ветра или его флуктуации. Магнитозвуковые волны при рас-
пространении в глубь магнитосферы могут возбуждать тороидальные колебания на
£-оболочке, где частота внешнего источника совпадает с локальной частотой собст-
венных колебаний геомагнитной силовой линии. Пространственная структура поля
пульсаций является результатом суперпозиции внешнего сигнала и резонансного
отклика магнитосферы.
Во время магнитных бурь возможно возбуждение квазимонохроматических Рс5
пульсаций одновременно во всем дневном секторе. Такие колебания могут быть ре-
зультатом генерации полоидальных волн так называемой глобальной моды, т. е.
стоячих волн, отражающихся от границы магнитосферы и плазмопаузы.
Связь генерации Рс5 пульсаций с развитием суббури не исключат возможность
возбуждения таких колебаний за счет интенсификации магнитосферных токов вдоль
силовых линий и ионосферных электроструй.
Одновременность появления Рс5 пульсаций и пульсирующих потоков высыпа-
ющихся частиц радиационных поясов свидетельствует о возможности резонансного
взаимодействия низкочастотных колебаний с этими частицами. Так, на резких кром-
ках кольцевого тока возможно возбуждение дрейфово-анизотропной неустойчивости
(Pokhotelov et al., 1985). Возбуждение частицами квазимонохроматических колеба-
ний диапазона Рс5 наиболее характерно для восстановительной фазы магнитной бу-
ри, когда неравновесные распределения горячих протонов медленно релаксируют к
термодинамически устойчивому состоянию под действием кинетических дрейфовых
неустойчивостей.
622
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
3.8.6. Геомагнитные пульсации на широтах дневного полярного каспа
и полярной шапки
Из-за особенностей топологии геомагнитного поля именно в полярные широты
проектируются пограничные области магнитосферы, где происходят основные про-
цессы взаимодействия солнечного ветра с магнитосферой Земли. Это взаимодейст-
вие носит нестационарный, нелинейный турбулентный характер. Пионерские на-
блюдения геомагнитных пульсаций, организованные и проведенные в Антарктиде
под руководством Троицкой В.А. в 50-80-х годах прошлого столетия, позволили
обнаружить и исследовать специфические типы полярных геомагнитных пульсаций
(см., например, обзоры Troitskaya et al., 1980; Olson, 1986; Glassmeier, 1989; Клей-
менова, 1995). В настоящие годы с созданием в Антарктиде сети автономных на-
земных геомагнитных станций и систем сбора информации открываются новые
возможности анализа волновых явлений в магнитном поле полярной шапки и по-
лярного каспа.
Геомагнитные пульсации, наблюдаемые на земной поверхности на широтах
дневного полярного каспа, являются отражением волновых процессов на магнито-
паузе и в турбулентном пограничном слое. Низкоапогейные спутники пересекают
достаточно узкую по широте область дневного каспа за очень короткое время, по-
этому наблюдения на них не могут дать информацию о характеристиках геомаг-
нитных пульсаций с периодами больше нескольких секунд.
Наиболее типичными колебаниями дневного каспа, наблюдаемыми на земной по-
верхности, являются специфические широкополосные иррегулярные пульсации диа-
пазона Рс5 (/-1,5-5,0 мГц) с амплитудой порядка 15-60 нТл, названные Троиц-
кой В.А. ipcl {irregular pulsations cusp latitudes). Эти колебания носят устойчивый
характер и продолжаются в зависимости от уровня геомагнитной возмущенности от
2-х до 10-ти часов. Амплитуда пульсаций увеличивается при возрастании скорости
солнечного ветра, кроме того, некоторое усиление ipcl наблюдается и в подготови-
тельную фазу суббури. С началом взрывной фазы ночной суббури ipcl в каспе зами-
v, мГц
50 60 70 Ф, град.
Рис. 3.8.10. Вариации частоты дневных
высокоширотных пульсаций с широтой
рают (Клейменова и др., 1998).
Пульсации типа ipcl наблюдаются
практически ежедневно, однако летом
их амплитуда много больше, чем зимой.
В спектре волн в подавляющем большин-
стве случаев основной максимум отмеча-
ется в полосе 1,5-2,5 мГц (Г~ 8 мин). На
рис. 3.8.10 показано пространственное рас-
пределение преобладающей частоты днев-
ных пульсаций на широтах от плазмопаузы
до дневного полярного каспа. Четко видно
постепенное уменьшение частоты Рс5 пуль-
саций с возрастанием широты точки на-
блюдения, что является типичным для ре-
зонансных колебаний. Однако вблизи про-
ГЛАВА 3.8
ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ
623
екции каспа картина резко меняется, и отмечается характерное для турбулентного
режима одновременное возбуждение волн в очень широком диапазоне частот.
Основными, наиболее вероятными источниками //?с/-пульсаций могут быть вол-
новая активность в турбулентном погранслое на внешней горловине каспа и раз-
витие неустойчивости Кельвина-Гельмгольца на магнитопаузе. Не исключается
также возможность прямого проникновения гидромагнитных волн из солнечного
ветра. Кроме того, в ряде работ (например, Olsen, 1986) рассматривается возмож-
ность возбуждения колебаний на ионосферных высотах в области проекции про-
дольных электрических токов.
В более высоком частотном диапазоне на широтах дневного полярного каспа час-
то наблюдаются широкополосные шумы в огромном диапазоне частот - от РсЗ-4
(10-40 мГц) до КНЧ-хоров (0,3-3,0 кГц), что, по-видимому, является отражением
многообразия волновых турбулентных процессов различных временных масштабов,
развивающихся на магнитопаузе, во входных слоях магнитосферы и в турбулентном
погранслое горловины каспа. Амплитуда и вероятность появления некоторых из этих
колебаний определяется знаком и величиной Ву ММП. Так, было установлено (Troit-
skaya et al., 1980), что вероятность генерации геомагнитных пульсаций в диапазоне
периодов PilC (Г~ 3-8 с), наблюдающихся в южном полушарии, возрастает в пред-
полуденныс часы при отрицательных значениях Ву и положительных значениях Bz
ММП, при этом амплитуда пульсаций пропорциональна величине Bv. Именно в таких
условиях на широтах каспа отмечается усиление продольных электрических токов,
вытекающих из ионосферы. Это позволило предположить, что генерация этих пуль-
саций происходит на ионосферных высотах в области продольных электрических
токов.
Несмотря на близость частоты и нередкую синхронность появления, геомаг-
нитные пульсации РсЗ-4 в каспе и на средних широтах обусловлены разными фи-
зическими механизмами (Пилипенко и др., 1996). В отличие от среднеширотных
пульсаций, колебания диапазона РсЗ-4 в высоких широтах, по-видимому, являют-
ся результатом проникновения волн внемагнитосферного происхождения из турбу-
лентного переходного погранслоя. Магнитозвуковые волны, возбуждающиеся перед
фронтом ударной волны потоками отраженных от магнитопаузы протонов, могут
передаваться в полярные каспы и регистрироваться на земной поверхности. Эти же
волны, проникая в глубь магнитосферы, могут приводить к возбуждению резо-
нансных колебаний внутри магнитосферы, усиливаясь на тех силовых линиях гео-
магнитного поля, где собственная частота совпадает с частотой волн внешнего
источника.
Амплитуда высокоширотных РсЗ-4 пульсаций линейно возрастает с увеличе-
нием скорости солнечного ветра, что позволяет предположить также в качестве
одного из возможных источников колебаний развитие неустойчивости Кельвина-
Гельмгольца на магнитопаузе.
На широтах полярной шапки при высокой магнитной активности, большой ско-
рости солнечного ветра и отрицательных Bz ММП на земной поверхности в дневном
секторе наблюдаются длиннопериодные квазипериодические магнитные возмущения
с периодами 15-40 мин и амплитудой порядка 60-400 нТл, названные vlp (very long
624
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
period) (Клейменова и др., 1985). Эти колебания имеют очень четкую поляризацию,
наблюдаются только в Я- и Z-компонентах поля и отсутствуют в D-компоненте, их
амплитуда максимальна вблизи полярной границы каспа и быстро уменьшается с
уменьшением широты. Зимой, как правило, vZ/7-пульсаций не регистрируется. В се-
верном полушарии подавляющее большинство случаев появления этих пульсаций
отмечается при положительных значениях ^-компоненты ММП. Можно предполо-
жить, что vZ/7-пульсации представляют собой флюктуирующую высокочастотную
часть DPY-тока и возникают в результате процессов пересоединения на магнитопау-
зе. Часть колебаний может быть результатом прямого проникновения гидромагнит-
ных волн из солнечного ветра.
Кроме того, на широтах полярной шапки в вечернее и ночное время возможно по
явление импульсных всплесков геомагнитных
ных, вероятно, с плазменными неустойчиво-
стями в хвосте магнитосферы, а в дневном
секторе появление квазимонохроматических
шумовых колебаний в диапазоне РсЗ-4, воз-
никающих, по-видимому, за счет проникно-
вения волновой турбулентности из дневного
погранслоя горловины каспа.
На рис. 3.8.11 приведена схема законо-
мерности пространственного (широтного)
распределения длиннопериодных высокоши-
ротных геомагнитных пульсаций в зависимо-
сти от местного времени. Видно, что в утрен-
ние часы геомагнитные пульсации преиму-
щественно наблюдаются в авроральных
широтах и могут быть отнесены к резонанс-
ным Рс5 колебаниям. В околополуденное
время наибольшая волновая активность
пульсаций диапазона Pi2-Pi3, связан-
Рис. 3.8.11. Схема пространственного
распределения в дневном секторе
высоких широт геомагнитных пульсаций:
1- Рс5; 2 - ipcl; 3 - vlp
(/рс/-пульсации) отмечается на широтах дневного полярного каспа, а в послеполу-
денное время - в полярной шапке (у//?-пульсации).
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Геомагнитные пульсации, наблюдаемые на земной поверхности и в магнитосфе-
ре, многообразны и отличаются по частотному диапазону, морфологическим харак-
теристикам, широтному распределению, пространственно-временной динамике и
механизмам генерации. Параметры геомагнитных пульсаций, регистрируемых на
земной поверхности, определяются как особенностями возбуждения волн, так и ус-
ловиями их распространения в магнитосфере и ионосфере Земли.
В ночные часы колебания носят импульсный, иррегулярный характер и наблюда-
ются в виде отдельных широкополосных всплесков, вероятность появления которых
возрастает с увеличением магнитной возмущенности. По существу все виды иррегу-
лярных пульсаций Pi являются элементами развития суббури в магнитосфере Земли
и связаны с усилением продольных электрических токов во время суббури.
ГЛАВА 3.8
ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ
625
В дневное время пульсации имеют вид непрерывных длительных (от десятков
минут до нескольких часов) квазимонохроматических или относительно узкополос-
ных колебаний Рс, параметры которых определяются крупномасштабной структурой
магнитосферы и глобальным изменением геомагнитной возмущенности. Генерация
подавляющего большинства длительных Рс пульсаций происходит в магнитосфере
Земли за счет возбуждения собственных резонансных колебаний силовых линий гео-
магнитного поля, а также резонансного взаимодействия волн и частиц. Наиболее эф-
фективно резонансные колебания генерируются на тех L-оболочках, где собственные
частоты совпадают с частотой волн внешнего источника.
На широтах дневного полярного каспа и полярной шапки геомагнитные пульса-
ции характеризуются шумовым спектром и, по-видимому, являются результатом
волновых процессов, происходящих на границе магнитосферы и в турбулентном по-
гранслое на внешней горловине каспа. Часть из наблюдаемых колебаний может быть
результатом прямого проникновения гидромагнитных волн из солнечного ветра.
ЛИТЕРАТУРА
Большакова О.В., Боровкова О.К., Троицкая В.А., Клейменова Н.Г. Интенсификация геомагнитных пуль-
саций Рс4 в условиях спокойной магнитосферы. Геомагнетизм и аэрономия, т. 35, № 3, с. 143-145,
1995.
Гульельми А.В., Троицкая В.А. Геомагнитные пульсации и диагностика магнитосферы. М.: Наука, 208 с.,
1973.
Клейменова Н.Г., Большакова О.В., Троицкая В.А., Фриис-Кристенсен Е. Два вида длиннопериодных гео-
магнитных пульсаций вблизи экваториальной границы дневного полярного каспа. Геомагнитизм и
Аэрономия, т. 25, № 1, с. 163-164, 1985.
Клейменова Н.Г. Геомагнитные пульсации в области дневного полярного каспа. Тр. ААНИИ, т. 436, Гео-
физические процессы в полярных шапках Земли, с. 46-64, 1995.
Клейменова Н.Г., Козырева О.В., Биттерли М., Биттерли Ж. Связь внезапных прекращений геомагнитных
пульсаций ipcl в каспе с началом суббури на ночной стороне. Геомагнетизм и аэрономия, т. 38, № 6,
с. 58-65, 1998.
Клейменова Н.Г., Козырева О.В., Шотт Ж.Ж. Волновой геомагнитный отклик магнитосферы на подход к
Земле межпланетного магнитного облака (14-15 июля 2000 г., «Bastille day event»). Геомагнетизм и
аэрономия, т. 43, № 3, с. 321-331,2003.
Нишида А. Геомагнитный диагноз магнитосферы. М.: Мир, 299 с., 1980.
Троицкая В.А. Короткопериодные возмущения электромагнитного поля Земли. Вопросы изучения пере-
менных электромагнитных полей. М.: Наука, с. 27-61, 1956.
Троицкая В.А. и Гульельми А.В. Геомагнитные пульсации и диагностика магнитосферы. Успехи физич.
наук, т. 97, с. 453-494, 1969.
Пилипенко В.А., Клейменова Н.Г., Козырева О.В., Юмото К., Биттерли Ж. Является ли касп источником
среднеширотных РсЗ-пульсаций? Геомагнетизм и аэрономия, т. 36, № 2, с. 39-48, 1996.
Пудовкин М.И., Распопов О.М., Клейменова Н.Г. Возмущения электромагнитного поля Земли. Ч. 2. Ко-
роткопериодные колебания геомагнитного поля. Л.: ЛГУ, 271 с., 1976.
Фейгин Ф.З., Якименко В.Л. Механизм генерации и развитие «жемчужин» при циклотронной неустойчи-
вости внешней протонной зоны. Геомагнетизм и Аэрономия, т. 9, № 7, с. 701-705, 1969.
Chen L. and Hasegawa A. A theory of long-period magnetic pulsations: 1. Steady state excitation of field line re-
sonance. J. Geophys. Res., v. 79, pp. 1024-1032, 1974.
Glassmeier K.-H. ULF pulsations in the polar cusp and cap. Electromagnetic coupling in the cleft and caps. Ed.
Sandholt P.E. and Egeland A. Kluwer Acad. Publ., pp. 167-185, 1989.
Engebretson M.J., Zanetti L.J., Potemra T., Acuna M.H. Harmonically structured ULF pulsations observed by the
АМРТЕ CCE magnetic field experiment. Geophys. Res. Lett., v. 13, pp. 905-908, 1986.
626
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Guglielmi A., Pokhotelov О. Nonlinear problems of physics of the geomagnetic pulsations. Space Sci. Rev., v. 65,
pp. 5-57, 1994.
Hudson M.K., Denton R.E., Lessard M.R., Milling D.K., O’Connell N. A study of Pc5 ULF oscillations. Ann. Geo-
phys., v. 22, pp. 289-302, 2004.
Jacobs J.A., Kato Y., Matsushita S., Troitskaya V.A. Classification of geomagnetic micropulsations. J. Geophys.
Res., v. 69, pp. 180-181, 1964.
Jacobs J.A. Geomagnetic micropulsations. Berlin-Heidelberg-New York, 179 p., 1970.
Kangas J., Guglielmi A., Pokhotelov O. Morphology and physics of short-period magnetic pulsations. Space Sci-
ence Reviews, v. 83, pp. 435-512, 1998.
Olson J.V. ULF signatures of the polar cusp. J. Geophys. Res. 91, A9, pp. 10055-10062, 1986.
Pilipenko V.A. ULF waves on the ground and in space. J. Atmos. Terr. Phys., v. 52, No 12, pp. 1193-1209, 1990.
Pokhotelov O.A., Pilipenko V.A., Amata E. Drift-anisotropy instability of a finite-beta magnetospheric plasma,
Planetary Space Sci., v. 33, No 11, pp. 1229-1241, 1985.
Russell C.T., Hoppe M.M. Upstream waves and particles. Space Sci. Rev., v. 34, No 2, pp. 155-172, 1983.
Samson J.C., Harrold B.G, Ruohoniemi J.M., Greenwald R.A., Walker A.D.M. Field line resonances associated
with MHD waveguides in the magnetosphere. Geophys. Res. Lett., 19, pp. 19441-19444, 1992.
Saito T. Geomagnetic pulsations. Space Sci. Rev., v. 10, pp. 319-412, 1969.
Solar Wind Sources of Magnetospheric Ultra-Low-Frequency Waves. Edited by Engebretson M.J., Takanashi K.,
Scholer M. Geophys. Monogr. Ser., v. 81, AGU, Washington, D.C., 1994.
Southwood D.J. Some features of field line resonances in the magnetosphere. Planet. Space Sci., v. 22, 483-491,
1974.
Takahashi K., Anderson B.J. Distribution of ULF energy (/<80 mHz) in the inner magnetosphere: A statistical
analysis of АМРТЕ CCE magnetic field data. J. Geophys. Res., v. 97, pp. 10751-10773, 1992.
Troitskaya V.A. Rapid variations of the electromagnetic field of the Earth. Res. Geophys., v. 1, No 19, pp. 485-532,
1964.
Troitskaya V.A., Bolshakova O.V., Matveeva E.T. Geomagnetic pulsations in the polar cap. J. Geomag. Geo-
electr., v. 32, pp. 309-324, 1980.
Ziesolleck C.W.S., McDiarmid D.R. Statistical survey of auroral latitude Pc5 spectral and polarization characteris-
tics. J. Geophys. Res., 100, A10, pp. 19299-19312, 1995.
ГЛАВА 3.9
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ
НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
Кузнецов Н.В.
НИИ ядериой физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Потоки заряженных частиц высокой энергии (от —0,1 МэВ-нуклон-1 до
~10 ГэВ-нуклон-1) в космическом пространстве являются одной из основных при-
чин, из-за которых происходят нарушения работоспособности технических систем
(в первую очередь, электронных систем) космических аппаратов (КА) и, в конеч-
ном счете, ограничивается срок их активного существования. По этой же причине в
пилотируемых космических полетах особое внимание уделяется вопросам радиа-
ционной безопасности и жизнеобеспечения космонавтов. Учитывая указанные об-
стоятельства, при проектировании космических полетов важную роль приобретает
количественное прогнозирование радиационной опасности на космических аппара-
тах, основанное на современных представлениях и моделях радиационного окру-
жения, рассмотренных в предыдущих разделах. Такое прогнозирование является
многофакторной задачей, которая в полной мере реализуется с применением со-
временных средств вычислительной техники и соответствующего программного
обеспечения. Это позволяет в наибольшей степени учесть изменение радиационных
условий в зависимости от траектории (орбиты) и времени полета КА, а также от
формы его конструкции, которая является естественной защитой технических сис-
тем и космонавтов от потоков частиц радиационного окружения. Целью этого раз-
628
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
дела является обсуждение основных положений и методики такого прогнозирова-
ния, а также сравнение радиационных условий, существующих на типичных орби-
тах отечественных КА.
3.9.1. Радиационная опасность и характеристики радиационного
воздействия
Радиационная опасность на КА связана с различными радиационными эффек-
тами, которые возникают в элементах оборудования или биологических объек-
тах (включая человека), находящихся на борту КА, в результате прохождения через
них частиц высокой энергии. Для оценки возникновения этих эффектов используют
специальные количественные характеристики радиационного воздействия, учи-
тывающие процессы передачи энергии от налетающих частиц веществу исследуе-
мого объекта.
В настоящее время характеристикой, наиболее часто использующейся во мно-
гих моделях при оценке уровня радиационного воздействия, является поглощенная
доза D (энергия, выделенная потоком частиц в единице массы вещества) или экви-
валентная доза Н (аналог поглощенной дозы, учитывающий дополнительно биоло-
гическую эффективность воздействия разных типов ионизирующих излучений).
Как видно из определения дозы, эта величина связывается с конкретным объемом
вещества, в котором выделяется энергия от проходящих в нем частиц. Поэтому в
общем случае процесс ее вычисления может быть довольно сложным из-за необхо-
димости учитывать пространственное распределение выделенной энергии в боль-
ших объемах. Однако эти вычисления обычно упрощают, учитывая высокую про-
никающую способность заряженных частиц высокой энергии и микронные размеры
чувствительных объемов (например, в изделиях электронной техники). В этих слу-
чаях расчеты поглощенной или эквивалентной дозы, накопленной в исследуемом
объекте за время /, проводят по формулам:
D = J LdL^F(L,t')dt', (3.9.1)
Д... о
Н = j Q(L)L dL ^F(L,t')dt', (3.9.2)
А». о
где L - линейная передача энергии (ЛПЭ) частицы заданного типа и энергии (которая
часто приравнивается к удельным потерям энергии частицы в веществе объекта,
dEI<А); F(L,t') [с-1-см2-(ед. ЛПЭ)-1] - дифференциальный спектр ЛПЭ плотности все-
направленного потока частиц, упавших на поверхность исследуемого объекта в мо-
мент времени /'; Q(E) - эмпирический коэффициент качества излучения, зависящий
от ЛПЭ частиц (ICRP, 1991).
В формулах (3.9.1) и (3.9.2) предполагается, что на исследуемый объект падает
изотропный поток частиц. Это предположение обычно используют в современных
количественных моделях потоков частиц в околоземном космическом пространстве.
Это же предположение при расчетах поглощенных и эквивалентных доз в объектах,
ГЛАВА 3.9
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
629
защищенных экранами на космических аппаратах, заставляет находить спектр ЛПЭ
потоков частиц F(L,t') в центре сферических экранов постоянной толщины. Этот
спектр определяется по формуле:
F(L,/) = -^(Д(Е)), (3.9.3)
/ ап
где [с~1-см2-МэВ-нуклон~1] - дифференциальный энергетический спектр плот-
ности всенаправленного изотропного потока частиц z-го типа, падающих на иссле-
дуемый объект в момент времени t после прохождения экрана с толщиной х; L^E) -
зависимость ЛПЭ частицы z-го типа от ее энергии, а суммирование ведется по всем
типам частиц, входящим в падающий поток.
Функция F(L,t) является важной характеристикой радиационного воздействия
потоков тяжелых заряженных частиц (ТЗЧ) космического пространства. Ее также
применяют в моделях одиночных радиационных эффектов, т. е. когда попадание
одной заряженной частицы в исследуемый объект может вызвать изменение его
рабочих свойств. Такие одиночные эффекты наблюдаются, например, для совре-
менных интегральных микросхем, содержащих большое количество активных эле-
ментов микронных размеров.
Чтобы оценить работоспособность микросхем из-за возникновения одиночных
эффектов в момент времени t при воздействии потоков частиц космической радиа-
ции, вычисляют частоту одиночных эффектов v(7) (например, инверсий логиче-
ского состояния ячеек памяти). Эту величину находят по формуле:
v(Z) = -^- ||JoT34(£,0)F(E,/) dL <7(cos 0)<7<р + Jop(E)Fp(E,/)<7E, (3.9.4)
где стзч(£,0) - сечение одиночного эффекта в микросхеме при воздействии ТЗЧ кос-
мической радиации, создающих ЛПЭ L и падающих на поверхность микросхемы под
сферическими углами 0 и ср; ср(Е) - сечение одиночного эффекта в микросхеме из-за
воздействия протонов с энергией Е, создающих в микросхеме вторичные ТЗЧ в ре-
зультате взаимодействия протонов с ядрами вещества.
Наряду с вышеуказанными величинами, определяющими работоспособность
элементов и систем космических аппаратов, используются и другие характеристики
радиационного воздействия. Например, для оценки деградации рабочих свойств
базового материала исследуемого элемента из-за возникновения в нем радиацион-
ных структурных нарушений определяют концентрацию смещенных атомов N^t),
накапливаемых за время полета КА V.
Nd(t) = ^\n№dE ,
1 <0 J
(3.9.5)
где п{Е) - линейная плотность смещенных атомов в веществе при воздействии час-
тицы /-го типа с энергией Е.
Как видно из приведенных выше формул, для расчета характеристик радиацион-
ного воздействия потоков частиц на исследуемые объекты необходимо заранее иметь
два типа зависимостей. Первые (такие, как L(E), <з(Е), п^Е)) характеризуют радиаци-
онную стойкость исследуемых объектов при воздействии потоков частиц заданного
типа и энергии. Выбор и определение этих параметров обсуждается во втором томе
630
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
«Модели космоса». Вторые - дифференциальные энергетические спектры плотности
потоков частиц F(E, t) - характеризуют радиационные условия, которые изменяются
в зависимости от времени полета и параметров орбиты КА. Закономерности измене-
ний этих спектров на орбитах КА, обобщающие для практических приложений со-
временные представления о радиационном окружении в околоземном космическом
пространстве, и являются предметом дальнейшего обсуждения.
3.9.2. Модели и моделирование радиационных условий
3.9.2.1. О точности расчетных моделей
В околоземном космическом пространстве существует три наиболее мощных
и достаточно хорошо изученных радиационных поля, отличающихся по своей
природе:
• галактические космические лучи (ГКЛ), в состав которых входят протоны и
ядра химических элементов;
• солнечные космические лучи (СКЛ), в состав которых входят протоны и ио-
ны химических элементов;
• радиационные пояса Земли (РПЗ), состоящие в основном из электронов и
протонов.
Энергичные частицы (от ~0,1 МэВ-нуклон-1 до ~10 ГэВ-нуклон-1), формирую-
щие эти поля, являются основным источником радиационных эффектов на КА.
Другие известные радиационные поля (ионы аномальной компоненты космических
лучей, ионы захваченной радиации, электроны и протоны альбедо ниже радиаци-
онных поясов Земли), сосюят из более слабых потоков частиц и еще недостаточно
изучены, чтобы говорить о возможности количественных оценок уровня их воздей-
ствия на КА.
В настоящее время для каждого из основных радиационных полей существуют
количественные модели, позволяющие определять энергетические спектры потоков
их частиц в каждой точке околоземного космического пространства (для моделей
ГКЛ и СКЛ приходится дополнительно учитывать проникновение частиц в магнито-
сферу Земли). Экспериментальное обоснование и положения этих моделей подробно
рассмотрены в предыдущих разделах. Точность расчетных значений потоков частиц,
устанавливаемых этими моделями, обусловлена несколькими обстоятельствами.
Во-первых, эти обстоятельства связаны с неопределенностями, которые сущест-
вуют из-за неполноты имеющихся экспериментальных данных и невозможности в
настоящее время установить количественную связь между потоками частиц и влия-
нием на них некоторых факторов космического пространства. Эти неопределенности
являются объективными ограничениями, сформулированными в исходных предпо-
ложениях моделей. Например, модели потоков частиц РПЗ позволяют определять
усредненные (за период около одного года) радиационные условия во время полета
КА. При этом эти модели устанавливают потоки только в год минимума и год мак-
симума солнечной активности (СА) и не учитывают кратковременные (сутки) вариа-
ции геомагнитной активности. Последние, как показывают экспериментальные дан-
ГЛАВА 3.9
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
631
ные (Gussenhoven et al., 1996), на коротких временных интервалах могут значительно
исказить значения потоков частиц по отношению к расчетным. Такие же отклонения
модельных потоков заряженных частиц ГКЛ и СКЛ от действительных, проникаю-
щих на околоземные орбиты (особенно на высоте до 1 000 км), могут наблюдаться из-
за невозможности обобщить в настоящее время стохастические процессы, проте-
кающие в магнитосфере Земли. Также и модели потоков частиц СКЛ позволяют дать
только вероятностные количественные оценки появления стохастических потоков
частиц СКЛ, т. е. устанавливают уровень потоков частиц, которые ожидаются в за-
данный период времени с заданной доверительной вероятностью. Еще одно предпо-
ложение моделей, которое предполагает изотропный характер распределения пото-
ков частиц в любой точке околоземного пространства, может повлиять на результаты
оценки характеристик воздействия на КА, если он строго ориентирован.
С учетом указанных выше неопределенностей, точность существующих моде-
лей потоков частиц зависит еще от статистических ошибок, проявляющихся при
аппроксимации экспериментальных данных, на основе которых модели устанавли-
вают «усредненные» значения потоков частиц. Для потоков протонов РПЗ обще-
принятой считается точность расчетных значений до ±50%. Однако на орбитах с
высотой менее 400 км ошибка может быть и больше из-за высокого градиента по-
токов частиц РПЗ на этих высотах и векового дрейфа магнитного поля Земли. Для
модельных потоков частиц ГКЛ статистическая ошибка, как показывает анализ
ГОСТ 25645.150-90, равняется ±25%. Для модельных потоков частиц СКЛ эта ошиб-
ка выше и может достигать ±100%.
3.9.2.2. Реализация модельных расчетов
В процессе орбитального полета КА окружающие его потоки частиц РПЗ, ГКЛ и
СКЛ меняются из-за:
• периодического изменения солнечной активности;
• стохастических процессов геомагнитной активности;
• векового дрейфа магнитного поля Земли;
• сложного пространственного распределения потоков частиц в околоземном
пространстве, обусловленного конфигурацией магнитосферы Земли.
Кроме того, потоки частиц РПЗ и ГКЛ в околоземном космическом простран-
стве присутствуют постоянно, а потоки частиц СКЛ (заметные на фоне потоков час-
тиц РПЗ и ГКЛ) появляются эпизодически на относительно короткое время (до
1-3 суток).
Учитывая эти обстоятельства, а также постоянное совершенствование моделей
потоков частиц РПЗ, ГКЛ и СКЛ, возможности прогнозирования радиационных
условий на КА в полной мере проявляются при использовании компьютерной тех-
ники. Более того, компьютерные версии моделей потоков частиц, объединенные с
генератором координат орбит КА, с компьютерными версиями моделей прохожде-
ния частиц за экраны и радиационных эффектов, позволяют создавать целые ин-
формационные комплексы (ПК), которые существенно сокращают временные
затраты при задании требований при разработке космической техники с учетом
уровней радиационного воздействия на КА. К таким ПК, например, относятся аме-
632
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
риканский ИК CREME96 (http://creme96.nrl.navy.mil/) и европейский ИК SPENVIS
(http://www.spenvis.oma.be/spenvis/). Аналогичные задачи решает программно-мате-
матическое обеспечение НИИЯФ МГУ (Кузнецов и Панасюк, 2001), созданное на
основе разрабатываемых в институте моделей потоков частиц в космическом про-
странстве. Первые редакции этих моделей стандартизированы (ГОСТ 25645.138-86,
ГОСТ 25645.139-86, ГОСТ 25645.150-90, ГОСТ Р 25645.1652001) и в дальнейшем по-
стоянно совершенствовались. Блок-схема взаимосвязи моделей в комплексе про-
грамм НИИЯФ МГУ, который ориентирован на прогнозирование радиационных
условий и характеристик радиационного воздействия на электронику КА, пред-
ставлена на рис. 3.9.1.
Включение в комплекс программ генератора координат орбиты КА позволяет
проводить пошаговый анализ расчетных энергетических спектров потоков частиц (и
характеристик радиационного воздействия) в зависимости от времени полета КА.
Однако при прогнозировании на достаточно продолжительные полеты (более года)
такая детализация не нужна, и ИК ведет суммирование пошаговых данных с целью
определения энергетических спектров усредненных потоков (или флюенсов) частиц
за полет и сравнение плотности потоков на каждом расчетном шаге, выявляя их мак-
симальное значение на заданной траектории полета. В первом случае определяются
Рис. 3.9.1. Блок-схема информационного комплекса SEREIS
ГЛАВА 3.9 РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ 633
радиационные условия, характеризующие для заданного времени «нормальный»
уровень радиационного воздействия (например, накопленной поглощенной дозы), во
втором случае - характеризующие возможные отклонения от «нормального» уровня
воздействия на наиболее опасных, но коротких участках орбиты (включая появление
событий СКЛ).
В дальнейшем, используя модели и программное обеспечение, разработанное в
НИИЯФ МГУ, остановимся на особенностях энергетических спектров потоков час-
тиц ГКЛ, СКЛ и РПЗ для орбит КА с учетом их изменений из-за влияния различных
факторов космического полета.
3.9.3. Радиационные условия на орбитах и факторы космического полета
3.9.3.1. Солнечная активность
Долговременные изменения потоков частиц, которые объясняются влиянием сол-
нечной активности (СА), происходят регулярно, усиливаясь и ослабевая в течение
каждого 11 -летнего периода. Современные модели учитывают влияние этих измене-
ний, устанавливая потоки частиц в зависимости от такой характеристики СА, как
сглаженные (усредненные в интервале времени около одного года) среднемесячные
числа Вольфа W (среднесуточное число солнечных пятен). Причины изменения по-
токов частиц из-за изменения СА и закономерности этих изменений для разных ра-
диационных полей уже обсуждались в предыдущих разделах.
Потоки частиц РПЗ
Модели потоков электронов и протонов РПЗ устанавливают энергетические
спектры плотности потока этих частиц только для годов минимума и максимума
СА соответственно (Гецелев, 1991; Энциклопедия, 2000). На рис. 3.9.2 приведены
расчетные энергетические спектры потоков электронов и протонов для орбиты
Плотность потока, см 2-с '-МэВ 1 Плотность потока, см 2-с '-МэВ 1
Рис. 3.9.2. Дифференциальные энергетические спектры плотности потоков электронов (а)
и протонов (б) РПЗ на орбитах в годы максимума (сплошные линии) и минимума
(пунктирные линии) солнечной активности. Орбиты: 1 - МКС; 2 - ВЭО; 3 - ГСО
634
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
МКС, геостационарной орбиты (ГСО) и высокоэллиптической орбиты (ВЭО) с вы-
сотой 500-40 000 км, наклонением 63° и аргументом перигея 270°.
На практике для прогнозирования потоков частиц РПЗ для долговременных (бо-
лее 5 лет) полетов КА можно использовать среднеарифметическое значение расчет-
ных данных Fmin(£) и Fmax(£), а для оценки плотности потока F(E) в любой заданный
год цикла СА можно применить линейную экстраполяцию значений Fmjn(£) и Fmax(E)
по формуле:
w -W
F(E) = Froax(g) + (Froin(E)-Fmax(g)) , (3.9.6)
"max "min
где PPmin, P7max nW- усредненные числа
Вольфа для года максимума, года мини-
мума и для расчетного года цикла СА со-
ответственно.
Потоки частиц ГКЛ
Величина плотности потока частиц
ГКЛ, рассчитываемая по модели, непо-
средственно зависит от значения числа
Вольфа (Nymmik et al., 1995; Энциклопе-
дия, 2000). Эти потоки испытывают долго-
временные регулярные периодические ко-
лебания, достигая максимума в годы ми-
нимума С А (ГК-10-20) и минимума в
годы максимума СА (W& 120-180). На
рис. 3.9.3 показаны энергетические спек-
тры потоков частиц ГКЛ (включая низко-
энергетическую компоненту космических
лучей согласно ГОСТ 25645.150-90) для
геостационарной орбиты и орбиты МКС в
годы минимума и максимума СА.
Потоки частиц СКЛ
Оценка влияния СА на величину пото-
ка частиц СКЛ учитывает случайный ха-
рактер появления событий СКЛ. В модели
СКЛ (Nymmik, 1999; Энциклопедия, 2000)
устанавливается распределение вероят-
ности потока частиц в каждом отдель-
ном событии СКЛ, которое не зависит от
СА, и распределение вероятности числа
появившихся в заданный интервал време-
ни событий СКЛ, среднее количество ко-
торых (а следовательно, и средний поток
частиц СКЛ) зависит от СА. При этом ре-
Плотность потока, см 2-с ’-МэВ 1
Рис. 3.9.3. Дифференциальные
энергетические спектры плотности потока
протонов ГКЛ, усредненные по ГСО (1, 2) и
орбите МКС (3,4) для годов минимума (1, 3)
и максимума (2,4) солнечной активности
Рис. 3.9.4. Расчетные уровни
дифференциального энергетического
спектра потока протонов СКЛ, ожидаемые
с вероятностью 50% на геостационарной
орбите (1, 2, 3) и орбите МКС (Г, 2') за один
год во время минимума (1, Г) и максимума
(2, 2') солнечной активности и за 10 лет (3)
ГЛАВА 3.9
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
635
альный поток частиц СКЛ может отличать-
ся от среднего в зависимости от заданной
вероятности его появления. Для примера,
на рис. 3.9.4 приводятся энергетические
спектры потока (флюенса) протонов СКЛ,
которые устанавливают максимальный уро-
вень потока этих частиц на геостаци-
онарной орбите и орбите МКС с вероят-
ностью 50% в течение одного года при
минимуме или максимуме СА, а также за
полный цикл солнечной активности (И лет)
на геостационарной орбите.
Следует также отметить, что активность
Солнца в разных своих циклах отличается
амплитудой колебаний, прогнозирование
которой на последующие циклы СА в на-
стоящее время не имеет достаточного на-
учного обоснования. Соответственно, это
создает неопределенность при прогнозиро-
вании («на будущее») потоков частиц любого радиационного поля. В практике эта
неопределенность, как правило, игнорируется, и в модельных расчетах используют
числа Вольфа для «среднего» цикла СА, которые определяют для каждого года от
начала «гипотетического» цикла СА как результат усреднения чисел Вольфа, извест-
ных по нескольким предыдущим циклам СА. Результат такого усреднения по дан-
ным четырех (19-22) циклов С А приведен на рис. 3.9.5.
Среднемесячное число Вольфа
Год цикла солнечной активности
Рис. 3.9.5. Среднемесячные значения чисел
Вольфа (точки) в 19-22 циклах солнечной
активности в зависимости от порядкового
номера года в каждом цикле и расчетная
зависимость (кривая) их значений для
«среднего» цикла солнечной активности
3.9.3.2. Вековой дрейф магнитного поля Земли
В настоящее время экспериментальны-
ми исследованиями установлено, что за
последние десятилетия дипольный момент
магнитного поля Земли уменьшился, и его
центр сместился (примерно на 10° к западу
за последние ~30 лет). Этот эффект привел
к смещению силовых линий магнитного
поля вблизи Земли и к изменению потоков
частиц РПЗ на низких высотах (до 1000 км),
особенно на границе резкого падения пото-
ков захваченных частиц в области Южно-
Атлантической аномалии (ЮАА) (Dyer et al.,
1996). Современная модель НИИЯФ МГУ
учитывает эти изменения, вводя коррек-
тировку ZB-координат с использованием
модели магнитного поля Земли IGRF для
современной эпохи (Башкиров и др., 1998).
Плотность потока, см 2-с '-МэВ'
Рис. 3.9.6. Сравнение энергетических
спектров плотности потока протонов РПЗ
при максимуме солнечной активности на
орбите МКС, рассчитанные по моделям:
1 - AP8MAX; 2 - НИИЯФ для 2001 г.
636
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Возникающее расхождение расчетных дифференциальных спектров потоков про-
тонов РПЗ в разные эпохи для орбиты МКС иллюстрирует рис. 3.9.6.
При расчете потоков частиц ГКЛ и СКЛ, проникающих на низкие орбиты КА,
такая корректировка практически не изменяет результатов вычислений.
3.9.3.3. Геомагнитная активность
В настоящее время существует достаточно экспериментальных доказательств, что
во время возмущений магнитного поля Земли происходит перераспределение как
потоков частиц РПЗ, так и потоков частиц ГКЛ и СКЛ в околоземном космическом
пространстве относительно спокойного периода состояния магнитосферы (Gussenho-
ven et al., 1996).
Для потоков частиц РПЗ это явление связано с пространственно неоднородным
распределением потоков вокруг Земли из-за конфигурации магнитного поля и, как
следствие, с диффузионными процессами, инициируемыми изменением этой конфи-
гурации во время кратковременного (сутки) возникновения магнитных бурь. Эти
стохастические процессы чрезвычайно сложны для математического описания и в
полном объеме не учитываются современными количественными моделями. Этот же
вывод относится к потокам частиц ГКЛ и СКЛ, хотя причина изменения этих по-
токов при геомагнитном возмущении иная и связана с изменением условий проник-
новения частиц космических лучей в магнитосферу Земли.
Оценки отклонения потоков частиц от средних (устанавливаемых моделями) при
«гипотетических» геомагнитных возмущениях (продолжительностью не более ме-
сяца) могут быть сделаны, предполагая однозначную связь потоков частиц с магнит-
ными координатами (ZB-координатами) околоземного пространства. Эти координаты
определяются современными статическими моделями магнитного поля Земли с уче-
том планетарного Х/?-индекса возмущенности магнитосферы (Tsyganenko, 1989). К
сожалению, такая оценка не позволяет учесть динамический и кратковременный ха-
рактер перераспределения потоков частиц, что было бы полезно для оценки быстро-
протекающих и восстанавливаемых радиационных эффектов (например, сбоев элект-
роники). Однако в большинстве случаев при прогнозировании долговременных поле-
тов КА этого и не требуется, когда средние потоки частиц определяют результаты
радиационного воздействия на КА.
3.9.3.4. Движение космического аппарата по орбите
В процессе движения КА по орбите потоки частиц испытывают вариации, связан-
ные с пространственным распределением потоков частиц в магнитном поле Земли.
Такие вариации повторяются регулярно в пределах каждого витка орбиты, и от витка
к витку происходит изменение амплитуды этих вариаций. По этой причине на мно-
гих орбитах радиационные условия на КА изменяются непрерывно. Оценка этих ва-
риаций полезна (так же как и в случае геомагнитных возмущений) для анализа быс-
тропротекающих и восстанавливаемых радиационных эффектов. Однако в отличие
от случая геомагнитных возмущений, современные компьютерные версии моделей
потоков частиц дают возможность сделать такие оценки, так как устанавливают не
ГЛАВА 3.9
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
637
Рис. 3.9.7. Изменение потока протонов (сплошные кривые) и электронов (пунктирные кривые)
РПЗ, воздействующих на КА, в зависимости от времени его полета t:
а - на орбите МКС; б - на ВЭО
только энергетическое, но и пространственное распределение потоков в околоземном
космическом пространстве. На рис. 3.9.7 приводятся примеры регулярных изменений
потока частиц РПЗ, воздействующих на КА на орбите МКС и высокоэллиптической
орбите, в зависимости от времени его полета.
Причина наблюдаемых пиковых «всплесков» потоков частиц РПЗ, представлен-
ных на рис. 3.9.7, различна. Для низкой орбиты МКС (высота -450 км) потоки частиц
резко возрастают при полете КА над областью ЮАА. На ВЭО потоки частиц РПЗ
появляются в течение нескольких часов (период орбиты около 12 часов) на тех уча-
стках орбиты, когда КА пересекает РПЗ.
3.9.3.5. Радиационные условия за защитными экранами
Модели потоков частиц в околоземном космическом пространстве определяют
вариации радиационных условий на КА в зависимости от времени его полета. Од-
нако для количественного прогнозирования характеристик радиационного воздейст-
вия на исследуемые объекты, которые, как правило, располагаются внутри КА, кор-
пусов приборов и часто «затенены» конструкционным оборудованием, необходимы
преобразования расчетных энергетических спектров потоков частиц в «открытом
космосе» в энергетические спектры потоков частиц за защитными экранами. К этому
должны быть добавлены дополнительные потоки вторичного излучения (тормозного
излучения, нейтронов), которые возникают из-за взаимодействия частиц космическо-
го окружения с веществом защиты. Геометрическая форма КА и защитных экра-
нов, как правило, сложна, и такие преобразования являются трудоемкой задачей. Эта
задача решается для каждого конкретного случая с применением специальных
компьютерных программ (Пичхадзе и др., 2004).
Поэтому в практике прогнозирования характеристик радиационного воздей-
ствия исследуемых объектов на орбитах КА обычно рассматриваются защиты про-
стой геометрической формы (сфера, плоская пластина) для ограниченного набора
материала защиты (обычно алюминий), чтобы с минимальными затратами обес-
638
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
печить количественные оценки радиаци-
онных условий за защитными экранами
с учетом их толщины. Например, для
этих целей применяется хорошо известная
американская программа SHIELDOSE
(Seltzer, 1980). Программное обеспечение
НИИЯФ МГУ дополнительно учитывает
потери энергии ТЗЧ в веществе защиты
(Ziegler et al., 1985) и, используя данные
транспортного кода SHIELD (Dementyev
and Sobolevsky, 1999), предусматривает
расчет энергетических спектров потоков
вторичных протонов и нейтронов, обра-
зующихся при взаимодействии высоко-
энергетических протонов космического
пространства с веществом защиты. При-
мер результатов такого расчета при воз-
действии потоков протонов ГКЛ приведен
на рис. 3.9.8.
Плотность потока, см 2-с ’-МэВ 1
Рис. 3.9.8. Дифференциальные
энергетические спектры плотности потока
протонов (1 р, 2р) и нейтронов (In, 2п) в
центре сферической защиты из алюминия
толщиной 1 г-см“2 на ГСО (1 р, In) и орбите
МКС (2р, 2п). Штрихпунктирные кривые -
аналогичные спектры в «открытом космосе»
на ГСО (1) и орбите МКС (2)
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
В заключение кратко сформулируем основные правила, с помощью которых
решается задача количественного прогнозирования радиационной опасности на
борту КА.
1. Для прогнозирования характеристик радиационного воздействия используются
модельные дифференциальные энергетические спектры потоков частиц, существую-
щие на орбитах КА.
2. Для прогнозирования радиационных условий используются модели трех ос-
новных радиационных полей, а именно:
• электронов и протонов РПЗ,
• протонов и ядер химических элементов ГКЛ,
• протонов и ионов СКЛ.
Модели потоков частиц РПЗ устанавливают потоки частиц в зависимости от
магнитных координат околоземного космического пространства. Модели потоков
частиц ГКЛ и СКЛ устанавливают потоки частиц в межпланетном пространстве
вблизи Земли и применяются с учетом проникновения этих частиц в магнитосферу
Земли.
Модели учитывают долговременные колебания потоков частиц из-за периоди-
ческого изменения солнечной активности, устанавливая сглаженные потоки (в пре-
делах примерно 1 года) и не учитывая кратковременные стохастические флук-
туации (солнечного и геомагнитного происхождения).
3. Модели постоянно существующих потоков частиц РПЗ и ГКЛ устанавливают
«обычные» радиационные условия на орбитах КА, действующие в отсутствии пото-
ков частиц СКЛ.
ГЛАВА 3.9
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
639
Модели стохастических потоков частиц СКЛ являются вероятностными, устанав-
ливая дополнительный вклад к потокам частиц в «обычных» радиационных условиях
и позволяют оценить радиационные условия в «экстремальных» случаях.
4. Для определения радиационных условий на орбитах КА используют компью-
терные версии моделей потоков частиц в космическом пространстве, учитывающие
изменения геомагнитных координат и жесткости геомагнитного обрезания вдоль тра-
ектории движения КА.
5. Для оценки радиационных условий внутри КА используют модели прохожде-
ния частиц за защитные экраны простой формы с учетом возникновения в них вто-
ричных излучений.
ЛИТЕРАТУРА
Башкиров В.Ф., Панасюк М.И., Тельцов М.В. Динамическая модель захваченной радиации на низких вы-
сотах в магнитосфере Земли. Космические исследования, т. 36, с. 359-368, 1998.
Гецелев И.В., Гусев Ф.Н., Дарчиева Л.А. и др. Модель пространственно-энергетического распределения
потоков заряженных частиц (протонов и электронов) в радиационных поясах Земли. Препринт
НИИЯФ МГУ-91-37/241, 1991.
ГОСТ 25645.138-86. Пояса Земли радиационные. Пространственно-энергетические характеристики плот-
ности потоков протонов. М.: Издательство стандартов, 1987.
ГОСТ 25645.139-86. Пояса Земли радиационные. Пространственно-энергетические характеристики плот-
ности потоков электронов. М.: Издательство стандартов, 1987.
ГОСТ 25645.150-90. Галактические космические лучи. Модель изменения потоков частиц. М.: Издатель-
ство стандартов, 1991.
ГОСТ Р 25645.165-2001. Лучи космические солнечные. Вероятностная модель потоков протонов. М.: Из-
дательство стандартов, 2001.
Кузнецов Н.В., Панасюк М.И. Космическая радиация и прогнозирование сбое- и отказоустойчивости инте-
гральных микросхем в бортовой аппаратуре космических аппаратов. Вопросы атомной науки и техни-
ки (ВАНТ), серия радиационного воздействия на радиоэлектронную аппаратуру, вып. 1-2, с. 3-8, 2001.
Пичхадзе К.М., Хамидуллина Н.М., Зефиров И.В. Расчет локальных доз с учетом реальной конфигурации
космического аппарата. Актуальные вопросы проектирования космических систем и комплексов.
Сборник научных трудов. М.: НПО им. С.А. Лавочкина, 2004, с. 401-406.
Энциклопедия. Новые наукоемкие технологии в технике. Т. 16. Воздействие космической среды на мате-
риалы и оборудование космических аппаратов. Под ред. Новикова Л.С., Панасюка М.И. М., 2000.
Dementyev A., SobolevskyN. SHIELD - universal Monte Carlo hadron transport code: scope and applications.
Rad. Meas., v. 30, pp. 553-557, 1999.
Dyer C.S., Sims A.J., Underwood C. Measurements of the SEE environment from sea level to GEO using the
CREAM&CREDO experiment. IEEE Trans. On Nucl. Sci., v. 43, pp. 383-402. 1996.
Gussenhoven M.S., Mullen E.G., Brautigam D.H. et al. Phillips Laboratory Space Physics Division Radiation
Models. In: Radiation Belts. Models and Standards. Geophysical Monograph., v. 97, AGU, p. 93, 1996.
ICRP, 1990 Recommendations of the International Commission on Radiological Protection. ICRP Publication 60.
Annals of the ICRP 21, Pergamon Press, NY and Oxford, 1991.
Nymmik R.A., Panasyuk M.I., Suslov A.A. Galactic Cosmic Ray Flux Simulation and Prediction. Adv. Space
Res., v. 17(2), pp. 19-22, 1995.
Nymmik R.A. Probabilistic Model for Fluencies and Peak Fluxes of Solar Energetic Particles. Rad. Meas., v. 30,
pp. 287-296, 1999.
Seltzer S. SHIELDOSE: A compute Code For Space Shielding Radiation Dose Calculation. NBS Technical Note
1116, National Bureau of Standards, May 1980.
Tsyganenko N.A. A Magnetosphere Magnetic Field Model with a Warped Tail Current Sheet. Planet. Space Sci.,
v. 37, pp. 5-20, 1989.
Ziegler J.F., Biersack J.P., Littmark U. The Stopping and Range of Ions in Solids. Pergamon Press, 1985.
640 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
ПРИЛОЖЕНИЕ. Характеристики радиационного воздействия на орбитах
космических аппаратов
Спектры ЛПЭ
Спектры ЛПЭ потока частиц вычис-
ляются по формуле (3.9.3), суммируя
спектры ЛПЭ потоков ядер и ионов всех
химических элементов, входящих в со-
став ГКЛ и СКЛ. Вид этих спектров на
орбите ГСО приведен на рис. 3.9.9. Как
видно из этого рисунка, пиковый поток
ионов СКЛ, соответствующий потоку в
очень больших событиях СКЛ (появ-
ляющихся приблизительно 1-3 раза за
время цикла солнечной активности), зна-
чительно превосходит поток ядер ГКЛ
при небольшой толщине защитного экра-
на. Однако это соотношение изменяется
с увеличением толщины защиты, так как
поток ядер ГКЛ с увеличением толщины
защиты уменьшается незначительно, а
поток ионов СКЛ резко снижается.
Плотность потока, см 2-с ’-(ед. ЛПЭ) 1
ЛПЭ, МэВ г ‘-см2
Рис. 3.9.9. Дифференциальные спектры ЛПЭ
потока ионов ГКЛ (1, Г) и уровня пикового
потока ионов СКЛ (2, 2'), который может
быть превышен с вероятностью 1%, на
геостационарной орбите для толщины
защиты 0,1 (1,2) и 10 (Г, 2') гем-2
Поглощенная доза
Общая поглощенная доза на орбите КА вычисляется по формуле (3.9.1) с учетом
вклада потоков частиц всех радиационных полей. Для сравнения вклада, который
дает в общую дозу поток частиц от каждого из радиационных полей, на рис. 3.9.10
приведены расчетные значения поглощенной дозы на орбите МКС и ГСО в зависи-
а б
Рис. 3.9.10. Зависимость поглощенной дозы от толщины защиты на орбите МКС (а) и ГСО (б)
при длительности полета 10 лет. Радиационные поля: 1 - РПЗ, 2 - СКЛ, 3 - ГКЛ
ГЛАВА 3.9
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ
641
мости от толщины защиты. Для частиц
СКЛ в этих расчетах использовался поток,
который может быть превышен с вероят-
ностью 1% (ГОСТ Р 25645.165-2001). Рас-
четы выполнены для полета КА длитель-
ностью 10 лет. Следует отметить, что доза
от потока частиц ГКЛ практически оста-
ется постоянной во всем рассмотренном
интервале толщин защиты.
Частота одиночных сбоев
в микросхемах памяти
Частота одиночных сбоев в микросхе-
мах памяти, являющихся основным ис-
точником сбоев микропроцессорных бло-
ков КА, вычисляется по формуле (3.9.4).
Для сравнения вклада потоков частиц
различных радиационных полей на
рис. 3.9.11 приведена расчетная частота
сбоев микросхемы динамической памяти
сверхбольшой степени интеграции на ор-
бите МКС в зависимости от толщины
сферической защиты. Обращает на себя
Толщина защиты, г-см'
Рис. 3.9.11. Усредненная по орбите (1, 2, 3) и
возникающая на коротких участках полета
максимальная (Г, 2', 3') расчетная частота
одиночных случайных сбоев в СБИС
динамической памяти (объемом 128 М) на
орбите МКС в год минимума солнечной
активности в зависимости от толщины
защиты сферической формы при
воздействии потоков: 1,1'- протонов РПЗ,
2,2' - протонов и ТЗЧ ГКЛ, 3, 3' - протонов
и ТЗЧ СКЛ, которые могут появиться с
вероятностью 50%
внимание незначительное возрастание
частоты сбоев с увеличением толщины защиты при воздействии потоков частиц
ГКЛ. Этот объясняется сильным возрастанием потока вторичных протонов за за-
щитой с толщиной более 10 г-см-2 (см. рис. 3.9.8). Также видно, что при возникно-
вении события СКЛ средняя частота сбоев определяется потоком частиц СКЛ при
толщине защиты менее ~0,3 г-см-2, а при большей толщине защиты - потоком частиц
РПЗ. Потоки частиц ГКЛ на орбите МКС могут дать вклад в частоту сбоев только
при толщине защиты более 100 г-см-2.
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ
В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
Петров В.М.1, Митрикас В.Г.1, Тельцов М.В.2, Акатов Ю.В.1, Бенгин В.В.1,
Бондаренко В.А.1, Цетлин В.В.1, Черных И.В.1
1ГНЦ РФ Институт медико-биологических проблем РАН
2 НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
С началом пилотируемых полетов в космос возникла задача сохранить жизнь и
здоровье космонавта в условиях воздействия ряда неблагоприятных факторов косми-
ческого полета, в том числе - повышенного уровня радиации.
С точки зрения воздействия космической радиации на организм человека суще-
ственной оказывается только часть спектра падающего излучения. Это обусловлено
тем, что человек защищен стенками, элементами конструкции и оборудованием
космического аппарата, а во время выходов в открытый космос - скафандром. По-
этому протоны и ядра с энергией ниже 20 МэВ-нуклон-1 для скафандра и
30-40 МэВ-нуклон-1 для пребывания внутри космического аппарата не представляют
опасности, так как их пробеги в веществе (Немец и Гофман, 1975) меньше толщины
защиты, и поэтому не достигают тела. Аналогично электроны с энергией менее
0,5 МэВ не проникают через защиту. Однако эти электроны создают тормозное излу-
чение, которое может дать заметный вклад в дозу при потоках, превышающих
~1013 электрон-см-2. Верхняя энергетическая граница определяется энергетической
формой спектра: энергию, при которой потоки частиц вносят незначительную часть в
дозу облучения, можно условно принять в качестве граничной и считать, что части-
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
643
цы с большими энергиями можно не учитывать. Для солнечных космических лучей
(СКЛ) и радиационных поясов Земли (РПЗ), в качестве верхней границы можно при-
нять значение энергии 200-500 МэВ-нуклон-1, для галактических космических лучей
(ГКЛ) - несколько ГэВ-нуклон-1, для электронов - несколько МэВ.
3.10.1. Возможные последствия воздействия космической радиации
на организм человека
Облучение в космическом полете является хроническим, т. е. продолжается в те-
чение всего полета, но распределено достаточно неравномерно как во времени, так и
по органам тела. Оценки показывают, что наиболее уязвимыми при высоких уровнях
облучения в космосе являются кроветворная система, хрусталик глаза и кожа. Разли-
чают два вида радиобиологических эффектов: соматические, возникающие в самом
облученном организме, и генетические (наследственные, проявляющиеся у потомков
в виде различных генетических заболеваний) (Гуськова, Байсоголов, 1971).
Соматические эффекты - это те, которые проявляются непосредственно в орга-
нах и тканях облученного организма. Их можно подразделить на ранние (острые) и
отдаленные.
Ранние эффекты развиваются как в период лучевого воздействия, так и на протя-
жении нескольких недель после облучения. Если клинические проявления этих эф-
фектов явно выражены, то они могут представлять серьезную опасность для здоровья
человека. К таким эффектам относятся: потеря аппетита, головокружение, головная
боль, тошнота, рвота, диарея и др. Эти эффекты могут оказать серьезное влияние на
работоспособность космонавта и, таким образом, внести дополнительный вклад в
суммарный риск, связанный с облучением в процессе космического полета.
Отдаленные эффекты возникают спустя много лет после облучения. Как правило,
они проявляются в виде возникновения различных злокачественных новообразова-
ний (стохастические) и в виде нарушения функционирования некоторых жизненно
важных систем организма (отдаленные детерминированные повреждения сердечно-
сосудистой, центральной нервной, иммунной и т. д.) (Шафиркин и др. 1999).
Существенно заметить, что для стохастических эффектов с увеличением ампли-
туды воздействия (дозы) возрастает вероятность возникновения эффекта, но тя-
жесть самого эффекта и характер его протекания от дозы не зависят. Эти эффекты
не оказывают непосредственного влияния на сохранность жизненных функций и
работоспособность человека, в конкретном случае - космонавта, совершающего
длительный полет. Однако поскольку их влияние на уровень здоровья и на сохра-
нение самой жизни в течение всего времени после завершения полета, а также всей
профессиональной деятельности чрезвычайно велико, эти эффекты могут высту-
пить как определяющие при решении вопросов радиационной безопасности косми-
ческих полетов. Подчеркнем, что при долгосрочном планировании деятельности
космонавта, в том числе и участия в очередном полете, учет риска, связанного с
отдаленными эффектами, может играть основную роль при решении вопроса о
включении его в состав экипажа.
Генетические эффекты в данном материале не рассматриваются.
644
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
3.10.2. Величины, характеризующие радиационное воздействие
3.10.2.1. Поглощенная доза
В качестве меры воздействия ионизирующего излучения используется поглощен-
ная доза, определяемая как энергия ионизирующего излучения, поглощенная в еди-
нице массы вещества. В качестве первой единицы поглощенной дозы был введен рад.
Единица 1 рад определялась как энергия 100 эрг, поглощенная в 1 грамме вещества
(Доклад 33 Международной комиссии по радиационным единицам (МКРЕ)).
С введением универсальной системы единиц СИ была принята соответствую-
щая единица поглощенной дозы - 1 Грей (Гр), определяемая как энергия в
1 Джоуль, поглощенная в 1 кг вещества. 1 Грей соответствует 100 рад.
По определению,
D = bE/\m, (3.10.1)
где \Е - средняя энергия, переданная ионизирующим излучением веществу в эле-
ментарном объеме; - масса вещества в этом объеме.
Для случая мононаправленного, моноэнергетического потока излучения, падаю-
щего на элементарный объем вещества, можно записать (Бобков и др., 1964):
D = --—(FE) = --У (Fi~ + El (3.10.2)
р dx р i dx dx J
где F - поток частиц; Е - энергия одной частицы; р - плотность вещества в чувстви-
тельном объеме.
Это соотношение (и аналогичные далее) справедливо, если потери энергии па-
дающего излучения в рассматриваемом (малом) объеме вещества равны энергии,
поглощенной веществом в том же самом объеме, т. е. если наблюдается электронное
равновесие.
В наземных условиях наиболее часто встречаются гамма и нейтронные поля из-
лучения, доза от которых определяется вторым слагаемым в выражении (3.10.2). В
условиях космического пространства основной вклад в облучение вносят заряженные
частицы. Взаимодействуя с веществом, они, в основном, не выбывают из потока, а
только теряют кинетическую энергию на ионизационные потери. Поэтому основной
вклад в поглощенную дозу определяется первым слагаемым. Второе слагаемое опи-
сывает выбывание частиц из потока за счет ядерных взаимодействий.
Рассматривая только первое слагаемое, для немоноэнергетического потока за-
ряженных частиц можно записать (Иванов, 1988):
^тах
D= J L(E)f(E)dE, (3.10.3)
где L(E) - ионизационные потери в массовых единицах, или линейная передача
энергии (ЛПЭ):
ЦЕ)=1^(Е);
р dx
J{E)dE - поток частиц с энергией в диапазоне от Е до Е + dE\ Етт и Етак - нижняя и
верхняя границы энергетического спектра частиц.
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
645
3.10.2.2. Эквивалентная доза
Экспериментальные исследования показали, что даже при одинаковой погло-
щенной дозе облучения живых систем биологические эффекты оказываются раз-
личными для разных видов излучения, а также для различных органов и тканей.
Для учета специфики воздействия разных видов излучения введено понятие экви-
валентной дозы. Эквивалентная доза HTR определяется (см., например, Нормы ра-
диационной безопасности (НРБ-99)) как поглощенная доза в органе или ткани,
умноженная на соответствующий взвешивающий коэффициент для данного вида
излучения WR.
Ht,r=WrDt,r, (3.10.4)
где Dtr - средняя поглощенная доза в органе или ткани Т\ WR - взвешивающий
коэффициент для излучения R.
Единицей эквивалентной дозы является Зиверт (Зв). Использовавшаяся ра-
нее внесистемная единица 1 бэр равна 0,01 Зв (бэр - биологический эквивалент
рада).
Для проведения расчетов эквивалентной дозы введен коэффициент качест-
ва излучения - взвешивающий коэффициент, учитывающий качество излучения
(характер распределения энергии, переданной веществу вдоль трека частицы).
Зависимость коэффициента качества излучения от ЛПЭ частиц в виде функции
используемая для расчета доз космической радиации, регламентирована в
ГОСТ 25645.218-90.
С учетом этой зависимости для расчета эквивалентной дозы можно записать со-
отношение, аналогичное формуле (3.10.3):
^тах
Н= j K(L)L(E)f(E)dE. (3.10.5)
^тт
Эффективная доза
Эффективная доза /)Эф - величина, используемая для оценки риска возникно-
вения отдаленных последствий, вызванных облучением тела человека с учетом
радиочувствительности органов и тканей. Она представляет сумму произведе-
ний эквивалентной дозы в органах на соответствующие взвешивающие коэффи-
циенты W,:
(3.10.6)
где Wj - взвешивающий фактор для z-го органа, определяющий значимость его об-
лучения по отношению к принятой модели радиационной опасности; Я/ - эквива-
лентная доза в данном органе.
Единицей эффективной дозы также является Зиверт.
Коэффициенты WR и представлены в Нормах радиационной безопасности
(НРБ-99), но применяются, в основном, для оценок уровней облучения в наземных
условиях. Для условий космического полета обычно используется соотношение
(3.10.5), а ограничения устанавливаются, как будет показано в следующем разделе,
применительно к облучению отдельных органов.
646 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
3.10.2.3. Нормирование облучения
Нормирование облучения производится с целью ограничения вредных последст-
вий воздействия излучения на людей, вынужденных по тем или иным причинам на-
ходиться в условиях повышенного уровня воздействия радиации. Как правило, веро-
ятность появления детерминированных эффектов облучения имеет характерный
S-образный вид. Пример соответствующей зависимости представлен на рис. 3.10.1а.
Принимается, что вероятность появления отдаленных стохастических эффектов об-
лучения прямо пропорциональна дозе облучения.
В наземных условиях нормирование обычно производится следующим образом:
задается допустимая величина вероятности возникновения рассматриваемого эф-
фекта 5 и по соответствующей зависимости Р(Н) (рис. 3.10.1а) определяется значе-
ние допустимой дозы Далее это значение дозы используется при осуществле-
нии необходимых защитных мероприятий: например, создании радиационной за-
щиты или ограничении времени работы в условиях облучения. Таким образом,
со
।
I б
О н8 н
Рис. 3.10.1. Вид зависимости вероятности Р
наступления неблагоприятного
биологического эффекта от величины
эквивалентной дозы Н (а) и распределение
плотности вероятности со эквивалентной
дозы Н (б). Кривые 1 и 2 соответствуют
разным условиям защищенности
ожидаемое при рассматриваемой деятель-
ности значение дозы является более или
менее определенной величиной, и задача
последующих действий состоит в том, что-
бы не допустить превышения этого задан-
ного значения дозы.
В условиях космического полета наря-
ду с квазистационарными (медленно меня-
ющимися) источниками (ГКЛ и РПЗ) суще-
ствует стохастический источник - СКЛ. Это
не позволяет заранее однозначно определить
дозу облучения экипажа в планируемой
экспедиции. Ожидаемую дозу для заданной
траектории полета и защищенности косми-
ческого аппарата (КА) можно описать лишь
в вероятностной форме - в виде некоторой
функции распределения. На рис. 3.10.16
приведен пример соответствующего опи-
сания в виде распределения плотности
вероятности со(//) по величине эквивалент-
ной дозы Н. Очевидно, что такое распреде-
ление определяется не только условиями
защищенности космонавта конструкцией и
оборудованием космического аппарата, но
и принятой моделью радиационной обста-
новки в космосе. Влияние условий защи-
щенности иллюстрируется кривыми 1 и 2
на рис. 3.10.16. Кривая 2 соответствует
лучшим условиям защищенности.
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
647
В случае, когда и радиобиологический эффект, и ожидаемая доза являются
случайными величинами, общий радиационный риск рассматриваемого эффекта R
можно записать в виде:
R = |Р(Я)со(//)<7Я. (3.10.7)
о
Можно рассматривать величину, определяемую выражением (3.10.7), как объект
нормирования. Однако ввиду достаточной сложности непосредственного вычисления
радиационного риска и широко распространенной практики установления дозовых
лимитов, обеспечивающих непревышение соответствующего (по кривой «доза-эф-
фект») значения риска, при нормировании сложился двухстадийный подход: сначала
на основе радиобиологических закономерностей устанавливают значение допусти-
мой дозы Я5, а затем ограничивают вероятность ее превышения некоторой величиной
е. В приложении к космическим полетам второе условие означает, что за счет выбора
траектории, времени проведения полета и защищенности КА заштрихованная на
рис. 3.10.16 площадь под кривой не должна превышать 8, т. е.:
jсо(Я)б#7 < е. (3.10.8)
Покажем, что в любом случае реальное значение радиационного риска R < 5 4- 8.
Для этого в формуле (3.10.7) разобьем область интегрирования на 2 части - от 0 до
Н& и от Я5 до оо. Затем в первом интеграле заменим Р(Н) на Р(Н&), а во втором - на 1.
Это может только увеличить результат.
R = ф(Я)ю(Я)<яИ = j P(H)(o(H)dH + j P(H)a(H)dH < j Р(Я8 )(»(H)dH + j<n(H)dH.
0 0 //8 о //8
Вынося в первом слагаемом постоянный множитель Р(Н&) = 5 за знак интегриро-
вания и учитывая неравенство (3.10.8) и то, что в рассматриваемой области значений
Я выполняется неравенство Р{Н) < Р(Н&), получим требуемое неравенство:
7? <5+ 8. (3.10.9)
Отметим, однако, что для установленных уровней ограничения радиационной
опасности значения 5 и 8, как правило, достаточно малы. Кроме того, при современ-
ных орбитальных полетах спад и малые абсолютные значения функции Р(Н) слева от
Я5, а функции со(Я) справа от Я5, когда Р(Н) остается значительно меньше единицы,
приводит к тому, что оба интеграла весьма малы по величине. Поэтому выражение
5 4-8 является завышенной оценкой риска R. Даже если оценивать радиационную
опасность только по вероятности 8 непревышения регламентированного значения
дозы, это приведет к завышению требований по радиационной безопасности. Но в
условиях текущих полетов в околоземном космическом пространстве такое завыше-
ние оказывается вполне допустимым, поскольку ввиду малости абсолютного значе-
ния риска не требуется затрат дополнительного ресурса. При полетах за пределами
магнитосферы Земли, при более серьезных ресурсных ограничениях, возникнет не-
обходимость перейти к определению и ограничению не дозы Я5, а радиационного
риска R, как более адекватного критерия.
648
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Представим действующие (по состоянию на 2005 г.) ограничения облучения
космонавтов, установленные российским нормативным документом: «Ограничение
облучения космонавтов при околоземных космических полетах (ООКОКП-2004),
Методические указания МУ 2.6.1.44-03-2004». Документ регулирует порядок раз-
работки системы радиационной безопасности при подготовке космического ап-
парата и уровни облучения экипажа в процессе профессиональной деятельности и
представляет собой четвертую версию норм радиационной безопасности экипажей
космических аппаратов, выпущенную за период проведения в СССР и России пи-
лотируемых полетов в космос. Документ основан на опыте создания предыдущих
норм и согласуется с действующими в России в настоящее время Нормами радиа-
ционной безопасности населения (НРБ-99). Современная версия нормативов отра-
жает существующую в мировой практике тенденцию к увеличению жесткости ра-
диационных лимитов (Report NCRP No 132, ООКОКП-2004) и накопленные за пе-
риод после выпуска предыдущих стандартов сведения по проявлениям последствий
хронического и острого облучения человека и животных. Нормы РБ сформированы
таким образом, чтобы ограничить на приемлемом уровне возможное снижение ра-
ботоспособности, вызванное облучением космонавта, и вред, нанесенный его здо-
ровью облучением в период профессиональной деятельности. Установленные в
последней редакции Российских нормативов дозовые лимиты обеспечивают при-
емлемое значение вероятности снижения работоспособности, вызываемого облуче-
нием. При остром однократном облучении эта величина не превышает 2%, а при
облучении в течение года - 10% с учетом вклада в эту оценку (через общий го-
довой дозовый предел) вероятности снижения работоспособности, вызванного со-
бытиями острого облучения. В отдаленные последствия, определяющие ради-
ационный риск, включены как специфические (рак, генетические эффекты), так и
неспецифические соматические нарушения. Дозовые лимиты из Российских стан-
дартов приведены в табл. 3.10.1.
Таблица 3.10.1
Значения дозовых лимитов облучения космонавтов
при полетах различной продолжительности
Критический орган, глубина в ткани Продолжительность экспозиции Дозовый лимит, эквивалентная доза, Зв
Все тело профессиональный, за карьеру 1,0 (эффективная доза)
Кроветворные органы (красный однократное острое 0,15
костный мозг), 5 см 30 дней 0,25
один год 0,50
30 дней 0,5
Хрусталик глаза, 0,3 см один год 1,0
за карьеру 2,0
30 дней 1,5
Кожа, 0,01 см один год 3,0
за карьеру 6,0
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
649
Таблица 3.10.2
Характерные значения уровней облучения в наземных условиях
Уровень облучения Параметр радиационного воздействия Ссылка
Уровень облучения населения от естественных источников 0,0003-0,0006 Звгод-1 (Радиация. Дозы, эффекты, риск. 1990)
Предельно допустимая доза для персонала, работающего с источниками ионизирующих излучений 0,02 Зв год-1 НРБ-99
Появление первичной лучевой реакции (тошнота, рвота и др.) До 100% смертельных исходов, если отсутствует лечение однократное облучение в дозе ~1 Гр (Гуськова, Байсоголов, 1971)
однократное облучение в дозе > 5 Гр
Значения приемлемого риска для ограничения стохастического компонента ра-
диационного облучения в космосе требуется установить дополнительно.
В табл. 3.10.2 представлено для сравнения несколько характерных значений
уровней облучения в наземных условиях.
Поскольку современная концепция радиационной безопасности основана на
положении о вредности воздействия излучения в любых дозах, важно добиться ми-
нимизации реальных уровней облучения персонала. Это условие, наряду с требо-
ванием соблюдения дозовых лимитов, обеспечивается требованием выполнения
общего принципа радиационной безопасности человека - принципа ALARA (As
Low As Reasonably Achievable). Этот принцип гласит: дозы облучения человека,
облучающегося в связи с выполнением производственной деятельности, должны
быть настолько низкими, насколько это разумно достижимо (Recommendations of
the ICRP Publication 60, НРБ 99).
Для того чтобы контролировать выполнение дозовых ограничений облучения
космонавтов, необходимо иметь возможность рассчитывать и/или измерять значе-
ния доз облучения различных органов тела. Рассмотрим кратко используемый в
практике обеспечения радиационной безопасности космонавтов порядок проведе-
ния расчетных оценок доз в обитаемых зонах космических аппаратов.
3.10.3. Порядок проведения расчетных оценок доз в обитаемых зонах
космических аппаратов
Формулы для расчета значений поглощенных и эквивалентных доз были пред-
ставлены выше (соотношения (3.10.3) и (3.10.5)), однако для их применения необ-
ходимо знать спектр излучения в рассматриваемой точке КА. Расчет такого спектра
может быть осуществлен на основе решения уравнения переноса излучения. Од-
нако выполнить такой расчет для космического излучения, достаточно сложного по
составу, с широким энергетическим спектром, в объекте сложной геометрии - за-
дача весьма сложная и трудоемкая. Для се приближенного решения используются
650
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
упрощающие допущения. Основное из них - приближение «прямо вперед» (Боб-
ков, 1964), в рамках которого принимается, что при взаимодействии с веществом
и первичная частица, и вторичные частицы распространяются в первоначальном
направлении движения. В этом случае уравнение переноса излучения оказывает-
ся одномерным, и задача прохождения излучения через объект сложной геомет-
рии заменяется задачей нормального падения излучения на плоскопараллельный
слой. Следующее упрощающее допущение - предположение об изотропном па-
дении излучения на внешнюю поверхность объекта. Комбинация этих двух допу-
щений позволяет:
• на основе первого допущения рассчитать для заданного исходного спектра из-
лучения зависимость дозы от массовой толщины % пройденного вещества £>(%),
называемую кривой ослабления дозы веществом;
• на основе второго допущения считать, что зависимость D(Q одинакова для лю-
бого направления.
Тогда, если для рассматриваемой точки объекта известна зависимость толщины
от направления % = E(Q), можно рассчитать поглощенную дозу DL в этой точке по
формуле:
Dl =— b(H(Q)XQ, (3.10.10)
4л J
где Q - единичный вектор, задающий направление.
Еще немного упрощает данный подход использование вместо зависимости тол-
щины от направления функции экранированности со(%, г0), определяемой как плот-
ность вероятности для луча, испущенного из рассматриваемой точки г0 в случайном
направлении, встретить на своем пути количество вещества %. Такой подход позво-
ляет как бы «разделить переменные»: кривая ослабления дозы (зависимость дозы от
глубины) £>(%) характеризует падающее на объект излучение, а функция экрани-
рованности со(%, г0) характеризует уровень защищенности точки в объекте. Именно
этот подход регламентирован в методических указаниях РД 50-25645.207-85 и
РД 50-25645.208-86. Рекомендованная в методических указаниях РД 50-25645.208-86
для протонов формула имеет вид:
00
Р(г0) = ф|ОД<г0№ (3.10.11)
о
где Ф - поток падающих протонов; £>(%) - удельная доза на глубине % от единично-
го потока протонов исходного спектра; со(%, г0) - функция экранированности, опре-
деленная выше.
Методы расчета зависимости дозы от глубины, опирающиеся на решение урав-
нения переноса излучения, были развиты в работах (Хаффнер, 1971; Wilson et al.,
1991; Dudkin and Potapov, 1992). Приближенные методы расчета, основанные на ре-
зультатах этих работ, рекомендованы в упомянутых выше методических указаниях
РД 50-25645.207-85 и РД 50-25645.208-86.
Определение функций экранированности точек в объектах осуществлялось как
расчетными методами (Митрикас и Мартынова, 1994; Митрикас, 2004), так и экспе-
риментально (Грибов и др., 1977; Коломенский и др., 2002). В настоящее время су-
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
651
ществуют регламентированные методики, позволяющие рассчитывать функции эк-
ранированности как внутри объектов сложной геометрии, так и внутри тела человека,
находящегося в этом объекте (ГОСТ 25645.203-83, ГОСТ 25645.204-83).
Использование соотношения (3.10.11) приемлемо для сравнительно небольшой
толщины защиты, порядка 1-20 г-см”2, когда основной вклад в дозу вносит первич-
ное излучение. Применение кривой ослабления дозы D(Q, рассчитанной с учетом
вторичного излучения, позволяет проводить оценки для большей толщины защиты.
Для сильно защищенных объектов, в которых доза будет определяться, в основном,
вторичным излучением, необходимо применять более сложные методы расчета.
3.10.4. Измерение доз облучения на космическом аппарате
Наряду с проведением расчетных оценок доз необходим контроль их фактических
значений во время полета для оценок точности и, в случае необходимости, коррекции
полученных предварительно значений по результатам текущих измерений радиаци-
онной обстановки. Соответствующие измерения проводятся с помощью дозиметри-
ческой аппаратуры. При ее использовании возникает, как обычно, проблема адекват-
ности в дозиметрии (Иванов, 1988). Не вдаваясь здесь в подробности перехода от
измеряемой вне тела космонавта физической величины - поглощенной дозы - к ра-
диационно-индуцированным биологическим эффектам, отметим, что при определе-
нии поглощенной дозы в органах тела человека погрешности могут быть вызваны
следующими факторами.
• Поскольку состав вещества детектора излучения отличается, как правило, от
состава вещества тела, значения ионизационных потерь и других параметров
взаимодействия излучения с веществом оказываются различными.
• Нормативами установлены ограничения значения эффективной дозы и эквива-
лентных доз для ряда органов, расположенных внутри тела. Очевидно, что про-
ведение прямых измерений в этих точках невозможно. Детекторы приходится
располагать в других точках, с другими функциями экранированности со(%, г0),
что неизбежно приводит к несоответствию измеренного значения дозы значе-
нию дозы в рассматриваемом органе тела человека.
• Состав излучения достаточно разнообразен, а спектр широк. Часть падающе-
го излучения, как правило, не регистрируется детектором. В значительной
степени это относится к нейтронам.
• Угловое распределение излучения в области расположения детектора может
сильно влиять на соотношение измеренных им и поглощенных в органах тела
значений доз.
Указанные факторы могут существенно сказаться на результате определения
доз облучения космонавта, что необходимо учитывать при анализе и интерпре-
тации данных.
Методы, используемые в космической дозиметрии, можно разделить на две
группы: активные и пассивные. Выбор метода дозиметрии определяется целью,
которая ставится при планировании измерений, и ограничениями, накладываемыми
на аппаратуру, предназначенную для использования на космическом аппарате
652
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
(КА). Отметим, что если для определения уровня облучения космонавта в условиях
невозмущенной радиационной обстановки достаточно сравнительно редких изме-
рений дозиметрических функционалов, то для прогнозирования обстановки и, тем
более, при исследовании динамики радиационных полей необходимо проведение
измерений с высоким временным разрешением более широкого круга параметров,
таких как поток, спектры ЛПЭ, покомпонентный состав излучения. Служебная ап-
паратура радиационного контроля должна обеспечивать выдачу дозиметрической
информации при жестких ограничениях на массу, габариты и энергопотребление.
Функциональные параметры детекторов для орбитальных и межпланетных полетов
должны обладать характеристиками, позволяющими измерять величины, необхо-
димые для определения радиационной нагрузки на организм от излучения внутри
обитаемых отсеков пилотируемых космических аппаратов в диапазоне мощности
дозы от 5-10-6 до 2-10-1 Гр-ч”1 с погрешностью в пределах 20% и поглощенной тка-
невой дозы от 10”4 до 10 Гр при высокой степени надежности работы аппаратуры в
течение гарантийного срока. Для исследовательской аппаратуры ограничения на
массу, габариты, энергопотребление и надежность слабее, но существенно расши-
ряются задачи измерений.
С учетом целей измерений и требований к аппаратуре в настоящее время в Рос-
сии для целей служебной дозиметрии используются, в основном: метод иониза-
ционных камер, метод полупроводниковых детекторов и термолюминесцентный
метод дозиметрии.
Рассмотрим основные особенности методов, применяемых в штатной аппаратуре
для дозиметрии космических излучений.
Метод ионизационной камеры - это абсолютный метод измерения ионизации га-
за, возникающей под действием радиации. Основное достоинство метода - односта-
дийная функция преобразования энергии ионизирующих излучений в электрический
сигнал. Основная техническая сложность связана с необходимостью измерять малые
ионизационные токи, что обусловлено ограничениями на габариты и вес аппаратуры
(это приводит к ограничению массы газа в камере) и со сравнительно низкой величи-
ной минимальной мощности дозы космического излучения Р « 10”9 Гр-с”1.
Аппаратура, разработанная на основе ионизационных камер, имеет чувствитель-
ность, вполне достаточную для оценки доз, накопленных членами экипажа, однако
для определения тенденции изменения радиационной обстановки, а тем более для
исследования ее динамики этого оказалось недостаточно. Существенно поднять чув-
ствительность аппаратуры позволяет применение газоразрядных счетчиков. В на-
чальном периоде космических исследований применялись гейгеровские счетчики
(Van Allen, 1959; Воробьев и др., 1969; Nguyen etal., 1991). Однако дозиметрию с
помощью таких детекторов можно осуществлять лишь в известных неизменных по-
лях излучения, проведя их предварительные калибровки в таких же условиях. Поля
излучения в космических аппаратах варьируют в широких пределах практически по
всем характеристикам и поэтому счетчик Гейгера не может быть использован в каче-
стве дозиметра. Позднее начали применяться пропорциональные счетчики (Badhwar,
1992; Nguyen, 1985; Bottolier-Depois et al., 1996). В аппаратуре с газоразрядными
пропорциональными счетчиками низкого давления используется классическая мик-
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
653
родозиметрическая методика, основанная на расчете эквивалентной дозы по данным
измерения спектра ЛПЭ (Nguyen, 1985). Основная идея метода состоит в том, чтобы
смоделировать процесс передачи энергии от ионизирующей частицы чувствительно-
му объему биологической клетки. Для этого масса газа в чувствительном объеме га-
зоразрядного счетчика задается приблизительно равной массе вещества в объеме
клетки. При прохождении ионизирующей частицы через счетчик в газе образуются
электрон-ионные пары. Образовавшиеся заряженные частицы дрейфуют к электро-
дам под действием напряжения на электродах счетчика. В области анода под воздей-
ствием высокой напряженности электрического поля возникает ударная ионизация,
вызывающая газовое усиление заряда, выделившегося частицей в газе, в 100 и более
раз. Затем снимаемый с анода импульс обрабатывается электроникой прибора. Ис-
пользование счетчика низкого давления позволяет моделировать процесс передачи
энергии в чувствительном микрообъеме клетки и в то же время обеспечивать доста-
точно большой геометрический фактор детектора. Важной положительной чертой
метода является его высокая чувствительность и возможность с помощью одного
детектора измерять все основные дозиметрические параметры: поглощенную и экви-
валентную дозы, поток частиц, спектр ЛПЭ и коэффициент качества излучения. В
счетчике используются тканеэквивалентные стенки и газ, что устраняет один из ис-
точников методической погрешности.
Дозиметрия космических излучений на базе полупроводниковых детекторов ос-
нована на измерении электрического заряда, образованного в зоне р-п перехода по-
лупроводникового детектора под воздействием ионизирующего излучения (Калаш-
никова и Козодаев, 1966). Метод дозиметрии с использованием полупроводникового
детектора имеет свои положительные стороны и недостатки. К положительным сто-
ронам метода можно отнести:
• высокую чувствительность;
• широкий диапазон измеряемой мощности дозы;
• линейность показаний детектора в широком диапазоне ЛПЭ регистрируемых
частиц;
• возможность одновременно измерять мощность дозы и плотность потока в од-
ной и той же точке;
• механическую прочность и диапазон рабочих температур, установленных для
аппаратуры, используемой на КА;
• малый вес и габариты детектора;
• возможность использовать сравнительно низкое напряжение питания детек-
тора, а также отсутствие жестких требований к стабильности этого напря-
жения.
К недостаткам следует отнести нетканеэквивалентность вещества детектора. Кро-
ме того, энергопотребление детектора несколько больше, чем достигнуто с использо-
ванием ионизационной камеры.
Методы дозиметрии с использованием автономных дозиметров интегрального
типа, обычно называемых «пассивными», находят применение в космической до-
зиметрии, как в служебных системах радиационного мониторинга, так и в научных
исследованиях. Такие типы дозиметров не нуждаются в электропитании для реги-
654
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
страции и хранения информации, а для считывания данных требуют специальной
процедуры обработки. Наиболее распространены в настоящее время термолюми-
несцентные дозиметры (Иванов, 1988).
Термолюминесцентный метод дозиметрии (ТЛД) широко используется для ре-
гистрации поглощенных доз космического ионизирующего излучения. Явление
термолюминесценции заключается в том, что специальное вещество, первоначаль-
но возбужденное ионизирующим излучением, при нагревании генерирует электро-
магнитное излучение в световом диапазоне длин волн. При нагревании детектора
он испускает световой поток, пропорциональный суммарной дозе ионизирующего
излучения, полученной детектором с момента предыдущего нагрева. Основные
достоинства ТЛД: малые размеры и масса детекторов, при которых обеспечивается
измерение доз в требуемом широком диапазоне, хорошая сохранность информации,
позволяющая суммировать дозу при длительных полетах, высокие эксплуатацион-
ные качества и надежность для условий космических полетов.
3.10.5. Мониторинг поглощенных доз радиации на орбитальных
станциях «Мир» и МКС
Количество публикаций по измерениям доз радиации на космических аппаратах
достаточно велико. Мы ограничимся в данной главе кратким описанием россий-
ской дозиметрической аппаратуры и полученных с ее помощью результатов изме-
рения доз на борту долговременных орбитальных станций «Мир» и МКС.
Для контроля индивидуальных доз облучения космонавтов использовались спе-
циально разработанные индивидуальные дозиметрические сборки, которыми снаб-
жался каждый космонавт или астронавт. Все члены экипажей орбитальной станции
«Мир» были обеспечены дозиметрическими сборками ИД-ЗМ.
Каждая такая дозиметрическая сборка содержала термолюминесцентные до-
зиметры, в которых под воздействием ионизирующего излучения происходит на-
копление информации о поглощенной дозе, получаемой космонавтом за время
всего космического полета. Каждый член экипажа снабжался одной такой сбор-
кой, которая со старта на транспортном корабле (ТК) «Союз» размещалась в
нагрудном кармане полетного костюма космонавта. В полете сборка должна пе-
рекладываться в карманы одежды, носимой космо-
навтом, а перед возвращением снова укладываться
в полетный костюм. Дозиметрическая сборка
ИД-ЗМКС была разработана на базе сборки ИД-ЗМ
специально для использования на российском сег-
менте МКС. Фотография сборки представлена на
рис. 3.10.2. Сборка ИД-ЗМКС содержит термолю-
минесцентные дозиметры на основе LiF: TiMg и
используется российскими членами экипажей Об-
работка детекторов, входящих в состав дозиметров,
производится после возвращения космонавтов в
Рис. 3.10.2. Сборка ИД-ЗМКС наземных условиях на специальной аппаратуре.
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
655
Американские астронавты имеют индивидуальные дозиметры такого же типа,
поставляемые NASA.
Основным патрульным дозиметром на орбитальной станции «Мир» служил при-
бор Р-16. На МКС дозиметрический комплекс был существенно расширен, его опи-
сание представлено далее, однако прибор Р-16 был сохранен в составе этого ком-
плекса. В результате использования однотипной аппаратуры, был получен одно-
родный ряд данных продолжительностью 20 лет. Рассмотрим подробнее этот
прибор.
Радиометр Р-16 реализует классический ионизационный метод дозиметрии.
В состав Р-16 входят две ионизационные камеры интегрально-импульсного типа
ИК-5, со стенкой из тканеэквивалентного пластика толщиной 0,5 г-см”2. Одна из
ионизационных камер имеет дополнительный тканеэквивалентный экран толщи-
ной 3,0 г-см”2. Прибор имеет также узлы, обеспечивающие сервисное обслуживание
камеры: преобразователи напряжения, формирователи импульсов и два канала опе-
ративной памяти: D1 - канал регистрации поглощенной дозы ионизационной ка-
мерой с защитным экраном, D2 - канал регистрации поглощенной дозы без защит-
ного экрана. Ионизационная камера представляет собой цилиндр диаметром 60 мм,
шаровидный со стороны рабочего объема, наполненный чистым аргоном до дав-
ления 4,5 атм. Коллектор камеры проходит из рабочего объема через янтарный
изолятор в технический объем, в котором расположено электростатическое реле
(ЭСР) стержневого типа. При достижении определенного потенциала на коллекто-
ре за счет ионизационного тока внутри рабочего объема, создаваемого проникаю-
щими излучениями, происходит съем заряда с коллектора с помощью ЭСР. Дозовая
цена одного импульса ЭСР была установлена при наземной градуировке и состав-
ляла 5 мрад-импульс”1 (50 мкГр-импульс”1). Точность измерения поглощенной до-
зы в диапазоне мощностей доз от 4 до 1000 мкГр-ч”1 - не хуже 5% для всех видов
проникающих излучений (Юрятин и др., 1979). Фотография прибора Р-16 пред-
ставлена на рис. 3.10.3.
Регулярный прием телеметрической информации с дозиметра Р-16, работающе-
го на орбитальной станции (ОС) «Мир», осуществлялся с марта 1986 г. по январь
2001 г. Приведем результаты измерений мощности поглощенной дозы на станции
«Мир» по показаниям радиометра Р-16 по каналу D2. На рис. 3.10.4 показана дина-
Рис. 3.10.3. Фотография дозиметра Р-16
656 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ РАЗДЕЛ 3
1987 1989 1991 1993 1995 1997 годы
Рис. 3.10.4. Динамика среднесуточной мощности поглощенной
дозы по показаниям дозиметра Р-16 (капал D2)
мика сглаженных по пяти суткам значений мощности дозы за период полета стан-
ции с 1987 г. по 2001 г., охватывающий полет всех основных экспедиций. Отметим,
что в приведенном графике исключены дозы, обусловленные СПС.
Поступление аналогичных данных с дозиметра Р-16, работающего на МКС, на-
чалось с августа 2000 г. На рис. 3.10.5 представлены данные, полученные с помо-
щью этих приборов за период с 1991 по 2005 гг. Возрастания мощности дозы, свя-
занные с СПС, из этих данных исключены и отдельно рассмотрены далее.
Значительные вариации среднесуточных значений мощности поглощенной дозы,
наблюдаемые в данных дозиметра Р-16, работающего на орбитальной станции
«Мир», определяются, в основном, динамикой потоков ГКЛ. В период минимума
Рис. 3.10.5. Динамика среднесуточной мощности поглощенной дозы
по показаниям дозиметра Р-16, зарегистрированная на станциях
«Мир» и МКС: 1,2- канал D1; 3, 4 - канал D2
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
657
солнечной активности потоки ГКЛ возрастают и, соответственно, возрастают потоки
нейтронов альбедо, продукты распада которых - протоны и электроны - формируют
РПЗ. В период максимума солнечная активность приводит к росту в области орбиты
станции плотности атмосферы, которая оказывает возрастающее влияние на иониза-
ционное торможение протонов и электронов, что в итоге вызывает уменьшение по-
токов протонов по сравнению с периодом минимума солнечной активности.
Результаты длительного мониторинга показали, что радиационные условия оби-
тания экипажей в отсеках орбитальных станций «Мир» и МКС существенно отли-
чаются. Так, на протяжении функционирования орбитального комплекса «Мир» с
1986 по 2001 гг. среднесуточная мощность поглощенной дозы (МПД) ионизиру-
ющего космического излучения превышала в 100-1 000 раз земной естествен-
ный радиационный фон, испытывая значительные вариации в диапазоне от 100 до
800 мкГр-сутки”1.
На рис. 3.10.6 более подробно представлены данные по приборам Р-16, установ-
ленным на «Мир» и МКС за период, когда обе станции работали одновременно. Из
анализа этих данных следует, что в 2000 г. среднесуточная доза на ОК «Мир» была
заметно выше, чем на МКС, что свидетельствует о большей степени защищенности
радиометра Р-16 на МКС по сравнению со станцией «Мир». На МКС более высокая
защищенность обеспечила снижение поглощенной дозы в 1,5-1,7 раза по сравнению
с дозовыми нагрузками в отсеках орбитального комплекса «Мир». В подтверждение
вывода о различной степени экранированное™ оборудованием и конструкциями раз-
личных камер радиометра приведем отношение измерений радиометра по каналу D2
к измерениям по каналу D1. Для станции «Мир» отношение D2/D1 =2,37; для МКС
отношение D2/D1 = 1,46.
В период эксплуатации орбитальной станции «Мир», особенно в период макси-
мума 22-го цикла солнечной активности, наблюдался ряд солнечных протонных со-
Рис. 3.10.6. Сравнение динамики мощности среднесуточной
поглощенной дозы на орбитальных станциях «Мир» и МКС:
1,3- канал D2, не имеющий дополнительной экранировки;
2, 4 - канал D1 с дополнительным экраном толщиной 3 г-см2
658
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
бытий (СПС), давших определенный вклад в поглощенную дозу. Уровень радиаци-
онного воздействия на космонавтов от протонов СПС определяется следующими
параметрами:
• плотностью потока протонов;
• энергетическим спектром;
• степенью экранировки станции геомагнитным полем Земли, которая сильно
меняется в процессе полета (планетарное распределение жесткости геомаг-
нитного обрезания);
• состоянием возмущенности геомагнитного поля;
• защитой рабочих мест космонавтов с учетом раскладки масс, выражаемых
функциями экранированности.
Форма представления спектра протонов, использовавшаяся Службой радиа-
ционной безопасности (см. далее) при проведении расчетных оценок, имеет вид
(ГОСТ 25645.134-86):
7(>A) = J30expfA(£)~239l (3.10.12)
к ^0 J
где R - магнитная жесткость протона с энергией £; J(> R) - поток протонов с магнит-
ной жесткостью больше 7?; - поток протонов с энергией больше 30 МэВ; 7?0 - ха-
рактеристическая жесткость спектра.
Поэтому параметры именно данной формы представления используются в даль-
нейшем изложении.
СПС с полным потоком J30< 107 протон-см”2 дают практически не регистрируе-
мый дозиметром Р-16 вклад в поглощенную дозу.
В табл. 3.10.3 приведены основные характеристики наиболее мощных СПС,
наблюдавшихся в период эксплуатации орбитальной станции «Мир». Обозначе-
ния в таблице: Е - восточная гелиодолгота, W - западная гелиодолгота; </30 - пол-
ный поток протонов с Е > 30 МэВ за событие; Rq - характеристическая жесткость
спектра протонов, [MB]; Dst - среднесуточное значение Dst в день максимума по-
тока СПС; DCB(1) - расчетная оценка поглощенной дозы в свободном простран-
стве за защитой 1 г-см”2; D(P-16) - оценка дозового вклада от СПС по показаниям
радиометра Р-16 (погрешность определения взята равной цене одного импульса
дозиметра).
Оцененная поглощенная доза от всех СПС, представленных в табл. 3.10.3, равна
44,6 ± 1,5 мГр. За это же время полная измеренная поглощенная доза от всех источ-
ников равна 1615 мГр, т. е. вклад СПС составил лишь 2,76%. Однако во время самых
мощных протонных вспышек, таких как, например, СПС от 19 сентября 1989 г., доза
за второй день события превысила в 127 раз среднесуточное значение в невозмущен-
ных условиях.
В табл. 3.10.4 приведены данные сравнительного анализа радиационной об-
становки во время нескольких СПС, произошедших в период одновременного
полета станции «Мир» и МКС и давшие зарегистрированный вклад в поглощен-
ную дозу.
Практическое отсутствие регистрации первого события для станции «Мир» и
третьего события для МКС означает, что во время прихода протонов СПС на орбиты
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
659
Таблица 3.10.3
Некоторые параметры СПС в период эксплуатации орбитальной станции «Мир»
Дата Гелиодолгота Ло, см 2 7?о, МВ Dst, нТл £)Св(1), мГр Г>(Р-16),мГр
08.11.1987 W90 -4 0,05 ± 5
05.01.1988 2,14-Ю6 31,8 -45 32 -
08.11.1988 W47 2,76-106 69,8 -45 14 -
24.11.1988 1,00-106 110,9 -4 3 -
14.12.1988 3,96-106 101,2 -32 23 -
08.03.1989 3,14-105 90,5 -23 2
09.03.1989 6,00-105 38,5 -68 8 0,05 ± 0,05
12.03.1989 Е89 4,74-105 34,7 -189 7 0,25 ± 0,05
17.03.1989 W60 7,50-106 33,6 -64 122 0,40 ± 0,05
23.03.1989 W28 7,12-106 45,5 -60 80 0,30 ± 0,05
11.04.1989 Е59 1,00-106 24,2 -9 27 -
22.04.1989 1,49-106 45,5 -2 17 0,05 ± 0,05
29.09.1989 W105 1,10109 87,7 -105 4720 4,80 ± 0,05
19.10.1989 ЕЮ 2,30-109 65,8 -105 10760 27,20 ± 0,05
22.10.1989 W31 1,17-109 65,7 -123 5680 3,00 ±0,05
24.10.1989 W57 5,ЗО-1О8 80,0 -50 2220 1,40 ±0,05
15.11.1989 W26 1,20-107 85,7 -18 42 0,05 ± 0,05
30.11.1989 W59 5,30-107 32,2 -37 328 -
19.03.1990 W43 4,41-106 27,2 -37 92 -
21.05.1990 W36 5,53-107 67,8 -63 448 0,10 ±0,05
24.05.1990 4,74-107 90,3 -29 320 0,05 ± 0,05
26.05.1990 3,5 МО7 87,6 -66 257 -
28.05.1990 1,18-106 108,5 -28 7 0,05 ± 0,05
25.07.1990 1,46-106 35,1 + 17 27 -
23.03.1991 Е28 5,69108 45,6 -194 3233 2,45 ± 0,05
04.06.1991 Е70 1,20-107 65,7 -15 101 -
06.06.1991 6,76-107 64,4 -66 309 0,10 ±0,05
09.06.1991 1,07-107 44,8 -29 61 0,20 ± 0,05
11.06.1991 1,84-108 59,9 -197 888 2,00 ± 0,05
15.06.1991 W69 1,47-108 62,4 -61 642 0,70 ± 0,05
29.06.1991 2,17-106 34,1 -19 13 0,35 ± 0,05
01.07.1991 6,68-106 32,8 -10 41 -
07.07.1991 ЕОЗ 4,28-106 24,9 -7 26 0,15 ±0,05
26.08.1991 Е64 7,40-105 21,0 -95 4 0,05 ± 0,05
30.10.1991 W25 5,37-106 88,2 -107 20 -
07.03.1992 1,47-106 78,7 -2 6 -
08.05.1992 Е08 6,62-106 32,8 -49 41 0,05 ± 0,05
25.06.1992 W67 2,00-107 45,4 -3 106 0,05 ± 0,05
30.10.1992 W61 2,05-108 43,9 -37 1224 0,10 ±0,05
02.11.1992 -41 0,10 ±0,05
20.02.1994 W02 -30 0,10 ±0,05
06.11.1997 W63 -62 0,040 ± 0,05
660
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Таблица 3.10.4
Величины доз от СПС, одновременно зарегистрированных на станциях «Мир» и МКС
Период СПС МКС «Мир»
D1, мГр D2, мГр D1, мГр D2, мГр
12.09-14.09.2000 <0,05 3,00 <0,05 <0,05
09.11-14.11.2000 1,50 14,0 5,5 28,0
24.11-28.11.2000 <0,05 <0,05 1,0 2,5
станций они находились на витках, защищенных магнитным полем Земли. Дан-
ные по второму событию подтверждают вывод, что защищенность радиометра на
МКС больше, чем на станции «Мир».
В 2001 г. возможности радиационного контроля на борту МКС были сущест-
венно расширены. Транспортным кораблем «Прогрссс-М-1-6» в мае 2001 г. было
доставлено 6 новых блоков системы радиационного контроля. В состав вновь дос-
тавленного оборудования вошли 4 дозиметрических блока ДБ-8 с полупроводни-
ковыми детекторами излучения, а также блоки АИ и БКП, предназначенные для
обработки и анализа результатов измерений (Лягушин и др., 2002). Экипаж второй
основной экспедиции смонтировал и подключил блоки на борту Служебного моду-
ля МКС. С 1 августа 2001 г. система радиационного контроля (СРК) работает в
структуре, представленной на рис. 3.10.7.
Все 4 блока ДБ-8 идентичны. В каждом из них есть два полностью незави-
симых канала, состоящих из полупроводникового детектора, предусилителя,
масштабирующего усилителя, аналого-цифрового преобразователя и последу-
ющей схемы цифровой обработки сигнала. Чувствительным элементом является
кремниевый полупроводниковый детектор. Разница между двумя каналами одно-
го блока состоит в том, что один из детекторов имеет дополнительную защиту из
свинца. Защита имеет форму сферы, окружающей детектор. Толщина стенки
сферы 3 г-см~2 свинца, что эквивалентно толщине защиты из алюминия 1,85 г-см~2
и из воды - 1,52 г-см~2. Вид блока ДБ-8 представлен на рис. 3.10.8.
К компьютеру
центрального поста
Электропитание
Рис. 3.10.7. Схема системы радиационного контроля
Команды
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
661
Блоки АИ и БКП предназначены
для цифровой обработки результатов
измерений и связи с системами слу-
жебного модуля МКС.
Существенное значение при раз-
работке СРК имело размещение бло-
ков ДБ-8 на борту станции. Точки
размещения выбирались таким обра-
зом, чтобы обеспечить различные ус-
ловия экранированности детекторов
СРК оборудованием станции. Данные
о размещении блоков СРК представ-
лены в табл. 3.10.5.
Рис. 3.10.8. Вид блока ДБ-8
На рис. 3.10.9 представлены данные динамики мощности дозы за три года экс-
плуатации СРК в расширенной комплектации, зарегистрированные незащищен-
ными детекторами блоков ДБ-8 № 1 и № 4, т. с. выбраны блоки, имеющие ми-
нимальную и максимальную защищенность.
Можно отметить, что в среднем перепад значений мощности дозы составляет
1,5-2 раза. Резкие выбросы мощности дозы, хорошо видные по данным первого
блока ДБ-8, обусловлены солнечными протонными событиями. На рис. 3.10.10
представлены графики накопления дозы, зарегистрированные незащищенными
детекторами первого и четвертого блоков ДБ-8, за десятидневный период, в те-
чение которого произошли крупные солнечные протонные события 28 и 29 ок-
тября 2003 г.
Различие обусловленного СПС вклада в дозу за этот период составляет более
10 раз. Это подтверждает сделанные ранее расчетные оценки перепада доз от
Таблица 3.10.5
Размещение блоков системы радиационного контроля на Служебном модуле МКС
Наименование
Размещение
Уровень защищенности
ДБ-8 № 1
ДБ-8 № 2
ДБ-8 № 3
ДБ-8 № 4
Р-16
БКП
АИ
По правому борту, в отсеке малого диаметра, в
районе центрального поста
За панелью каюты левого борта в сторону
агрегатного отсека
За панелью каюты правого борта в сторону
агрегатного отсека
По правому борту, в отсеке большого диаметра,
за панелью в районе рабочего стола
На потолке в отсеке большого диаметра,
за панелью
По правому борту, в районе каюты, за панелью
По правому борту, в районе каюты, за панелью
минимальный
максимальный
662
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Рис. 3.10.9. Среднесуточные значения мощности поглощенной дозы,
зарегистрированные незащищенными детекторами первого (1) и
четвертого (2) блоков ДБ-8 в период со 2 августа 2001 г.
по 31 августа 2004 г.
СПС в обитаемых отсеках орбитальной станции (Митрикас, 1999), а также сви-
детельствует о возможности снижения доз облучения экипажей станции за счет
своевременного перехода в более защищенные зоны станции во время круп-
ных СПС.
Интересно отметить, что именно во время этого СПС был введен в эксплуатацию
еще один дозиметрический прибор - ПИЛЛЕ-МКС. Этот прибор был разработан,
изготовлен и поставлен венгерскими специалистами (Apathy, 2005). Также как дози-
метр ИД-ЗМКС, он основан на термолюминесцентном методе, но позволяет произво-
Рис. 3.10.10. Приращение поглощенной
дозы AZ) за период крупных солнечных
протонных событий 28 и 29 октября
2003 г., зарегистрированное
незащищенными детекторами первого (1)
и четвертого (2) блоков ДБ-8
дить измерения накопленных доз непосред-
ственно на борту станции. В состав прибора
входят 10 дозиметров и пульт, с помощью
которого показания этих дозиметров счи-
тываются. На рис. 3.10.11 представлена
фотография пульта и расположенных на его
крышке дозиметров.
Для проведения измерений космонавт
берет дозиметр и располагает его в за-
данном месте станции или носит его с со-
бой. Затем, в предусмотренное программой
работы время, вставляет дозиметр в специ-
альное гнездо в пульте, после чего проис-
ходит автоматический процесс считывания
информации и «обнуления» дозиметра. Это
позволяет измерять как персональную дозу,
так и дозу в любом из обитаемых отсеков
станции.
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
663
Рис. 3.10.11. Дозиметрическая аппаратура ПИЛЛЕ-МКС
3.10.6. Характерные значения доз при космических полетах
Приведем характерные для космических полетов значения доз, полученные как в
ходе радиационного контроля на пилотируемых космических кораблях (ПКК), так и с
помощью расчетных оценок.
Среднегодовые значения эквивалентных доз, оцененные по данным измерений на
орбитальной станции «Мир», составляли от 0,14 до 0,36 Зв-год"1 для различных пе-
риодов солнечной активности. Это меньше, чем допустимая годовая доза 0,5 Зв-год"1
для космических полетов, но существенно больше предельно допустимой дозы
0,02 Зв-год"1 для наземного персонала.
При полете за пределами магнитосферы Земли на расстоянии одной астро-
номической единицы от Солнца эквивалентная доза ГКЛ за защитой 5 г-см"2 алюми-
ния на глубине 5 г-см"2 внутри тканеэквивалентного фантома, имитирующего тело
человека, оценивается в диапазоне от 0,56-0,64 до 0,22-0,29 Зв-год"1 для различных
периодов солнечной активности.
В аналогичных условиях защищенности эквивалентная доза для солнечного про-
тонного события 4 августа 1972 г. в свободном пространстве оценивается в 0,75 Зв
(1,83 Зв за 1 г-см"2), а на орбите МКС - от 0,0015 до 0,015 Зв, в зависимости от уров-
ня геомагнитной возмущенности. И, наконец, в области максимума РПЗ, в тех же
условиях защищенности, эквивалентная доза оценивается в 10-14 Зв-сутки"1.
Для завершения картины облучения человека в космосе необходимо упомянуть об
источниках нейтронов в космосе и их вкладе в дозы облучения космонавтов. За пре-
делами магнитосферы нейтроны возникают в ядерных реакциях под действием кос-
мических лучей (Бриль и др., 1968) или из реактора при наличии на борту ядерных
источников энергии. На околоземных орбитах добавляется еще один источник - аль-
бедные нейтроны из атмосферы Земли (Хесс, 1972). Нейтроны играют большую
роль в формировании эквивалентной дозы, так как обладают большими коэффици-
ентами качества. Согласно оценкам различных авторов (Letaw and Clearwater, 1986;
664
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Dudkin et al., 1990; Keith, et al., 1992; Dudkin et al., 1992), вклад нейтронов в эквива-
лентную дозу сильно варьирует, составляя от 5-6% до 40% в зависимости от пара-
метров орбиты, условий защищенности и принятой модели расчета. Для око-
лоземных полетов абсолютное значение эквивалентной дозы от нейтронов равняет-
ся (1,2-7,5)-10“5 Зв-сутки"1, причем приблизительно 20% составляют нейтроны аль-
бедо, а 80% - вторичные нейтроны ядерных реакций. Поскольку эти реакции
происходят не только в веществе защиты, но и в теле космонавта, корректно учесть
вклад нейтронов в эквивалентную дозу весьма сложно. Вклад их при больших зна-
чениях толщины защиты сравним с вкладом от других излучений (Letaw and
Clearwate, 1986) и обязательно должен учитываться при оценках радиационной
опасности длительных межпланетных полетов.
3.10.7. Методы обеспечения радиационной безопасности экипажей
пилотируемых космических аппаратов
Задача обеспечения радиационной безопасности (РБ) - предотвратить гибель
членов экипажа космического аппарата (КА) в полете и ухудшение состояния их
здоровья после завершения полета по причине радиационного воздействия в про-
цессе выполнения профессиональной деятельности.
Как отмечалось выше, основой оценки опасности являются количественные
значения радиационной нагрузки на организм космонавта или прогноз радиобиоло-
гического эффекта, выраженный, например, в терминах радиационного риска или
ожидаемого сокращения продолжительности жизни. Поскольку, как отмечалось
выше, полностью исключить радиационный риск в космическом полете невозмож-
но, задача сводится к ограничению его на социально приемлемом уровне, формали-
зованном в виде нормативов радиационной безопасности. Для уменьшения радиа-
ционного воздействия могут использоваться следующие методы:
• выбор траектории полета КА таким образом, чтобы минимизировать время
пребывания в зонах повышенной радиации;
• выбор благоприятного, с точки зрения радиационных условий, календарного
времени проведения полета;
• конструирование КА таким образом, чтобы обеспечить достаточную толщину
защиты зон пребывания экипажа;
• перемещение экипажа во время ухудшения радиационных условий из слабо
защищенных в сильно защищенные зоны КА, а также использование локаль-
ной защиты;
• досрочное прекращение полета (для орбитальных полетов);
• проведение лечебно-профилактических мероприятий, если вышеперечислен-
ные меры оказались недостаточными.
Первые три метода применяются на стадии планирования и подготовки полета,
четвертый и пятый - в ходе его проведения, а последний при правильной подготов-
ке должен быть практически исключен из реального использования.
Система обеспечения РБ экипажей включает в себя комплекс мероприятий,
проводимых как на этапе подготовки полета, так и в ходе его проведения.
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
665
На этапе подготовки полета анализируется, удовлетворяют ли планируемая
траектория полета, время его проведения, защищенность зон пребывания экипажа
условиям:
W, Т) < D„(T), AR < AR„, (3.10.13)
где Щ - суммарное значение эквивалентных равноценных доз, получаемых эки-
пажем от всех источников ионизирующих излучений за время полета; Dn(T) - пре-
дельно допустимая доза при отсутствии вероятностных источников; АТ? - расчетное
значение радиационного риска экипажа; ARn - регламентированное значение радиа-
ционного риска.
Из выражения (3.10.13) видно, что определение требуемой толщины защиты
связано с расчетами зависимости дозы от массовой толщины защиты для каждого
источника излучения, воздействующего на космонавтов за время полета Т.
На этапе подготовки полета оценивается также достаточность средств радиаци-
онного контроля для определения индивидуальных доз облучения космонавтов
всеми видами радиационных воздействий в соответствии с требованиями норма-
тивных документов, в частности «Методики учета индивидуальных доз космонав-
тов в период их профессиональной деятельности» (РД 50-25645.209-85).
На этапе проведения полета на пилотируемом космическом объекте ведется
текущий мониторинг радиационных условий и индивидуальных доз космонавтов,
прогноз радиационных условий на трассе полета и в КА. В России вопросами радиа-
ционного контроля на пилотируемых космических аппаратах занимается Служба
Радиационной Безопасности (СРБ). В США существует аналогичное подразделение -
Space Radiation Analysis Group (SRAG). СРБ является частью системы оперативного
обеспечения полета и при существенном ухудшении радиационной обстановки во
время крупных солнечных протонных событий выдает рекомендации по переходу
экипажа в наиболее защищенные места КА на периоды времени, в которые прогно-
зируется увеличение мощности дозы на борту. Расчет мощности дозы, на основе ко-
торого выдаются рекомендации, осуществляется путем прогнозирования временного
профиля спектра протонов текущего события (с использованием спутниковых дан-
ных), а также распределения жесткости геомагнитного обрезания вдоль траектории
КА с учетом уровня геомагнитной возмущенности. Такие расчеты проводились для
всех крупных солнечных протонных событий в периоды пилотируемых полетов на
орбитальной станции «Мир» и Международной космической станции. Выданные на
их основе рекомендации позволили существенно сократить уровни облучения кос-
монавтов во время наиболее крупных солнечных протонных событий.
ЛИТЕРАТУРА
Бобков В.Г., Демин В.П., Кеирим-Маркус И.Б., Ковалев Е.Е. и др. Радиационная безопасность при косми-
ческих полетах. М.: Атомиздат, 1964.
Бондаренко В.А., Митрикас В.Г., Цетлин В.В. Вариации солнечной активности и радиационная обстановка
на космической станции «Мир» в период с 1986 по 1994 гг. Авиакосмическая биология и экологиче-
ская медицина, т. 29, № 6, с. 64-67, 1995.
Бондаренко В.А., Митрикас В.Г., Цетлин В.В. Радиационная обстановка на ОК «Мир» на фазе минимума
22-го цикла солнечной активности (1994-1996 гг.). Авиакосмическая биология и экологическая меди-
цина, т. 34, № 1, с. 21 -24, 2000.
666
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
РАЗДЕЛ 3
Бриль О.Д., Вихров А.И и др. Ядерные взаимодействия в защите космических кораблей. Под ред. Перфи-
лова Н.А. и Ковалева Е.Е. М.: Атомиздат, 1968.
Вампола А.Л. Влияние солнечного цикла на захваченные энергичные частицы. Аэрокосмическая техника,
№8, с. 32-48, 1990.
Воробьев Е.И. и др. Вопросы радиационной безопасности при полетах пилотируемых космических кораб-
лей «СОЮЗ». Космическая биология и медицина, т. 3, № 4, с. 24-29, 1969.
Галлямов Б.А., Коломенский А.В., Митрикас В.Г., Цетлин В.В. Радиационная обстановка в период совме-
стного полета ОК МИР и МКС. Авиакосм, и эколог, мед., т. 36, № 6, с. 46-50, 2002.
ГОСТ 25645.203-83. Безопасность радиационная экипажа космического аппарата в космическом полете.
Модель тела человека для расчета тканевой дозы. М.: Госстандарт, 1984.
ГОСТ 25645.204-83. Безопасность радиационная экипажа космического аппарата в космическом полете.
Методика расчета экранированное™ точек внутри фантома. М.: Госстандарт, 1984.
ГОСТ 25645.134-86. Лучи космические солнечные. Модель потоков протонов. М.: Госстандарт СССР,
1986.
Грибов Б.С., Репин Н.Н., Сакович В.А., Сахаров В.М. Методика гамма-просвечивания КА. Космические
исследования, т. 15, вып. 3, 1977.
Гуськова А.К., Байсоголов Г.Д. Лучевая болезнь человека. М.: Медицина, 383 с., 1971.
Доклад 33 МКРЕ. Радиационные величины и единицы. Пер. с англ, под ред. Кеирим-Маркуса И.Б. М.: Энер-
гоатомиздат, 1985.
Иванов В.И. Курс дозиметрии. М.: Энергоатомиздат, 1988.
Калашникова В.И., Козодаев М.С. Детекторы элементарных частиц. М.: Наука, 1966.
Коломенский А.В., Лайко Ю.А., Редько В.И., Сакович В.А. Определение выборочных функций экраниро-
ванное™ макета базового блока международной космической станции и транспортного космического
аппарата методом гамма-просвечивания. Космонавтика и ракетостроение, т. 28, № 3, с. 137-141, 2002.
Лягушин В.И., Волков А.Н., Александрин А.П. и др. Предварительные результаты измерения поглощен-
ных доз по данным системы радиационного контроля российского сегмента Международной космиче-
ской станции. Вопросы атомной науки и техники, сер. Физика радиационного воздействия на радио-
электронную аппаратуру, вып. 4, с. 22-25, 2002.
Митрикас В.Г., Мартынова А.Н. Модель защищенности обитаемых отсеков базового блока станции «Мир».
Космические исследования, т. 32, № 3, с. 115-123, 1994.
Митрикас В.Г., Цетлин В.В. Проблемы обеспечения радиационного контроля на ОПС МИР в 22-м цикле
солнечной активности. Косм, исслед., т. 35, № 2, с. 1-6, 2000.
Митрикас В.Г. Модель защищенности обитаемых отсеков служебного модуля Международной космиче-
ской станции для оценки радиационной безопасности. Авиакосмическая и экологическая медицина,
т. 38, №3, с. 41-47, 2004.
Немец О.Ф., Гофман Ю.В. Справочник по ядерной физике. Киев: Наукова думка, 1975.
НРБ-99. Нормы радиационной безопасности (НРБ-99) СП 2.6.1.758-99. М.: Минздрав России, 115 с., 1999.
ООКОКП-2004. Ограничение облучения космонавтов при околоземных космических полетах
(ООКОКП-2004). Методические указания МУ 2.6.1.44-03-2004.
Радиация. Дозы, эффекты, риск. Пер. с англ. Банникова Ю.А. М.: Мир, Р15, 79 с., 1990.
РД 50-25645.207-85 Методические указания. Безопасность радиационная экипажа космического аппарата в
космическом полете. Методика расчета поглощенной и эквивалентной дозы от многозарядных ионов
космических лучей. М.: Госстандарт СССР, 1986.
РД 50-25645.208-86 Методические указания. Безопасность радиационная экипажа космического аппарата в
космическом полете. Методика расчета поглощенной и эквивалентной дозы от протонов космических
лучей за защитой. М.: Госстандарт СССР, 1986.
РД 50-25645.209-85 Безопасность радиационная экипажа космического аппарата в космическом полете.
Методика учета индивидуальных доз космонавтов в период их профессиональной деятельности.
М.: Госстандарт, 1986.
Хаффнер Д. Ядерное излучение и защита в космосе. М.: Атомиздат, 314 с., 1971.
Тверская Л.В., Тельцов М.В., Шумшуров В.И. Измерение дозы радиации на станции МИР во время солнеч-
ных протонных событий в сентябре-октябре 1989 г. Геомагнетизм и аэрономия, № 5, с. 928-930, 1991.
ГЛАВА 3.10
РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ
667
Хесс В. Радиационный пояс и магнитосфера. Перевод с англ. М.: Атомиздат, 1972.
Шафиркин А.В., Григорьев Ю.Г., Петров В.М. Анализ нормативных документов по проблеме радиацион-
ной безопасности космических полетов и предложения по их совершенствованию. Авиакосмическая и
экологическая медицина, т. 33, № 6, с. 21-22, 1999.
Юрятин Е.И., Шумшуров В.И., Фоминых В.А., Тельцов М.В. Исследования дозиметрических характерис-
тик ионизационной камеры с электростатическим реле. Измерительная техника, № 3, с. 48, 1979.
Badhwar G.D., Konradi A., Hardy A., Braby L.A. Active dissymmetric measurements on Shuttle Flights. Nucl.
Tracks & Radiat. Meas., 20, pp. 13-20, 1992.
Bottolier-Depois J.F. et al. Tissue Equivalent Detector Data Obtained Recently on MIR Space Station. Compari-
son with Solid State Detector Data. Adv. Space Res., v. 18, No 6, 1996.
Dudkin V.E. et al. Differential neutron energy spectra measured on spacecrafts in low Earth orbit. Nucl. Tracks &
Radiat. Meas., v. 17, No 2, pp. 87-91, 1990.
Dudkin V.E. et al. Neutron fluencies and energy spectra in the Cosmos-2044 biosatellit orbit. Nucl. Tracks Radiat.
Meas., v. 20, No 1, pp. 139-141, 1992.
Dudkin V.E., Potapov Yu.V. Doses from Galactic Cosmic Ray Particles under spacecraft shielding. Nucl. Tracks
Radiat. Meas., v. 20, No 1, pp. 33-39, 1992.
Apathy I., Akatov Yu.A., Arkhangelsky V.V. etal. TL dose measurements on board the Russian segment of the
ISS during Expedition-7 and -8. http://www.magnet.oma.be/wrmiss/workshops/ninth/workshop.html. 2005.
Keith J.E., Badhwar G.D., Lindstrom D.J. Neutron spectrum and dose equivalent in Shuttle flights during Solar
maximum. Nucl. Tracks Radiat. Meas., v. 20, No 1, pp. 41-47, 1992.
Letaw I.R., Clearwater S. Radiation shielding Requirements on long-duration space missions. Severn Communica-
tions Corporation SPC Report 86-02, 21 July 1986, Maryland, USA.
Nguyen V.D. et al. Real time quality factor and dose equivalent meter «Circe» and its use on board the soviet
orbital station «Mir». Acta Astronautica, v. 23, pp. 217-226, 1991.
Nguyen V.D., Luccioni C., Parmentier N. Average Quality Factor and Dose Equivalent meter based on Microdo-
simetry Techniques. Radiation Protection Dosimetry, v. 10, No 1-4, pp. 277-282, 1985.
Recommendations of the ICRP Publication 60. Annals of the ICRP, v. 21, No 1-3, Pergamon, New York, 1991.
Report NCRP No 132. National Council on Radiation Protection and Measurement. Recommendations of Dose
Limits for Low Earth Orbit. USA, Bethesda MD, 2000.
Van Allen J.A. Nature, 184,4682,219, 1959.
Wilson J., Taunsend L., Schimmerling W. et al. Transport Methods and Interactions for Space Radiation. NASA
Reference Publication, No 1257, December 1991.
4
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ
ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ
СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
Криволуцкий А.А.1; Куницын В.Е.2
1 Центральная аэрологическая обсерватория, Росгидромет
2 Физический факультет МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Атмосфера нашей планеты служит средой обитания для различных форм жизни
на ее поверхности и является переходной зоной между космическим пространством и
Землей. Человека с давних пор занимали такие явления, как изменения погоды, яркие
закаты, радуга, полярные сияния и т. д.
Нижняя часть атмосферы постоянно изучается в рамках метеорологических про-
грамм, координируемых Всемирной метеорологической организацией (ВМО). С по-
явлением ракет и спутников стало возможным изучение верхней атмосферы, что
послужило началом нового этапа в изучении атмосферы Земли.
Область, расположенная между поверхностью Земли и приблизительно уровнем
10 км (на экваторе 15-17 км), называется тропосферой и характеризуется убыванием
температуры с высотой. Область, находящаяся выше (до 100 км), называется средней
атмосферой. Эта область гораздо более чувствительна к воздействию внешних фак-
торов - таких, как изменение солнечной активности либо выброс каких-либо веществ
на некоторой высоте или на поверхности Земли. Выше 100 км начинается диффузи-
онное разделение газовых составляющих атмосферы.
Одним из наиболее важных элементов средней атмосферы является озон - един-
ственная компонента, способная эффективно поглощать солнечное ультрафиолетовое
излучение в области 250-300 нм, предохраняя растения и животный мир от опасной
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
669
радиации. Благодаря этому вопрос о стабильности озонового слоя (с максимумом,
расположенным примерно на высоте 20-25 км) является одним из центральных в
понимании физики средней атмосферы.
С течением времени земная атмосфера к настоящему времени существенно изме-
нилась. Детали этого процесса, однако, еще недостаточно хорошо установлены, и по
некоторым вопросам существуют различные точки зрения (Walker, 1977; Глобальный
климат, 1987). Имеются указания на то, что атмосфера Земли имеет вторичное про-
исхождение (т. е. образовалась за счет постепенного выхода газов из внутренних час-
тей планеты), а не первичное (связанное с формированием атмосферы непосредст-
венно в период образования Земли). Частично это предположение подтверждается
фактом пониженного содержания на Земле инертных газов, таких, как Не, Ne, Аг, и
Кг, по сравнению с их распространенностью в Солнечной системе. Процессы, кото-
рые могли бы удалить эти пассивные в химическом отношении компоненты из атмо-
сферы, пока неизвестны, поскольку, по-видимому, содержание их в атмосфере Земли
всегда было существенно меньше, чем всюду в Солнечной системе.
Состав газов, выделяющихся из твердой земли, и особенно степень их окисления
зависят от количества свободного железа в коре и верхней мантии. Поскольку верх-
няя мантия не содержит свободного железа, вулканические газы в основном окисле-
ны и содержат гораздо больше водяного пара, чем водорода и углеводородов, а также
больше двуокиси углерода, чем окиси углерода. Однако атмосфера могла образо-
ваться так давно, что состав мантии, возможно, отличался от того, который мы имеем
сегодня. Действительно, геологические представления - рост земной коры и океанов,
расположение осадочных пород - указывают на то, что дегазация происходила глав-
ным образом на ранней стадии истории нашей планеты. Исследования ядра (особен-
но высокое содержание никеля) позволили предположить, что мантия никогда не
содержала большого количества железа, и, следовательно, можно считать, что сте-
пень окисления выбрасываемых газов близка к той, которая наблюдается при вулка-
нических выбросах сегодня.
Считается, что современные вулканы выбрасывают большое количество СО2, SO2,
Cl, F, Н2О и N2 и небольшое количество других соединений. Судьба всех этих соеди-
нений после выброса частично зависит от термических условий на поверхности пла-
неты, которые, по крайней мере, в первом приближении легко оценить следующим
образом. Скорость излучения энергии поверхностью может быть приравнена к при-
ходящему общему потоку солнечной энергии, который равен 7Ш25С(1 -Л), где а -
радиус Земли, А - альбедо (отношение отраженного излучения к приходящему), Sc -
поток приходящей солнечной радиации. Таким образом,
na2Sc(]-A) = 4na2GT\ (4.1.1)
где с - постоянная Стефана-Больцмана, а Т - средняя температура поверхности.
Предполагая, что альбедо Земли до образования атмосферы равнялось современному
альбедо Марса, и полагая, что Sc было равно его значению сегодня, мы можем при-
нять первичную температуру поверхности примерно равной 260 К. В таких условиях
водяной пар, выброшенный вулканами, будет оставаться в газообразном состоянии.
Земля при этом будет нагреваться из-за поглощения инфракрасного излучения («пар-
никовый эффект») до тех пор, пока давление водяного пара не достигнет примерно
670
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
10 ГПа, после чего возникает пересыщение, приводящее к конденсации и образова-
нию океанов. Тогда СО2 начнет растворяться в океанах, пока не установится равно-
весие с атмосферой.
Этот сценарий, однако, предполагает, что поток $с не менялся. Более вероятно,
что поток солнечного излучения со времени образования Земли возрос. Было показа-
но (Sagan and Mullen, 1973), что при более правдоподобном значении Sc соответст-
вующая температура поверхности получается ниже - примерно 238 К. В таких усло-
виях выделяющийся водяной пар должен бы замерзать, что не согласуется с геологи-
ческими данными. Отсюда следует сделать вывод, что на ранних стадиях земной
эволюции существовал дополнительный источник «парникового эффекта», за счет
которого планета нагрелась до температуры, при которой вода оставалась в жидкой и
газовой фазах. При этом было сделано предположение, что первичный парниковый
эффект был обусловлен NH3. В других исследованиях предполагалось, что дополни-
тельное нагревание было обусловлено СО2. Газообразная вода, присутствующая в
атмосфере, должна фотодиссоциировать, что, в свою очередь, могло привести к обра-
зованию молекулярного кислорода. Этот источник молекулярного кислорода недос-
таточен для объяснения его высокого относительного содержания в современной
атмосфере. Во всяком случае, развитие жизни требует присутствия жидкой воды и
температуры первичной атмосферы, близкой к 260 К.
Эволюция содержания в атмосфере кислорода была, вероятно, тесно связана с
эволюцией жизни. Некоторые из первых живых организмов существовали за счет
ферментации. За ними последовали химические соединения, которые черпали энер-
гию в химических реакциях, и, в конце концов, - фотосинтетические организмы на-
чали производить кислород в значительно больших количествах, постепенно увели-
чивая его содержание до современного уровня.
Современная фотосинтетическая жизнь, однако, защищена от губительного дей-
ствия солнечного излучения кислородом и озоном. Таким образом, возникает вопрос,
как первичные формы выжили и развились до современного состояния и как возник
необходимый им и их потомкам защитный экран. Возможно, что первоначально
жизнь возникла в воде в виде морских водорослей, защищенных от солнечных лучей
слоем воды.
Проблема изменений химического состава атмосферы, тесно связанная с возмож-
ными изменениями климата, представляет чрезвычайный интерес, в том числе и для
России, как члена международного сообщества. Достаточно напомнить о подписании
Россией двух международных конвенций: о защите озонового слоя (Монреальский
протокол, 1986 г.) и об ограничении промышленных выбросов СО2 (Киотский прото-
кол).
Введение новых сельскохозяйственных методов, например, интенсивное исполь-
зование азотных удобрений, также существенно изменило естественный цикл азота,
увеличив вероятность его присутствия в таких веществах, как аммиак, аминокисло-
ты, нитраты.
Наблюдаемое в последние десятилетия увеличение содержание СО2 (Доклад
ГРИНПИС, 1993 г.), возможно, связано с интенсификацией промышленной деятель-
ности. Эта проблема является первостепенной, хотя многочисленные обратные связи
здесь еще до конца не изучены.
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
671
Например, океан является огромным резервуаром для СО2. Увеличение СО2 ска-
зывается на тепловом балансе атмосферы, что ведет, с одной стороны, к нагреванию
нижних слоев атмосферы за счет возросшего поглощения инфракрасного излучения,
испускаемого как поверхностью Земли, так и атмосферными газами, а с другой - к
охлаждению верхних слоев, связанному с усилением потока инфракрасного излу-
чения, уходящего в космическое пространство. Глобальные климатические модели
показывают, что удвоение содержания СО2 увеличит температуру воздуха у поверх-
ности Земли на 1,5-4,5 К, что может оказать существенное влияние на все климати-
ческие характеристики, включая содержание водяного пара, альбедо, облачность.
Анализ наблюдений показывает, что в последние десятилетия температура земной
поверхности непрерывно увеличивается.
Дополнительные окислы азота, образующиеся при сгорании топлива в двигателях
современных самолетов, а также при мощных ядерных взрывах (многочисленных в
50-60 гг. XX века), оказывают воздействие на озоновый слой Земли вследствие
интенсификации химических каталитических циклов. Большой интерес привлекла
проблема выбросов хлоросодержащих веществ (фреонов), вследствие возможного
разрушения озона в каталитических химических циклах. Такая опасность привела к
решению международного сообщества о запрете использования фреонов и переходе
на альтернативные вещества.
Солнечная активность является еще одним фактором воздействия на атмосферу
Земли. Последние десятилетия существенным образом повлияли на уровень наших
знаний в этой области благодаря бурному накоплению информации со спутников. В
настоящее время можно использовать долговременные (длительностью более трех
циклов солнечной активности) внеатмосферные измерения потоков солнечной элект-
ромагнитной радиации в различных участках спектра, включая измерения солнечной
постоянной, что позволило снять вопрос о влиянии атмосферы на результаты изме-
рения солнечной постоянной и ее вариаций. Установлено, что вариации солнечной
постоянной в 11-летнем цикле активности Солнца составляют величину порядка
0,1%. Изменения в интенсивности ультрафиолетовой радиации, ответственной за
образование и разрушение озона в атмосфере, составляют в цикле активности десят-
ки процентов в области 140-155 нм и уменьшаются с ростом длины волны. Впервые
четко выявлены 27-дневные колебания ультрафиолетовой (УФ) радиации, обуслов-
ленные вращением Солнца вокруг оси. Накоплен также массив данных о корпуску-
лярных потоках, попадающих затем в атмосферу в моменты солнечных вспышек и
возмущений магнитосферы.
Еще один результат эпохи спутниковых наблюдений - огромный массив гло-
бальной информации о параметрах атмосферы, включая ее химический состав, по-
лученный с помощью методов дистанционного зондирования. Следует отметить,
что новые явления, обнаруженные по наблюдениям, а также прогресс, связанный с
быстрым развитием возможностей современных компьютеров, привели к более глу-
бокому пониманию физических процессов в атмосфере, в том числе и в области ис-
следования механизмов солнечно-атмосферных связей.
Таким образом, человечество вступило в новый период, когда наши знания об ат-
мосфере и о факторах воздействия на нее непрерывно и интенсивно пополняются. В
672 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ РАЗДЕЛ 4
то же время быстрое накопление новых знаний ставит перед исследователями и но-
вые задачи. Среди первоочередных - понимание механизмов и прогноз глобальных
изменений природной среды и климата Земли. Представляется, что библиография,
приведенная в этом разделе, будет полезна для более детального изучения вопросов,
представленных здесь лишь в кратком изложении.
4.1.1. Структура атмосферы
4.1.1.1. Гидродинамическое описание
Теоретическое описание циркуляции и термического режима атмосферы базиру-
ется на трех основных принципах, сформулированных в законах движения Ньютона
и законах сохранения энергии и массы. Уравнение движения в векторной форме в
системе координат, связанной с вращающейся Землей, записывается в виде:
dV 1
---+ -Vp + 2 fix V = g + F, (4.1.2)
dt р
где V - вектор скорости объема воздуха; р - давление; р - масса единичного объема
воздуха; Q - угловая скорость вращения Земли (определяет вместе со скоростью си-
лу Кориолиса); g - ускорение свободного падения; F - сила трения, обусловленная
вязкостью; t - время.
Уравнение сохранения энергии (первый закон термодинамики) имеет вид:
(4.1.3)
dt р dt
где Т - температура; Ср - теплоемкость воздуха при постоянном давлении; Q - сум-
марная скорость нагрева единицы массы воздуха (за счет радиационных эффектов
или теплоты фазовых переходов). В стратосфере и мезосфере Q определяется в ос-
новном разницей между нагревом за счет поглощения ультрафиолетового излучения
Солнца озоном и охлаждения за счет инфракрасного излучения озона, углекислого
газа и водяного пара (таким образом, зависит от распределения этих малых газовых
составляющих).
Третьим основным уравнением является уравнение сохранения массы (неразрыв-
ности):
^ + рДУ = 0. (4.1.4)
dt
В соотношениях (4.1.2)-(4.1.4) полная производная по времени может быть запи-
сана в виде:
— = A+vV. (4.1.5)
dt dt
К записанным выше уравнениям следует добавить уравнение состояния, чтобы
замкнуть систему уравнений:
p = pRT.
(4.1.6)
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
673
Для теоретического описания глобальных атмосферных процессов естествен-
ным является использование сферической системы координат, связанной с вра-
щающейся Землей. Уравнения движения в этой системе (с небольшими упроще-
ниями) имеют вид:
+ — =---------!---+ 2Qy sin ср - 2Qvv cos ср + , (4.1.7)
2 a pacoscp 5Х
dv z/2tgcp vw 1 dp z, ,
— +------— + — =----------—+ 2fh/sincp+ F , (4.1.8)
dt a a pa Sep ф
dw w2+v2 1 др ,л л
= — - g + 2Qz/ cos cp + Fz, (4.1.9)
dt a--------------------------------------------------------pa dz
где и, v, w - компоненты скорости ветра; а - радиус Земли; ср - широта; X - долгота;
z - высота над поверхностью Земли.
Уравнение (4.1.9) существенно упрощается, если в нем сохранить только преоб-
ладающие члены (гидростатическое приближение):
о—
pa dz
Используя (4.1.10) и уравнение состояния, можно получить:
dp _ dz
Р н’
(4.1.10)
(4.1.11)
где Н- высота однородной атмосферы (порядка 7 км):
я _ _ кТ
g mg"
где m - молекулярная масса воздуха, к - постоянная Больцмана.
Уравнение (4.1.11) позволяет получить в простом виде зависимость давления
и концентрации молекул воздуха от высоты в случае, когда Н слабо меняется с
высотой:
(4.1.12)
z ч Z~ZQ
P(z)~Poexpl---—
, ч z~zo
n(z) « nQ exp-------
(4.1.13)
(4.1.14)
Следует отметить, что полная нелинейная система дифференциальных урав-
нений, описывающая атмосферные процессы, является одной из самых сложных
систем, требующих, вследствие ее существенной нелинейности и быстрого умень-
шения плотности воздуха с высотой, специальных методов численного интегриро-
вания. В различных модификациях данная система уравнений является основой для
решения таких фундаментальных вопросов, как прогноз погоды, описание и про-
гноз климата и его изменений и других.
674
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.1.1.2. Температура
Температурный режим атмосферы Земли исследован как на основе наблюдений
(наземных и спутниковых), так и теоретическими методами, с помощью решения
системы уравнений гидротермодинамики. При этом должны быть заданы потоки
солнечной радиации, распределения газов поглотителей и их поглощающих
свойств. Накопленная информация о глобальном распределении температуры атмо-
сферы позволяет представить ее как последовательность слоев, отличающихся по
их температурным характеристикам (рис. 4.1.1). В частности, каждый слой пред-
Рис. 4.1.1. Термическая структура
атмосферы Земли. Цифрами 1 и 2 отмечены
экваториальная и полярная тропопаузы
Рис. 4.1.2. Широтное распределение
температуры, [К], во время солнцестояния
ставляет собой область, где изменение
температуры с высотой имеет постоян-
ный знак. Слои называются «сферами», а
границы между соседними слоями - «пау-
зами». Самый нижний слой - тропосфе-
ра - характеризуется общим уменьшением
температуры с ростом высоты. Верхняя
граница слоя, где температура достигает
минимума, называется тропопаузой. Тем-
пература и положение тропопаузы зависят
от широты и сезона. На экваторе ее сред-
няя высота составляет около 18 км, со-
ответствующая температура - примерно
190 К, тогда как в полярных областях вы-
сота тропопаузы составляет около 8 км.
Выше тропопаузы, в стратосфере, темпе-
ратура увеличивается с высотой до макси-
мума, равного примерно 270 К на уровне
стратопаузы, расположенной на высоте
50 км. Еще выше температура вновь убы-
вает вплоть до уровня 85 км, где наблюда-
ется второй температурный минимум.
Этот слой называется мезосферой, и его
верхней границей является мезопауза. Во
всех этих слоях основные компоненты -
N2 и О2- составляют примерно 78 и 21%
общего числа частиц соответственно, по-
этому средняя молекулярная масса воз-
духа почти не меняется с высотой. Вслед-
ствие этого три указанных слоя иногда
называют гомосферой. На рис. 4.1.2 пока-
зана структура гомосферы во время солн-
цестояния. Следует обратить внимание на
то, что летняя полярная мезосфера хо-
лоднее зимней. По современным пред-
ставлениям этот эффект обусловлен воз-
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
675
действием гравитационных волн, распространяющихся из нижних слоев, о чем бу-
дет сказано ниже.
Область, расположенная выше мезопаузы, называется термосферой. Температура
здесь быстро растет с высотой и может достигать от 500 до 2 000 К в зависимости от
уровня солнечной активности. Состав воздуха на этих высотах сильно отличается от
состава на более низких высотах из-за увеличения доли атомарного кислорода - его
концентрация выше 120 км становится сравнимой с концентрациями N2 и О2, кон-
центрации которых уменьшаются вследствие процессов фотодиссоциации. Таким
образом, средняя молекулярная масса воздуха в этой области начинает меняться с
высотой; по этой причине атмосферу выше 100 км называют гетеросферой.
В табл. 4.1.1 представлена Модель атмосферы, основанная на данных наблюде-
ний (Чемберлен, 1981). В таблице использованы следующие обозначения: z - высота,
Таблица 4.1.1
Модель атмосферы, основанная на данных наблюдений
Z, км Ф / go, км Г, К р, мбар N, см 3 Н, км g, см/с2
0 0 288 1,01310’ 2,547-Ю'9 28,96 8,434 980,7
5 4,996 256 5,405-102 1,531-Ю'9 28,96 7,496 979,1
10 9,98 223 2,650-102 8,598-Ю'8 28,96 6,555 977,6
15 14,97 217 1,211-Ю2 4,049-10'8 28,96 6,372 976,1
20 19,94 217 5,529-10' 1,849-10'8 28,96 6,382 974,5
25 24,90 222 5,549-1 О' 8,334-10'7 28,96 6,536 973,0
30 29,86 227 1,197-Ю1 3,828-10'7 28,96 6,693 971,5
35 34,81 237 5,746-10° 1,760-Ю'7 28,96 7,000 970,0
40 39,75 250 2,871-10° 8,308-10'6 28,96 7,421 968,4
45 44,68 264 1,491-10° 4,088-Ю'6 28,96 7,842 966,9
50 49,61 271 7,978-10-' 2,135-Ю'6 28,96 8,047 965,4
55 54,53 261 4,253-10“' 1,181-Ю'6 28,96 7,766 963,9
60 59,44 247 2,196-10-' 6,439-10'5 28,96 7,368 962,4
65 63,34 233 1,093-10“' 3,393-Ю'5 28,96 6,969 960,9
70 69,24 220 5,221-Ю’2 1,722-10'5 28,96 6,570 959,4
75 74,13 208 2,388-Ю-2 8,300-10'4 28,96 6,245 957,9
80 79,00 198 1,052-Ю-2 3,838-Ю'4 28,96 5,962 956,4
85 83,89 189 4,457-10-’ 1,709-10'4 28,96 5,678 955,0
86 84,85 187 3,734-10“’ 1,447-10'4 28,95 5,621 954,7
90 88,74 187 1,836-10-’ 7,12-10” 28,91 5,64 953
95 93,60 189 7,597-1 О’4 2,92-10” 28,73 5,73 952
676
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Ф/go - геопотенциальная высота, Т - температура, р- давление, N - концентра-
ция, <ц> - средняя молекулярная масса, Н - шкала высот, g - ускорение силы тя-
жести.
Важной характеристикой атмосферы является скорость изменения температуры с
высотой. Объединяя уравнение гидростатики с уравнением энергии в адиабатиче-
ском случае (Q = 0), можно оценить так называемый сухоадиабатический градиент,
величина которого оказывается равной:
Га = — = --£- = - Ю°с/км.
dz Ср
Реальный градиент температуры отличается от сухоадиабатического вследствие
неадиабатических процессов, например поглощения солнечной радиации или кон-
денсации. Разность (Г - Га) между реальным и сухоадиабатическим градиентом ха-
рактеризует тенденцию смещенной воздушной частицы к возвращению в исходное
положение. Эта величина определяет параметр S, который называется параметром
статической устойчивости. Если Г = Го, то объем воздуха, адиабатически переме-
щенный из одного положения в другое, останется в новом положении (безразличное
равновесие), поскольку его температура будет равна температуре окружающей сре-
ды. Если же Г < Го, то выведенный из равновесия объем будет стремиться вернуться
в первоначальное положение (устойчивое равновесие). В среднем атмосфера устой-
чива, как это видно из рис. 4.1.1, однако возможны ситуации, когда возникает не-
устойчивость (Г > ГД
Циркуляция
Исходным движущим механизмом циркуляции в стратосфере и мезосфере от-
носительно вращающейся Земли служит неравномерность нагрева вследствие по-
глощения озоном и атомарным кислородом ультрафиолетового излучения Солнца,
а также инфракрасного излучения озона, углекислого газа и водяного пара в окру-
Рис. 4.1.3. Широтное распределение
притока тепла, [°С/сутки], для зимнего
солнцестояния
жающее пространство, которое связано с
колебательной релаксацией молекул СО2,
Н2О и О3. Распределение суммарного ра-
диационного притока тепла (рис. 4.1.3)
характеризуется резко выраженным сезон-
ным ходом с максимальными скоростя-
ми нагрева и охлаждения на летнем и зим-
нем полюсах соответственно. Неравномер-
ность нагрева порождает среднюю мериди-
ональную циркуляцию, характеризующую-
ся восходящими движениями на летнем
полюсе, меридиональным дрейфом на верх-
них уровнях по направлению к зимнему
полушарию и нисходящими движениями
вблизи зимнего полюса.
Сила Кориолиса, воздействуя на это ме-
ридиональное движение, порождает сред-
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
677
нее зональное течение, направленное в летнем полушарии к западу и в зимнем полу-
шарии к востоку. Скорости этих зональных течений приблизительно выражаются
формулами термического ветра и сбалансированы со средним зональным темпера-
турным полем (Холтон, 1979):
1 Г ЭФ^
w =------ ,
/w )Р
1 ( 5ФА
у =------
Л^)р
При этом:
дФ _ RT
°Р Р ’
где /= 2QsinO - параметр Кориолиса; Ф - геопотенциал:
Ф = ^gdz.
О
(4.1.15)
(4.1.16)
(4.1.17)
Уравнения гидродинамики расслоенной жидкости или газа допускают, кроме
квадратичной сохраняющейся величины (энергии), еще и линейный инвариант -
потенциальный вихрь, который для нелинейных уравнений имеет вид:
q =— (grad 5 (rot V + 2П)),
(4.1.18)
где S - энтропия; V - полная скорость ветра.
На рис. 4.1.4 представлено схематическое широтно-высотное сечение средне-
го зонального поля ветра во время солнцестояний (Холтон, 1979). Поскольку на-
правления ветра в летнем и зимнем полушарии в большей части стратосферы и
мезосферы противоположны, ясно, что в
экваториальной зоне обоих полушарий
средние зональные ветра должны быть
относительно слабыми. В экваториальной
зоне присутствуют полугодовые и годовые
колебания зонального ветра. Помимо по-
следних, связанных с сезонным солнечным
циклом, наблюдается очень сильное коле-
бание среднего зонального ветра с не со-
всем регулярным периодом, составляю-
щим в среднем около 26 месяцев («квази-
двухлетние колебания»). Колебания имеют
примерно постоянную амплитуду около
20 м/с в области между 30 и 22 км, а ниже
они быстро затухают. Теория этого явле-
ния развита в работах (Holton, 1969; Holton
Рис. 4.1.4. Широтное распределение
скорости зонального ветра, [м/с],
для солнцестояния
678
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
and Lindzen, 1972). В этих работах построена механистическая модель, и данная
цикличность возникает в результате нелинейного взаимодействия распространяю-
щихся экваториальных мод со средним движением.
Атмосферные волны
Атмосферу можно рассматривать как тонкую пленку на вращающейся сфере,
обладающую упругими свойствами. В ней возникают волны, охватывающие подчас
всю атмосферу. Атмосфера, рассматриваемая как пленка, - сложная колебательная
система. Ее упругость обусловлена многими причинами. Помимо того, даже при
идеализированных предположениях эта среда не обладает простой структурой,
поскольку частицы воздуха испытывают действия сил различной природы.
Во-первых, это силы обычной упругости, связанные со сжимаемостью воздуха. Во-
вторых, это силы плавучести, обусловленные неоднородностью атмосферы по вы-
соте (расслоением или стратификацией). Частица, отклонившаяся в вертикальном
направлении, если ее состояние изменяется адиабатически, принимает другую
плотность, чем окружающая ее среда. Разность действующей на нее архимедовой
силы и ее веса вынуждает ее либо продолжать отклоняться от первоначального по-
ложения, либо возвращаться в первоначальное состояние, из-за чего возникают
колебания около положения равновесия. В первом случае, как мы говорили выше,
стратификация является неустойчивой, во втором - устойчивой.
Гироскопические силы не могут сказаться при движениях мелкого масштаба; при
изучении таких движений можно считать, что атмосфера в среднем неподвижна и
Земля плоская. Здесь можно выделить волны с периодами 5-10 мин, связанные с
влиянием гравитационных сил, т. е. сил плавучести. Для этих волн, которые называ-
ют короткими гравитационными волнами, упругость является фактором несущест-
венным. Для движений самых крупных масштабов (таких, как циклонические вихри)
силы плавучести не имеют существенного значения. Здесь определяющими являются
гироскопические силы.
Акустические волны, или волны сжатия, в несжимаемой среде, очевидно, не воз-
никают. Период колебаний этих продольных волн не превышает 300 с, а их скорость
перемещения колеблется около 300 м/с. Амплитуды таких волн невелики и состав-
ляют в нижней атмосфере десятые доли мбар. Исключение составляют ситуации,
когда источник акустических волн связан со взрывом.
Таким образом, различная физическая природа перечисленных выше сил приво-
дит к тому, что им соответствуют различные по структуре и масштабам движения.
Последнее обстоятельство оказывается очень удобным, поскольку позволяет изучать
каждый вид движения независимо, т. е. при изучении, например, звуковых волн пре-
небрегать и вращением Земли, и силой тяжести, а при изучении коротких гравитаци-
онных волн - сжимаемостью. Метеоролога интересуют самые крупные, инерционно-
гироскопические волны, имеющие прямое отношение к прогнозу погоды, а также
гравитационные волны при изучении локальных явлений. Самые крупные гравита-
ционные волны играют основную роль при изучении атмосферных приливов. Спектр
атмосферных процессов был детально исследован в рамках линейного подхода в мо-
нографии (Дикий, 1969).
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
679
Планетарные волны
Планетарные {длинные), или гироскопические волны, представляют большой ин-
терес для долгосрочного прогноза погоды. Физической основой возникновения
этих крупномасштабных волновых движений является гироскопическая устой-
чивость вращающейся атмосферы. При этом любое возмущение, наложенное на это
вращение, приводит к возникновению волновых движений такого типа. Данный
тип волновых возмущений был впервые обнаружен на синоптических картах и
изучен Россби, который предложил формулу для скорости движения отдельной
волны:
C = U-^, (4.1.19)
4л2
где U - зональная скорость западного переноса; X - длина волны; Р = d(2Q2) /ду =
= 2Qcoscp/tf - параметр Россби', а - радиус Земли.
Длина волны неподвижных волн (С= 0), как это следует их формулы (4.1.19), со-
ставляет несколько тысяч километров. Эти волны определяют положение таких
крупномасштабных стационарных возмущений параметров атмосферы («центров
действия»), как Сибирский антициклон, Исландский минимум и др. Суперпозиция
стационарных и движущихся волн Россби определяет в каждый момент времени то-
пографию барического поля в атмосфере и в значительной степени погоду.
Уравнение сохранения потенциального вихря, записанное в квазигеострофиче-
ском приближении, позволяет исследовать в линейном приближении вертикальную
структуру планетарных волн, распространяющихся из тропосферы в верхние слои
атмосферы. Представив функцию тока для возмущений в виде:
ф' = ф(г)ехр i{kx + ly-kCt) + —— ,
\ 2/7)
где к, / -пространственные волновые числа, а С - фазовая скорость волны, уравнение
сохранения потенциального вихря в области, свободной от источников, можно запи-
сать в виде:
AfA-------Мф + f-^— — -()l2+/2X = 0, (4.1.20)
N\dz2 4Н2) {U-C8y J 47
где U - зональный ветер; N- квадрат частоты плавучести или частоты Брента-
Вяйсала:
н[дг срн)’
dq/dy- меридиональный градиент среднезонального квазигеострофического потен-
циального вихря.
При U = const уравнение (4.1.20) принимает вид:
^4 + л2Ф = 0, (4.1.21)
dz2
680
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
где
= ₽---(£2+/2)^----Ц-. (4.1.22)
у2 {и-С ) 4Н2
Величину п2 можно рассматривать как квадрат показателя преломления, в зависи-
мости от знака которого волновые возмущения будут распространяющимися по вер-
тикали (п2 > 0) или экспоненциально затухающими («запертыми», п2 < 0). Для ста-
ционарных волн (с = 0) условие распространения по вертикали выглядит следующим
образом:
0 < и < Р(^ + / )+/ = Uc, (4.1.23)
где Uc - критическая скорость волновых возмущений планетарного масштаба (волн
Россби).
Из условия (4.1.21), в частности, следует, что распространение стационарных
волн может иметь место лишь при западных ветрах со скоростями, меньшими крити-
ческих. В связи с этим условием в летнем полушарии (где зональный ветер имеет
восточное направление в стратосфере и мезосфере) все планетарные волны оказы-
ваются запертыми в тропосфере. В зимнем полушарии, где наблюдаются сильные
западные ветры, запертыми оказываются все волны, кроме наиболее крупномас-
штабных. Таким образом, волны с более высокими номерами волновых чисел могут
проникать из тропосферы в стратосферу и мезосферу лишь в короткие периоды осе-
нью и весной, когда там имеют место слабые западные ветры.
Атмосферные приливы
Приливы представляют собой один из немногих примеров вынужденных колеба-
ний, характеристики источников которых довольно хорошо известны. В случае гра-
витационных приливов как пространственное распределение, так и частоты потен-
циала приливообразующих сил известны совершенно точно. Для солнечных тепло-
вых приливов (преобладающих в земной атмосфере) частоты источников также
точно известны, но поскольку распределение приливообразующих сил зависит от
распределения озона и водяного пара в атмосфере, их пространственную структуру в
моделях приходится задавать в какой-то мере приближенно. Приливные колебания с
хорошей точностью описываются в рамках линейной теории, по крайней мере, до
высоты 60 км, и поэтому оказываются идеальным объектом для сопоставления тео-
рии и наблюдений.
Солнечные тепловые приливы возбуждаются радиационным нагревом за счет по-
глощения солнечной ультрафиолетовой радиации озоном в стратосфере и мезосфере
и водяным паром в нижней атмосфере. В атмосфере наблюдается, помимо суточного
прилива, также полусуточный прилив, амплитуда которого на некоторых высотах
превышает амплитуду суточного прилива. Причиной существования полусуточных
колебаний является тот факт, что термическое возбуждение при суточном движении
Солнца не описывается единичной суточной гармоникой, а содержит и более высо-
кие гармоники. Среди них имеется и обусловленная поглощением солнечной радиа-
ции в слое озона полусуточная гармоника, амплитуда которой составляет 1/3 от соот-
ГЛАВА 4.1 АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ 681
ветствующей суточной компоненты возбуждения (Chapman and Lindzen, 1970). По-
лусуточный прилив возбуждается в первую очередь озонным нагревом в стратосфере
и мезосфере. Суточный же прилив вызывается, прежде всего, тропосферным на-
гревом за счет поглощения радиации водяным паром. Полусуточная мода характери-
зуется очень большой вертикальной длиной волны и поэтому оказывается в фазе с
возбуждением, приходящимся на очень глубокий слой. Таким образом, нагрев в озо-
новом слое способен эффективно возбуждать полусуточный прилив. В противопо-
ложность этому суточный прилив характеризуется модами с малой вертикальной
длиной волны, что приводит к быстрому смещению фазы волны по высоте и к само-
подавлению возбуждаемых в слое озона мод вследствие их интерференции. В моде-
лях общей циркуляции атмосферные приливы содержатся как элемент глобальной
системы, которую представляет собой земная атмосфера. На рис. 4.1.5а, б изображена
пространственная структура амплитуды полусуточного и суточного прилива соответ-
ственно, полученная в расчетах по трехмерной модели (Krivolutsky et al., 2006).
Рис. 4.1.5. Амплитуда, [м/с], полусуточного (а) и суточного (б)
прилива в зональной скорости ветра по расчетам с помощью
модели общей циркуляции
682
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Гравитационные волны
Исследования, связанные с механизмами генерации, теорией и наблюдением
внутренних гравитационных волн (ВГВ), имеют достаточно длительную историю
(Госсард и Хук, 1978) (некоторые авторы используют термин волны плавучести, что-
бы отличить их от гравитационных волн общей теории относительности). Имея не-
большие амплитуды в нижней атмосфере, эти волны быстро растут с высотой вслед-
ствие уменьшения плотности воздуха и оказывают заметное нелинейное воздействие
на параметры атмосферы. Аппарат линейной теории приливов позволяет выявить
существование волноводов, которые обусловлены особенностями температурной
стратификации и в которых энергия ВГВ может быть «захвачена». В то же время
рост амплитуды волны с высотой приводит, как уже было сказано, к существенно
нелинейной картине их воздействия на атмосферу. При этом существующая сеть ра-
дарных наблюдений позволяет использовать измерения высокого пространственного
и временного разрешения для регистрации ВГВ и сопоставления теории с наблюде-
ниями (Gavrilov et al., 1996). Источниками генерации ВГВ могут являться следующие
процессы в атмосфере:
• орография, которая служит источником генерации подветренных волн при ус-
тойчивой стратификации атмосферы;
• фронтальные погодные системы (хотя физический механизм зарождения волн
на фронтах является чрезвычайно трудной задачей);
• турбулентность (этот механизм, возможно, также важен при объяснении высо-
ких температур в солнечной короне);
• геострофическое приспособление (в процессе стремления атмосферных движе-
ний к геострофическому равновесию могут излучаться ВГВ);
• неустойчивость;
• нелинейное взаимодействие отдельных мод ВГВ.
Поскольку, как уже было сказано выше, экспоненциальное уменьшение плотно-
сти воздуха с высотой приводит к росту амплитуд ВГВ, на некоторой высоте вслед-
ствие роста, обусловленного волной возмущения температуры, вертикальный гради-
ент может превысить адиабатический, и волна станет неустойчивой, т. е. начнется ее
разрушение. Была разработана параметризация этого нелинейного процесса (Lindzen,
1981) в предположении, что выше уровня разрушения волна должна вызывать доста-
точно сильную турбулентную диффузию, которая предотвращает дальнейший рост
амплитуды с высотой. Это предположение ведет к выражению для турбулентной
диффузии и для волнового торможения, которые сильно зависят от разности U- С:
к(и-С)4
41,6 2HN3
(4.1.24)
2HN
(4.1.25)
Выражение (4.1.23) может привести как к положительному, так и к отрицатель-
ному ускорению зонального ветра в зависимости от знака U- С. Необходимо также
отметить, что выражения (4.1.22)-(4.1.23) дают возможность учесть сезонную измен-
чивость волнового сопротивления и диффузии, поскольку распространение гравита-
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
683
ционных волн через атмосферу зависит от распределения зональных ветров, имею-
щих сильный сезонный ход. Можно также показать (Холтон, 1979), что когда фазо-
вая скорость волны равна скорости зонального ветра («критический уровень»), то
волна поглощается. Таким образом, поскольку волновое сопротивление должно ме-
няться со сменой сезона, то должна изменяться и турбулентная диффузия, порожден-
ная разрушением волны. Это явление будет также иметь последствия для переноса
химических компонент в мезосфере.
Экваториальные колебания
При рассмотрении узкой экваториальной области уравнение для пространствен-
ной структуры меридиональной компоненты скорости в волне при определенных
граничных условиях совпадает с уравнением Шредингера для простого гармониче-
ского осциллятора и имеет решения лишь в случае, когда коэффициенты уравнения
удовлетворяют условию:
£“'-21 ест2- —-.v2 | = 2л + 1, (4.1.26)
V о )
где
(2Qa)2
е =-------,
gh
а о - частота волны, h - постоянная разделения.
Дисперсионное соотношение (4.1.24) содержит высокочастотную инерционно-
гироскопическую волну, движущуюся к востоку, и смешанную Россби-
гравитационную моду, движущуюся к западу. Существует также дополнительное
решение (если положить значение меридиональной скорости К= 0) - экваториальные
волны Кельвина, дисперсионное соотношение для которых имеет вид:
£ = ?/<?. (4.1.27)
Экваториальные моды являются «экваториально запертыми» модами и распро-
странятся в узкой зоне вблизи экватора. По наблюдениям были обнаружены эквато-
риально распространяющиеся волны в тропической стратосфере с периодами
4-5 суток, движущиеся к западу, которые можно интерпретировать, как смешанные
Россби-гравитационные волны. Был также обнаружен другой тип волновых возму-
щений с периодами 10-20 суток, которые соответствуют движущимся на восток вол-
нам Кельвина.
Вернемся к квазидвухлетним колебаниям зонального ветра - сильным наблюдае-
мым вариациям зонального ветра в стратосфере с периодами от 20 до 40 месяцев и
средним периодом 26 месяцев. Это явление называется квазидвухлетней циклично-
стью - QBO (Quasi-Biennial Oscillation). В предложенном на сегодняшний день меха-
низме этого явления использована концепция взаимодействия экваториальных мод
со средним зональным ветром, которое происходит на критическом уровне, и их ра-
диационного подавления. Эти процессы приводят к передаче количества движения
среднему зональному течению, что приводит к периодическому опусканию зоны вос-
точных ветров и попеременному «включению» волнового воздействия разного знака.
Весь процесс занимает примерно 26 месяцев, что соответствует наблюдениям.
684
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Стратосферные потепления
Еще одно явление, обусловленное взаимодействием волн и среднего зонального
движения на критическом уровне, - стратосферные потепления. Это спорадическое
явление, происходящее поздней зимой и весной, представляет собой быстрое увели-
чение температуры стратосферы (которое сопровождается похолоданием мезосфе-
ры). В рамках численной модели планетарных волн и среднезональной циркуляции
(Matsuno, 1971) было впервые воспроизведено стратосферное потепление. При этом
на нижней границе была задана увеличивающаяся по амплитуде стационарная волна,
которая распространялась в стратосферу. Ее взаимодействие со средним движением
на критическом уровне привело в расчетах к повышению температуры (на 30 К) в
стратосфере, а также к обращению знака ветра. Модель хорошо соответствует на-
блюдениям, что свидетельствует о реальности данного механизма. В то же время
следует заметить, что прогноз этого явления остается пока нерешенной задачей.
4.1.2. Аэрономия
4.1.2.1. Состав атмосферы
Земная атмосфера до высот 100 км состоит из множества химических составляю-
щих, наиболее распространенными из которых являются, как уже говорилось, моле-
кулярный азот N2, кислород О2 и, в меньшей степени, аргон. Время жизни некоторых
компонент велико, и поэтому они нечувствительны к изменениям химических про-
цессов. В частности, к этой категории относятся инертные газы. В табл. 4.1.2 приве-
дены сведения об основных составляющих земной атмосферы.
В нижней и средней атмосфере молекулярный азот практически стабилен. В то же
время фотодиссоциация молекулярного кислорода порождает целый ряд реакций,
определяющих химию «кислородной атмосферы», включающую и атмосферный озон.
Проблема изменения озонового слоя (Александров и др., 1992) заставила специалис-
тов по физике атмосферы включить в рассмотрение сначала десятки, а затем сотни
других «малых» составляющих атмосферы, влияющих на баланс озона и участвую-
щих в цепочках фотохимических реакций, которых в настоящее время насчитывают
несколько сотен. Основные химические реакции, протекающие в атмосфере, и соот-
ветствующие константы их скоростей приведены в работе (DeMore et al., 1997).
Фотодиссоциация радиационно-активных долгоживущих компонент («газов-ис-
точников») приводит к образованию многих малых составляющих, содержание кото-
рых в атмосфере определяет количество озона и других компонент. Например:
О2 + hv —» О + О
Н2О + hv -» Н + ОН
СН4 + hv -» СН2 + Н2
N2O + hv N2 + О(’ D) (4.1.28)
CCL4 + hv —> CCL3 + CL
CFCL3 + hv -» CFCL2 + CL
CF2CL2 + hv -> CF2CL + CL
1
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
685
Таблица 4.1.2
Сведения об основных газовых составляющих земной атмосферы
Элемент Доля в единице объема Молекулярная масса
n2 0,78 28
02 0,21 32
Аг 9,34-1 О*3 40
СО2 3,14-Ю-4 44
Ne 1,82-10’5 20,2
Не 5,24-10"6 4
СН4 2-10‘6 16
Кг 1,14-КГ6 83,8
н2 5-Ю'7 2
О3 4-10'7 48
N2O 2,7-10’7 44
СО 2-10’7 28
Хе 8,7-10’8 131,3
NH3 4-10“’ 17
SO2 1-10’’ 64
no2 1-10’’ 46
NO 5-10-'° 30
ccl4 1,2-10’10 154
H2S 5-10'" 34
HBr, BrO -1-10’" 81; 96
Полная толщина сухой атмосферы £ = 8,9-105 атм-см или N= 2,15-1025 молекул/см2
Многочисленные реакции окисления с участием атомов О и O(’D) приводят к
образованию активных радикалов NO, CLO и ОН, которые могут эффективно разру-
шать озон в следующих каталитических циклах:
ОН + О3 НО2 + О3 -э НО2 + О2 - ОН + 2О2
2О3- ► ЗО2
NO + О3 -> NO2 + О2
NO2 + О - ► no + o2
О + О3 -> 2О2
CL + Оз CLO + О2
CLO + 0 - > CL + О2
2О3 -» ЗО2
(4.1.29)
686
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Следует отметить, что в основном газы-источники имеют природное происхож-
дение. Исключение составляют галогеносодержащис углеводороды CFCL3 и CF2CL2
(фреоны), которые являются синтетическими газами. Образованные при фотодиссо-
циации фреонов в стратосфере дополнительные атомы хлора, приводящие к разру-
Рис. 4.1.6. Среднесуточные распределения
водородных (а), азотных (б) и хлорных (в)
составляющих (расчет по одномерной
модели), х - объемное отношение смеси
шению озона, явились причиной поэтапно-
го запрета этих веществ (Монреальский
протокол, 1986 г.). В настоящее время стра-
ны, подписавшие протокол (включая Рос-
сию), перешли на альтернативные фреонам
вещества. На рис. 4.1.6 приведены верти-
кальные распределения некоторых водо-
родных, азотных и хлорных составляющих
соответственно, полученные при расчетах
по одномерной фотохимической модели
(Брасье и Соломон, 1987). Как будет сказа-
но ниже, источниками окислов азота и во-
дорода в средней атмосфере могут являться
и высокоэнергичные частицы (протоны и
электроны), которые должны быть учтены
при фотохимическом моделировании или
интерпретации данных наблюдений в мо-
менты солнечных протонных событий или
сильных геомагнитных возмущений.
На рис. 4.1.7а изображены вертикаль-
ные профили концентрации озона, получен-
ные по измерениям на разных широтах.
Рис. 4.1.76 демонстрирует профиль концен-
трации озона и атомарного кислорода в ме-
зосфере. На рис. 4.1.7в представлен годовой
ход общего содержания озона на разных
широтах в соответствии с наблюдениями.
Атмосферный озон
В начале XX века при наблюдениях сол-
нечного спектра было установлено, что
спектр Солнца «обрезан» в ультрафиолето-
вой части (Хргиан, 1969). В дальнейшем
было высказано предположение, что это
вызвано поглощением озоном, что было в
дальнейшем подтверждено при баллонных
измерениях в свободной атмосфере. Физи-
ческая схема образования озона была впер-
вые предложена С. Чепменом в 1930 г.
(Chapman, 1930). В соответствии с предло-
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
687
женной схемой, образование озона в стра-
тосфере происходит в результате взаимо-
действия атмосферы с солнечной радиаци-
ей с длиной волны менее 242 нм, которая
осуществляет медленную фотодиссоциа-
цию молекулярного кислорода:
(J02) О2 + hv -> О + О, (4.1.30)
Здесь и далее J02, Л)з - скорости фотодис-
социации молекулярного кислорода и озо-
на соответственно; к2, к4 - соответству-
ющие константы скоростей химических
реакций.
Атом кислорода О реагирует с О2 в
присутствии третьей молекулы, обозна-
чаемой М (М - обычно молекула О2 или
N2), что приводит к образованию молеку-
лы озона:
(£2) О + О2 + М->О3 + М. (4.1.31)
Реакция (4.1.31) является единственной
реакцией в тропосфере и стратосфере,
приводящей к образованию озона. Моле-
кула озона, образованная по реакции
(4.1.31), в свою очередь сильно поглощает
солнечную радиацию в диапазоне длин
волн 240-320 нм, что приводит к восста-
новлению молекул О2 и О:
(Уоз) О3 + hv -> О2 + О. (4.1.32)
В то же время озон может реагировать с
атомарным кислородом, что приводит к
образованию двух молекул О2:
(£4) О3 + О—>О2 + О2. (4.1.33)
Соответствующие уравнения, отража-
ющие баланс О3 и О, имеют вид:
(41М)
-/оз[О2]-А:4[О3][О],
Общее содержание озона, атмсм
Рис. 4.1.7. Вертикальные профили
концентрации озона для различных
широт (а), профили концентрации озона
и атомарного кислорода в мезосфере (б)
и годовой ход общего содержания озона
на различных широтах (в)
® = 2JO2[O2]-^[O][O2][M] + д 35)
+ -/оз[О3]-^[О3][О].
688
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Предполагая, что озон и атомарный кислород находятся в фотохимическом рав-
новесии, можно получить выражение для равновесной концентрации озона:
[О3 lequill “
к Т
-1[М][О2][О2]-^
(4.1.36)
Выражение (4.1.36) показывает в частности, что если изменения потока солнеч-
ной радиации (входящего в J02 и Л>з) не зависят от длины волны, то содержание озо-
на не должно зависеть от фазы солнечного цикла. Ниже будет показано, что такая
зависимость, как показывают измерения со спутников, все-таки есть, что приводит к
соответствующей (слабой) 11-летней модуляции в озоне.
Сравнение результатов измерений вертикального распределения озона с расчета-
ми по формуле (4.1.36) показало, что формула дает завышенные значения концентра-
ций озона в стратосфере. Проблему отчасти удалось решить при расширении систе-
мы фотохимических реакций, включающей водородные, азотные и хлорные состав-
ляющие и формирующей дополнительные стоки для озона в системе каталитических
циклов. Вторая проблема возникла при накоплении наблюдений за озоном, позво-
лившим описать его глобальное распределение. Было установлено, что общее со-
держание озона возрастает с увеличением широты, что находится в противоречии
со схемой Чепмена, дающей большее содержание фотохимически образованного
озона в низких широтах (где больше поток солнечной радиации). Решение этой
проблемы связано с разработкой численных двумерных и трехмерных глобальных
моделей, позволяющих описывать пространственный перенос химически активной
примеси:
^ + ,,-2!— + „^- + ^=/.А„-Лц, (4.137)
dt tzcosOdX адВ dz
где ц - отношение смеси какой-либо химической компоненты; X - долгота; 0 - широ-
та; z = Hln(pQ/p) - высота (Н - высота однородной атмосферы); р - давление и
р0= 1 013 мбар; а - радиус Земли; PAD - фотохимические источники; L - характе-
ристики фотохимических стоков; и, v и w - компоненты скорости в направлении X,
0 и z.
Использование глобальных численных моделей позволило добиться достаточно
хорошего соответствия между теорией и наблюдениями.
Представляется целесообразным привести рисунки, демонстрирующих две «за-
гадки», которые задал озон человечеству в третьей четверти двадцатого века:
• появление «озоновой дыры» в весенней период (сентябрь-октябрь) в Антарк-
тиде (рис. 4.1.8);
• глобальное уменьшение озона (рис. 4.1.9).
Оба эффекта в значительной степени нашли свое объяснение в рамках фотохими-
ческой теории озона. В обоих случаях объяснение основано на увеличении концен-
трации хлора в атмосфере, вызванном ростом содержания фреонов, диссоциирующих
в стратосфере с освобождением атома хлора, разрушающего озон (т. е. по современ-
ным представлениям это явление антропогенного происхождения). В свете подписа-
ния и выполнения Монреальского протокола о запрете производства фреонов, раз-
рушающих озоновый слой, следует ожидать восстановления озонового слоя.
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
689
Рис. 4.1.8. Изменение парциального давления озона в весенний период в Антарктике
в 2000 г. (а) и в 2001 г. (б): 1,3- моменты развития «озоновой дыры» весной;
2, 4 - условия полярной ночи (отсутствие «озоновой дыры»)
Появление «озоновой дыры» над южным полюсом Антарктической весной связа-
но, по современным представлениям, с существованием полярных стратосферных
облаков в этом районе в условиях низких температур. На поверхности частичек этих
облаков происходят гетерогенные реакции, приводящие к разложению и удалению
азотных составляющих и усилению роли хлорных составляющих (СЮ), разруша-
ющей озон (Александров и др., 1992). Эти реакции «включаются» после восхода
Солнца, что приводит к быстрому разрушению озона. По мере подъема Солнца над
горизонтом атмосфера прогревается, что приводит к исчезновению полярных страто-
сферных облаков и обусловленного ими эффекта «озоновой дыры». В соответствии с
наблюдениями озоновая аномалия над Антарктидой регулярно существует в течение
сентября-ноября, испытывая межгодовые вариации.
В табл. 4.1.3 представлена эмпирическая модель вертикального распределения
озона.
Изменение содержания озона, %
1978 1986 1994 годы
Рис. 4.1.9. Глобальное уменьшение озона по наблюдениям со спутников (а)
и по наземным наблюдениям (б)
690
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Эмпирическая модель озона
Таблица 4.1.3
Высота z, км Концентрация [О3]. см’2 Локальная толщина, = 105 [О3]/А0, атм-см/км Объемное относительное содержание [О3]/N
2 6,8-10" 2,5-10“3 3,2-10'8
6 5,7-10" 2,1-10“3 4,2-10’8
10 1,3-10'2 4,2-10’3 1,3-10“’
15 2,65-1012 9,9-10 3 6,5-10“’
20 4,77-10'2 1,77-10-2 2,6-10"
25 4,28-1012 1,59-102 5,1-10"
30 2,52-1012 9,38-10-3 6,5-10"
35 1,40-10'2 5,21-10“3 7,9-10"
40 6,07-10" 2,26-10" 7,3-10"
45 2,22-10" 8,26-10" 5,4-10"
50 6,64-1010 2,47-10" 3,1-10"
60 7,33-10’ 2,73-10" 1,1-10"
70 5,4-108 2,0-10" 3,1-10“’
Облачность и аэрозоль
Атмосферные аэрозоли (твердые и жидкие частицы, взвешенные в воздухе) ока-
зывают значительное влияние на химические (гетерогенные реакции) и радиацион-
ные процессы (рассеяние), регулируя количество солнечной радиации в нижних сло-
ях, и определяя климатические характеристики земной атмосферы. Скорость паде-
ния v сферических частиц радиусом г определяется законом Стокса:
v = 2g(p4-pB)r2/9n, (4.1.38)
где ц - динамическая вязкость воздуха; рч и рв - плотность частиц и воздуха; g - ус-
корение свободного падения.
При нормальном давлении скорость падения частицы радиусом 10 мкм будет рав-
на 1,3 см/с, что сопоставимо со скоростями упорядоченных и вихревых вертикальных
движений воздуха. Вследствие этого аэрозольные частицы могут в течение длитель-
ного времени, не оседая, находится в воздухе. Наиболее высока концентрация аэро-
золей в нижней атмосфере (тропосфере), где они присутствуют в виде пыли природ-
ного и антропогенного происхождения, а также в виде капель воды и кристаллов
льда, образующих облака. В стратосфере концентрация аэрозольных частиц обычно
меньше, особенно крупных частиц радиусом более 1 мкм. Однако во время сильных
извержений вулканов в стратосферу попадает большое количество вулканических
газов и частиц пепла. Например, после извержения вулкана Кракатау в 1883 г. части-
цы пепла оставались в стратосфере в течение нескольких лет.
В настоящее время выделяют следующие группы стратосферных аэрозолей, отли-
чающихся составом, происхождением и распределением: фоновый аэрозоль, метеор-
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
691
ная пыль, серебристые облака и пер-
ламутровые облака, которые часто назы-
вают полярными стратосферными обла-
ками (ответственными по современным
представлениям за образование весенней
аномалии в Антарктиде). Частицы фоно-
вого аэрозоля являются каплями серной
кислоты. Стратосферный сульфатный
аэрозоль, сосредоточенный на высоте
22-24 км (слой Юнге), рассеивает в кос-
мос падающее на Землю солнечное излу-
чение, влияя на глобальный радиацион-
ный баланс. В случае извержений вулка-
нов это может приводить к похолоданию
нижней атмосферы. Существуют свиде-
тельства связи содержания аэрозоля с
Рис. 4.1.10. Наблюдаемое вертикальное
распределение частиц различного
размера г, [мкм]
космическими факторами. На рис. 4.1.10 изображены наблюдаемые профили распре-
делений частиц по размерам.
Ежедневно в верхнюю атмосферу поступает несколько десятков тонн межпланет-
ного метеорного вещества. Средняя медианная масса метеорных частиц при этом
близка к 10 мкг, что соответствует радиусу 100 мкм. Большинство метеорных частиц
входит в атмосферу со скоростью 14 км/с. Данные ракетных и лидарных измерений
показывают, что на высотах 50-90 км концентрация частиц радиусом более 0,02 мкм
не превышает нескольких сотен в 1 м3.
Серебристые облака наблюдаются в сумерки (Солнце ниже горизонта) севернее
45° с. ш. и южнее 50° ю. ш. на высотах 75-90 км. Считается, что они состоят из частиц
водяного льда. Концентрации частиц составляют несколько единиц в 1 см3.
Перламутровые, или полярные стратосферные облака (ПСО) были достаточно
детально изучены после запуска спутника NIMBUS-7 с прибором SAM-II в 1979 г.
Было обнаружено, что во время арктической и антарктической зимы в полярных
областях наблюдаются аномально высокие значения ослабления солнечного излу-
чения на длине волны 1 мкм, тесно связанные с областями очень низких темпера-
тур в нижней стратосфере. ПСО образуются на высотах 14-24 км при температуре
ниже 200 К при конденсации водяного пара на частицах фонового атмосферного
аэрозоля. Существует два типа частиц: частицы 1-го типа, состоящие из термодина-
мически устойчивого тригидрата азотной кислоты НМОз-ЗН2О, возможно, замерз-
шего. Частицы П-го типа, наблюдаемые ниже температуры замерзания, образуются
при осаждении водяного пара на частицах 1-го типа. Наблюдения со спутников по-
казали, что появление ПСО в Антарктике происходит примерно в 10-100 раз чаще,
чем в Арктике. Кроме того, в Антарктике они наблюдаются на высотах 16-18 км, а
в Арктике - на высоте 20-22 км. При наблюдениях с метеорологических спутников
в видимом диапазоне поверхность Земли в значительной степени оказывается по-
крытой облаками. В табл. 4.1.4 приведены данные о количестве облаков по сезонам
(положительные широты соответствуют северному полушарию, отрицательные -
южному).
692
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Средние за сезон значения количества облаков (покрытие в %)
Таблица 4.1.4
Широта, град. Океан Материк Полушария
хп-п III-V VI-VIII IX-XI ХП-П III-V VI-VIII IX-XI хп-п III-V VI-VIII IX-XI
85 26 26 44 43 - - - - 26 27 53 43
80 32 33 57 49 22 24 42 33 30 31 54 46
75 37 38 59 53 28 29 46 38 35 35 56 50
70 44 45 61 59 32 37 56 50 38 41 58 54
65 56 56 66 67 41 46 61 57 44 48 62 58
60 60 60 66 69 46 54 62 61 52 57 64 64
55 70 70 70 73 48 56 60 60 58 62 64 66
50 76 75 73 75 49 54 55 53 60 63 62 62
45 74 72 66 70 48 51 47 45 60 62 56 56
40 70 67 60 65 44 48 39 36 59 59 57 52
35 68 64 56 61 43 45 35 33 57 56 47 49
30 68 64 59 60 34 36 32 28 51 51 46 45
25 59 56 55 53 25 29 36 27 47 46 48 44
20 52 49 57 52 22 25 38 27 44 44 52 45
15 49 47 57 54 24 31 55 40 43 43 57 50
10 51 63 62 31 50 63 51 47 45 51 63 60
5 60 58 64 63 49 64 66 62 68 59 64 63
0 57 53 56 55 64 65 62 64 59 57 58 57
-5 59 54 56 58 68 64 35 59 61 56 54 58
-10 61 54 56 58 69 58 35 57 62 55 52 58
-15 61 56 60 61 65 49 31 48 62 55 53 58
-20 62 59 63 63 55 43 32 43 60 55 55 58
-25 62 62 66 67 48 41 37 41 58 56 58 60
-30 63 67 70 71 41 40 39 41 58 60 62 63
-35 67 71 71 72 46 48 52 48 65 68 69 69
-40 71 75 74 75 49 51 59 51 70 74 74 75
-45 75 77 76 78 64 66 69 66 74 77 76 77
-50 77 79 78 80 69 66 68 67 77 79 77 79
-55 78 80 78 81 76 75 73 75 78 80 78 81
-60 79 81 79 82 - - - - 79 81 79 82
-65 74 77 74 76 - - - - 74 77 74 76
-70 69 73 68 71 32 29 32 28 53 54 52 52
-75 56 57 49 52 26 27 26 25 32 33 30 30
-80 - - - - 19 20 16 17 19 20 16 17
-85 - - - - 12 12 9 9 12 12 9 9
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
693
Облака оказывают большое влияние на радиационный и тепловой режим атмо-
сферы, определяя погоду и климат на Земле. Они возникают в результате конденса-
ции и сублимации водяного пара в атмосфере. Образование облаков происходит
вследствие увеличения общего влагосодержания или в результате понижения темпе-
ратуры воздуха с высотой. В зависимости от горизонтальных размеров областей, ох-
ваченных вертикальными движениями, а также от физических процессов образуются
различные по виду и внутреннему строению облака. Различают кучевообразные (кон-
вективные), волнистообразные и слоистообразные облака. В основе облакообразо-
вания лежит процесс конденсации, приводящий к образованию капель, который мо-
жет происходить как в однородном водяном паре (гомогенная конденсация), так и
при зарождении капель на ядрах конденсации. Для процесса первого типа необходи-
мо сильное пересыщение, которое реально не возникает в природе. Для процесса
второго типа необходимо наличие ядер конденсации, - частиц, на поверхности кото-
рых происходит конденсация, не требующая сильных пересыщений. В число ядер
могут входить как нерастворимые частицы (пыль, дым, микроорганизмы), так и рас-
творимые (кристаллы солей и др.), а также ионы. Концентрация ядер конденсации
достаточно быстро убывает с высотой (примерно в 1 000 раз к высоте 5 км), умень-
шая вероятность конденсации и облакообразования. Возможность конденсации на
ионах инициировала проработку механизма воздействия галактических лучей на
процесс облакообразования (Tinsley, 2000).
4.1.3. Влияние космических факторов
4.1.3.1. Вариации электромагнитной радиации Солнца
Поскольку в данном разделе основное внимание уделяется атмосферным процес-
сам ниже 100 км, мы рассмотрим вариации излучения, проникающего ниже указан-
ной высоты (т. е. ультрафиолетового, ви-
димого и инфракрасного, а также рентге-
новского с длиной волны короче 1 нм).
Первое измерение спектра выше озонового
слоя относится к 1946 г. В настоящее время
солнечное излучение непрерывно наблюда-
ется с помощью спектрометров, установ-
ленных на борту искусственных спутников.
Рентгеновские лучи представляют собой
важный источник ионизации в области D,
становясь доминирующим источником в
периоды высокой солнечной активности.
Величина соответствующего потока при
переходе от 0,1 к 0,8 нм может меняться в
течение солнечного цикла в 1000 раз.
Анализ накопленных за три солнечных
цикла данных позволяет предположить,
Fmax/ f'min
120 140 160 X, нм
Рис. 4.1.11. Относительное изменение
потока УФ-радиации Солнца в максимуме
(1980) и минимуме (1986) солнечной
активности по данным наблюдений со
спутников и по данным различных авторов
694
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Поток, см 2 Изменение потока, %
200 300 X, нм 200 300 X, нм
Рис. 4.1.12. Поток УФ-радиации Солнца и его изменения в цикле активности
в зависимости от длины волны
что эти изменения составляют примерно 100% в области 140-155 нм, 70% - для
длины волны 160 нм, 50% - для 170 нм и 20% - для 180 нм. На рис. 4.1.11 пред-
ставлены относительные изменения потоков между максимумом и минимумом
солнечной активности по данным различных авторов, а на рис. 4.1.12 - ассимили-
рованная картина изменений в зависимости от длины волны.
На рис. 4.1.13 изображен интегральный поток УФ-радиации в интервале
200-205 и 235-240 нм по результатам измерений со спутника UARS прибором
SOLSTICE (1996 - год минимума активности Солнца). На рис. 4.1.14 представлены
Рис. 4.1.13. Интегральный поток УФ-радиации в интервалах 200-205 (а) и 235-240 нм (б)
по результатам измерений со спутника UARS прибором SOLSTICE в год минимума
активности Солнца (1) и его связь с интенсивностью линий Mg II (2). На нижних панелях
показана разность - остаток после удаления огибающей
:Р'*****ц,<
1992 1994 1996 годы
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
695
Рис. 4.1.14. Относительные изменения потока УФ-радиации в цикле активности Солнца
для других длин волн по данным спутниковых наблюдений
относительные изменения потока УФ-радиации для других длин волн. Видно, что
изменения становятся по величине менее 1% для длины волны около 300 нм.
В области длин волн более 100 нм важным источником ионизации и диссоциации
в атмосфере является эмиссионная линия водорода La, которая в спокойных услови-
ях несет большую энергию, чем весь остальной спектр в области коротких длин волн.
Общий поток излучения в этой линии, а также ес форма изменяются в течение сол-
нечного цикла от (2,5-3,0)-10и фотон/(см2-с) в минимуме солнечной активности до
(4,0-6,0)-10H фотон/(см2-с) в максимуме. Наличие на Солнце «активных долгот», в
которых группируются солнечные пятна (Витинский и др., 1986), приводит к наблю-
даемым вариациям, обусловленным вращением Солнца вокруг оси, потока
УФ-радиации с периодом, близким к 27 суткам. На рис. 4.1.15 изображен временной
ход потока УФ-радиации Солнца, измеренного со спутника UARS прибором SUSIM
в 1992 г. На рисунке хорошо видны вариации потока с периодом к одному месяцу.
Спектральный анализ этого временного
ряда показал (Krivolutsky et al., 2003), что
основной период несколько меньше 26
суток, причем в спектре присутствуют и
колебания с периодом около 13 и 35 су-
ток. Амплитуда 27-дневных колебаний
зависит от длины волны, составляя около
1% вблизи 300 нм. В то же время ампли-
туда обнаруженной модуляции может ме-
няться от года к году и может составить
до 30% на длине волны 140 нм. Была
также зарегистрирована 27-дневная вари-
ация излучения La порядка 10-40%.
Следует отметить, что область видимо-
го спектра, в которой находится основная
энергия («солнечная постоянная» - поряд-
ка 1 367 Вт/м2), поступающая на Землю от
Поток, 105 Вт/м2
509,3 -
504,0
498,7
493,3 -
488,0
35 68 102 135
Дни 1992 г. (01.01-03.06)
Рис. 4.1.15. Временной ход потока
УФ-радиации Солнца на длине волны
200 нм, измеренного со спутника UARS
прибором SUSIM в 1992 г.
696
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Солнца, меняется очень слабо (порядка
0,1%). Зафиксировать такие слабые изме-
нения на фоне ошибок измерений стало
возможно лишь в результате долговре-
менного мониторинга со спутников на
протяжении 3 циклов активности. На
рис. 4.1.16 приведены композиционные
данные измерений нескольких спутников
солнечной постоянной (Pap et al., 2002),
демонстрирующие изменения этой вели-
чины в цикле активности Солнца. Инте-
ресно, что максимум излучения Солнца
соответствует максимуму солнечной ак-
тивности, несмотря на увеличение коли-
чества более холодных областей фото-
сферы (солнечных пятен).
Несмотря на небольшие изменения по-
Рис. 4.1.16. Композиционные данные
измерений нескольких спутников солнечной
постоянной, демонстрирующие изменения
этой величины в цикле активности Солнца
токов электромагнитной радиации Солнца, представленные выше, они могут быть
использованы в теоретических моделях, поскольку носят количественный характер.
Время с момента вспышки, ч
Рис. 4.1.17. Потоки солнечных протонов в
различных энергетических каналах во время
вспышки на Солнце в июле 2000 г.
4.1.3.2. Высыпания энергичных частиц
Солнечные вспышки
Некоторые виды солнечных вспышек сопровождаются испусканием высокоэнер-
гичных протонов, электронов и, возможно, нейтронов. Спустя полчаса или более по-
сле регистрации больших видимых вспышек на Земле наблюдаются протоны и более
тяжелые ядра с энергиями до 200 МэВ и более, а также электроны с энергиями до
100 МэВ, обычно в полярных областях внутри зон полярных сияний. Эти периоды
сопровождаются явлениями поглощения
радиоволн в полярной шапке, понижением
содержания озона и другими геофизиче-
скими явлениями, о которых будет сказано
ниже.
В солнечных космических лучах (СКЛ)
энергии протонов ограничиваются обычно
долями ГэВ, иногда достигая нескольких
ГэВ. Интенсивность СКЛ падает с увели-
чением энергии резче, чем у галактических
космических лучей (ГКЛ), причем показа-
тель степени интегрального спектра меня-
ется от события к событию в пределах от 2
до 7. Для медленно нарастающей большой
вспышки СКЛ интенсивность их нарастает
в течение 30-32 часов при снижении жест-
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
697
Плотность потока, частиц/(см2-сутки-МэВ)
105 -----1----1----1----1---1----1----1----1---L
Средняя энергия протонов, МэВ
1994 1997 2000 годы
Рис. 4.1.18. Долговременный временной ход
потока солнечных протонов в интервале
1-100 МэВ (а) и их средней энергии (б)
кости. В быстро нарастающей вспышке
поток достигает максимального значения
уже через 30 минут после оптической
вспышки (Coulson, 1975). На рис. 4.1.17
изображена интенсивность потока солнеч-
ных протонов в некоторых энергетических
каналах во время солнечного протонного
события (СПС) 14 июля 2000 г. по данным
измерений со спутника GOES-10 (Krivolut-
sky et al., 2006).
Интенсивность спадает затем в течение
одного-трех дней. Вспышки протонов сол-
нечного происхождения можно разделить
на два класса: в первом содержатся реляти-
вистские протоны (энергия превышает
1 БэВ, они регистрируются на уровне мо-
ря), во втором - нерелятивистские. Прото-
ны нерелятивистских вспышек на уровне
моря не регистрируются. Отсутствие чет-
кой корреляции между числом солнечных
пятен и частотой СПС затрудняет прогноз
их уровня и частоты возникновения. На-
блюдения показывают, что явления, свя-
занные с солнечными вспышками, проис-
ходят чаще в максимуме солнечной актив-
ности. В годы максимума активности
Солнца регистрируется приблизительно 10
событий в год с энергией Е> 107эВ. В го-
ды минимума обычно происходит не более одного события. На рис. 4.1.18 изображен
долговременный временной ход потока солнечных протонов в 23-м цикле активности
(Krivolutsky et al., 2005).
Следует заметить, что одно из самых сильных СПС августа 1972 г. произошло
почти через четыре года после максимума активности. Интенсивность его для частиц
с энергией Е> 107эВ составила 7-104 частиц/(см2-с-ср). Влияние вспышки на атмо-
сферу Земли зависит от потока энергии в ней и от жесткости спектра. Эти параметры
определяют ионизацию высокоширотной атмосферы. Высокоэнергичныс протоны
(Е> 30 МэВ) проникают в стратосферу, более мягкие влияют на мезосферу. О коли-
чественной стороне этих эффектов будет сказано ниже.
Галактические космические лучи
ГКЛ состоят из протонов, ядер элементов и электронов с энергиями от 108 до
1020 эВ. Основные их составляющие - протоны (93,6%) и альфа-частицы (6,3%). Ос-
тающиеся 0,14% включают в себя все другие элементы. Интенсивность электронов с
энергиями более 100 МэВ, по крайней мерс, на порядок величины меньше, чем ин-
698 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ РАЗДЕЛ 4
тенсивность протонов. В интервале энергий от 1О10 до 1015эВ спектр всех частиц
ГКЛ описывается степенной функцией Е~у с постоянным показателем степени у = 1,7
(Е- полная энергия). При энергиях ниже 1010эВ рост потока частиц с убыванием
энергии уменьшается и практически прекращается при энергиях, меньших 109эВ
(спектр становится плоским). Последнее означает, что в составе ГКЛ почти отсутст-
вуют частицы очень малых энергий. При больших энергиях, в интервале
1015-1017эВ, изменение интенсивности происходит быстрее с показателем у = 2,2.
Излом в спектре исчезает при самых высоких энергиях (Хаякава, 1974). Параметры
интегрального энергетического спектра высокоэнергичных протонов описываются
соотношением:
J(>E) = K(E/EQya. (4.1.39)
Поскольку частицы ГКЛ заряжены, их траектории искривляются магнитным
полем Земли, и низкоэнергичные частицы не достигают поверхности Земли на низ-
ких геомагнитных широтах (геомагнитное обрезание). Ограничивающим фактором
служит так называемая «жесткость»: отношение импульса частицы к ее заряду (им-
пульс обычно выражается в единицах БэВ/с, где с - скорость света). Вблизи гео-
магнитного экватора поверхности Земли могут достигать только протоны с им-
пульсом более 15 БэВ/с и альфа-частицы с импульсом выше 7,5 БэВ/с. В результате
интенсивность КЛ на экваторе на 10% меньше, чем вблизи полюса. Но широтный
эффект быстро увеличивается с высотой. Уже на высоте 6 км он возрастает до 40%.
Тем не менее полное число пар ионов, образуемых ГКЛ в год в высоких широтах,
меньше, чем в оставшейся части земного шара, за счет соотношения площадей
(табл. 4.1.5).
Таблица 4.1.5
Ионизация космическими лучами в период 1955-1975 гг. (число пар в год)
Вспышка Полное число пар ионов Полное число молекул NO Полное число молекул ОН
май/июль 1959 г. 18-1032 23-1032 36 1032
ноябрь 1960 г. 17-Ю32 22-1032 34-Ю32
август 1972 г. 14-1032 18-1032 28 1 032
(разные оценки) 25-1032 33-1032 50-1032
Скорость ионообразования возрастает от экватора до 50-60° геомагнитной широ-
ты, где образуется «колено», которое перемещается на более высокие широты при
увеличении высоты. По направлению к полюсу от «колена» кривые становятся пло-
скими вследствие уменьшения эффекта магнитной жесткости, поскольку силовые
линии магнитного поля Земли становятся почти вертикальными.
Максимальное ионообразование за счет космических лучей происходит на вы-
сотах 12-20 км, в зависимости от сезона, фазы солнечного цикла и высоты. На
более высокой широте ионообразование максимально на высоте 13 км, а вблизи
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
699
магнитного экватора максимум становится более расплывчатым по высоте вблизи
12 км. Этот максимум (на любой широте) называют пфотцеровским максимумом.
Высота его соответствует высотам вершин грозовых облаков (12 км) и близка к
высоте тропопаузы в средних широтах. Поток космических лучей модулируется
циклом солнечной активности, что приводит к антифазности ГКЛ и числа сол-
нечных пятен вследствие экранировки в периоды усиления потоков солнечного
ветра с «вмороженным» магнитным полем в годы максимума солнечной актив-
ности.
Дополнительная ионизация воздуха, возможно, оказывает воздействие на об-
разование облаков, осадки и химический состав тропосферы, о чем будет сказано
ниже.
Высыпания релятивистских электронов
Существенные высыпания релятивистских электронов (ВРЭ) с энергиями
Е > 500 кэВ продолжительностью в несколько часов происходят из внешнего ра-
диационного пояса в геомагнитно возмущенные периоды в субавроральных широ-
тах. Такие события происходят, по-видимому, чаще ночью и бывают, по крайней
мере, раз в сутки. Их прямое влияние ограничивается мезосферой, но порождаемое
электронами тормозное рентгеновское излучение с энергией, составляющей значи-
тельную долю энергии падающих электронов, может проникать и до 30 км.
По оценке одно из зарегистрированных высыпаний сопровождалось образовани-
ем в столбе атмосферы между 30 и 60 км ионов в количестве 3-109 частиц/(см2-с). При
средней частоте появлений 3,4 ± 1,7% это составило бы существенный источник NO
в средней атмосфере. Однако по другим оценкам этот источник дает заметный вклад
лишь в мезосфере. Было рассчитано количество ионов, создаваемое в среднем за год
ВРЭ. На высотах 20-30 км оно на два порядка меньше ионизации ГКЛ и сравнивает-
ся с вкладом самых больших вспышек на высотах 60-70 км, достигая скоростей
5-50 частиц/(см3-с).
Скорость образования «нечетного азота» в мезосфере за счет ВРЭ лежит в преде-
лах между 1,4-1033 и 1,4-1034 молекул/год. Если принять эту цифру, то ВРЭ являются
существенным источником NO в мезосфере на широтах выше 50° на высотах более
50 км. Протоны солнечных вспышек и релятивистские электроны не только непо-
средственно образуют NO в верхней атмосфере, но и создают определенное количе-
ство N2O в реакциях:
N2 + е -> N2 (A3Z) + е, N2(A3S) + О2 -> N2O + О, (4.1.40)
которое затем переходит в NO при реакции с O('D). Этот процесс увеличивает пря-
мое образование NO более чем на 10%.
Сопоставление результатов измерений потоков электронов приборами РЕТ и
LICA на спутнике SAMPEX и NO прибором HALOE на спутнике UARS показало
значительный рост концентрации NO между 70 и 120 км, связанный с повышенной
населенностью электронов во внешней области захвата магнитосферы 2,5 < L < 7,
которые высыпались в атмосферу. Как уже было сказано, азотный цикл разрушения
озона играет определяющую роль в глобальном балансе озона.
700
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.1.3.3. Отклик атмосферы на внешние воздействия
21-дневные колебания
Как было отмечено выше, вариации УФ-радиации Солнца содержат 27-дневную
периодичность, которая обусловлена морфологией проявлений солнечной активно-
сти, в первую очередь наличием «активных долгот», в которых группируются центры
активности на диске Солнца. Центр активности в видимой области локально связан
с возмущениями в хромосфере и короне Солнца, причем хромосферные флоккулы
образуются до появления пятна и исчезают позже. Время жизни мощных центров
активности может составлять в отдельных случаях до 8-10 оборотов Солнца, а не-
однородности в хромосфере существуют еще дольше. Отдельные пятна и центры
активности имеют тенденцию располагаться в определенных долготных интерва-
лах - активных долготах. Таких долгот обычно бывает 2-3, и они могут существо-
вать 1-2 солнечных цикла, претерпевая некоторое смещение по долготе. Таким об-
разом, наличие таких активных долгот определяет ритмику солнечной активности,
задавая период, близкий к 27 суткам, или периоды, кратные данному.
27-дневная ритмика в атмосферных процессах в тропосфере исследовалась рядом
авторов. При этом был использован подход, предложенный в работе (Вительс, 1957),
обработки данных о метеопараметрах по 27-дневному солнечному календарю. Тогда
группировка исследуемых параметров около определенных дней солнечного кален-
даря (или определенных долготных интервалов на Солнце, что одно и то же) должна
свидетельствовать о солнечной природе данной периодичности в атмосферных про-
цессах. Эта методика была применена к обработке рядов аномалий температуры, по-
вторяемости основных форм циркуляции, анализу повторяемости арктических втор-
жений, повторяемости положения струйных течений. Колебания с близким периодом
были обнаружены в рядах общего содержания озона и индексах зональной циркуля-
ции. Был также осуществлен опыт прогнозирования аномалий температуры. Краткий
обзор исследований в этом направлении можно найти в работе (Ивановский и Криво-
луцкий, 1976), в которой с использованием аппарата теории приливов была обнару-
жена возможность резонансного отклика атмосферы на вынуждающее воздействие
Солнца с периодом 27 суток.
С появлением информации со спутников о потоках УФ-радиации, пространст-
венном распределении температуры и содержания озона был исследован отклик
средней атмосферы на периодическое возмущение с 27-дневным периодом. В ка-
кой-то степени эта задача сходна с задачей о расчете структуры атмосферного при-
лива, поскольку источник возбуждения, обусловленный вариациями солнечной ра-
диации и глобальным распределением озона в атмосфере, в значительной степени
детерминирован. С помощью двумерной фотохимической модели был проведен рас-
чет отклика температуры и озона на вариации УФ-радиации, измеренные со спутника
NIMBUS-7 (Garcia et al., 1981). Сравнение модельных расчетов с данными наблюде-
ний показало, что наблюдаемые вариации озона в стратосфере хорошо согласуются с
модельными расчетами. В тоже время отклик температуры в модели оказался при-
близительно вдвое меньше, чем дают наблюдения (0,1 на 1% вариаций УФ-радиации
на длине волны 205 нм). В дальнейшем с помощью численной двумерной модели
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
701
планетарных волн с заданным 27-дневным
источником была рассчитана пространст-
венная структура отклика атмосферы на
такое периодическое воздействие (Криво-
луцкий и др., 2003). Расчеты показали, что
амплитуда волны в температуре близка к
наблюдаемой, если атмосфера находится
вблизи резонанса.
11-летние колебания
Статистические исследования связи
метеорологических параметров с И-лет-
ним циклом активности Солнца имеют
достаточно давнюю историю и продолжа-
ются в настоящее время. Кратко остано-
вимся на некоторых результатах, получен-
ных при анализе данных наблюдений и с
помощью математического моделирова-
ния. Многие ссылки на цитируемые здесь
результаты можно найти в монографии
(Герман, Голдберг, 1981).
Была установлена положительная кор-
реляция между количеством осадков в
экваториальной зоне и солнечными пят-
нами. В то же время данные среднеширот-
ных станций выявили дефицит осадков в годы максимума активности Солнца. На
рис. 4.1.19 представлены данные о среднем количестве осадков в экваториальных и
средних широтах в максимуме и минимуме
Рис. 4.1.20. Изменение долготы
квазистационарных барических ложбин у
поверхности земли (1) и гребней (2) на 55° с. ш.
в Атлантическом секторе в июле
Рис. 4.1.19. Количество осадков в
экваториальных (а - Батерст) и средних
(б - Буэнос-Айрес, в - Свердловск) широтах
в максимуме и минимуме числа солнечных
пятен за 1860-1917 гг.
числа солнечных пятен за 1860-1917 гг.
(Clayton, 1923).
В то же время проведенные иссле-
дования показали, что знак корреля-
ции может меняться в зависимости от
типа циркуляции и режима погодных
процессов. Этот же вывод можно сде-
лать и при анализе приземной темпе-
ратуры на различных станциях на-
блюдений.
Анализ временных рядов призем-
ного давления показал, что при боль-
шом числе солнечных пятен имеется
тенденция к повышению давления над
континентами в зимнее время, а над
океанами - в летнее. Положительная
разность между средними годовыми
702
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
значениями давления характерна для суши на широтах выше 20°, тогда как отрица-
тельная - для экватора. Следует отметить также, что квазистационарный центр низ-
кого давления, расположенный недалеко от Исландии и играющий важную роль
в погодных процессах, имеет тенденцию к усилению в годы максимума солнеч-
ной активности. Солнечно-обусловленная периодичность наблюдается в долготе
гребня давления, расположенного в стороне от Атлантического побережья Европы.
Рис. 4.1.21. Относительные изменения
(в %) концентрации «нечетного азота» (а),
озона (б) и изменения температуры, [К] (в),
обусловленные 11-летними изменениями
УФ-радиации Солнца для условий
равноденствия
Этот гребень связан с азорским максиму-
мом, расположенным южнее. На рис. 4.1.20
представлено изменение долготы квазиста-
ционарных барических ложбин у поверх-
ности земли (скользящие 40-летние сред-
ние за 1780-1959 гг.) и гребней на 55° с. ш.
в Атлантическом секторе в июле (Mitchel,
1965).
Изменение положения квазистационар-
ных центров действия в атмосфере, пред-
ставленное на рис. 4.1.20, приводит к со-
ответствующим изменениям в траекториях
циклонов, определяющих погодные про-
цессы. Было показано, что средний путь
циклонов в районе Северного моря в мак-
симуме солнечных пятен проходит на 3°
южнее, чем в минимуме. Совокупность
результатов, выполненных в данном на-
правлении исследований для южного по-
лушария, по-видимому, означает, что пути
циклонов проходят севернее (ближе к
экватору) в годы максимума солнечных
пятен.
Приведенные выше данные о вариа-
циях УФ-радиации Солнца в цикле актив-
ности позволяют предполагать, что озон в
средней атмосфере испытывает подоб-
ные вариации. В нескольких работах (Gar-
cia et al., 1981, Dyominov and Zadorozhny,
2001) с помощью двумерных фотохими-
ческих моделей была исследована реакция
химического состава и температуры. На
рис. 4.1.21а показаны относительные из-
менения концентрации «нечетного азота»
(сумма, включающая окись азота), обуслов-
ленные 11-летними изменениями УФ-ради-
ации Солнца для условий равноденствия.
Здесь изменения в высоких широтах вы-
званы потоками NO из термосферы. На
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
703
Рис. 4.1.22. Рассчитанная по двумерной фотохимической модели широтная структура
изменений (%) общего содержания озона между максимумом и минимумом
солнечной активности (слева) и годовой ход трендов озона (справа)
рис. 4.1.216, в приведены соответствующие изменения озона и температуры. При
этом отрицательные изменения озона в мезосфере обусловлены увеличением концен-
трации радикала ОН вследствие усиления фотодиссоциации водяного пара. В других
областях содержание озона возрастает, что соответствует наблюдениям.
На рис. 4.1.22 изображена рассчитанная по двумерной модели (Dyominov and
Zadorozhny, 2001) широтная структура изменений общего содержания озона между
минимумом и максимумом солнечной активности. Видно, что наибольшие измене-
ния происходят в высоких широтах в весенний период обоих полушарий. На
рис. 4.1.23 представлены соответствующие изменения малых газовых составляющих
в стратосфере.
Влияние вариаций радиации в солнечном цикле было исследовано с помощью
модели общей циркуляции (Haig, 1999). Был выявлен соответствующий отклик в
стратосфере, обусловленный изменениями функции озонного нагрева, однако воз-
действие на нижнюю атмосферу оказалось слабым.
Изменение содержания, %
Рис. 4.1.23. Изменения в содержании малых газовых составляющих (%)
в цикле солнечной активности (расчет) для 60° с. ш.
704
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
В работе (Labitzke, 1987) был обнаружен солнечно-обусловленный сигнал в тем-
пературе стратосферы в полярной области северного полушария в случае, если ис-
ходные временные ряды температуры разделить в соответствии с фазами квазидвух-
летних колебаний ветра в экваториальной области. На рис. 4.1.24 представлены
Рис. 4.1.24. Корреляция между временным ходом
осредненных за январь и февраль (для периода
1956-1989 гг.) значений температуры воздуха на
уровне поверхности 30 мбар над северным
полюсом (1) и потоком радиоизлучения Солнца
на длине волны 10,7 см (2) с учетом фазы
зонального ветра на экваторе: а - общие данные
(г = 0,13); б - западная фаза (г = 0,73);
в - восточная фаза (г = - 0,44)
результаты из этой работы. На верхнем
рисунке изображен временной ход ос-
редненных за январь и февраль (для
периода 1956-1989 гг.) значений тем-
пературы воздуха на уровне поверхно-
сти 30 мбар над северным полюсом, а
также поток радиоизлучения Солнца на
длине волны 10,7 см. Видно, что корре-
ляция между этими рядами низкая
(г = 0,13). На среднем рисунке темпера-
турный ряд соответствует только за-
падной фазе зонального ветра на эква-
торе. При этом корреляция оказывается
высокой и положительной (г = 0,73). И,
наконец, нижний рисунок соответству-
ет выборке температуры для восточной
фазы зонального ветра на экваторе.
Видно так же, что корреляция в данном
случае отрицательна (г = - 0,44). Не-
смотря на то, что имеются работы, в
которых на основе анализа данных и
модельных расчетов показано, что в
атмосфере существует динамический
отклик на 11-летний солнечный сигнал,
убедительного механизма, объясняю-
щего этот эффект, пока нс предложено.
Анализ данных, проведенный в данной
работе, выявил квазидекадный цикл в
параметрах нижней тропической стра-
тосферы и его связь в с процессами в
высоких широтах.
Следует отметить также, что суще-
ствует статистическая связь между ин-
тенсивностью грозовой деятельности и
солнечным циклом. На рис. 4.1.25а
представлен средний годовой индекс
молний, на рис. 4.1.256 - 5-летние
скользящие средние числа солнечных
пятен (Stringflow, 1974). При этом ин-
декс молниевых разрядов определял-
ся как квадрат среднего числа дней в
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
705
году, когда на 40 репрезентативных стан-
циях Великобритании наблюдались мол-
нии. Коэффициент корреляции между эти-
ми кривыми равен +0,8. В то же время эти
результаты не согласуются с результатами
других авторов, которые не нашли такой
связи по другим данным.
22-летние колебания
В некоторых работах есть свидетель-
ства того, что некоторые метеорологи-
ческие параметры лучше коррелируют с
двойным солнечным циклом, чем с 11-лет-
ним. На рис. 4.1.26 представлены сглажен-
ные годовые суммы осадков в Бразилии (а)
и двойной цикл числа солнечных пятен (б).
Из приведенного рисунка видно, что годо-
вые суммы осадков за исследуемый период изменяются в фазе с двойным солнечным
циклом. Глубина модуляции количества осадков при этом составляет 35% средней
годовой суммы (King, 1975). В то же время было показано, что для Австралии подоб-
ная корреляция существует также, но она отрицательна. Вероятно, здесь многое за-
Индекс молний
Рис. 4.1.25. Изменения индекса грозовой
активности в солнечном цикле
висит от режима погоды в конкретном регионе.
Появление засух, очевидно, тесно связано с количеством выпавших осадков. При
этом засуха определяется как продолжительный сухой период в районе, в котором
либо отсутствует ожидаемое выпадение осадков или росы, либо оно значительно ни-
же нормы. В Соединенных Штатах Америки, например, наиболее засушливыми тер-
риториями являются область Великих равнин и штаты, расположенные на Среднем
Число солнечных пятен, двойной цикл
Рис. 4.1.26. Сглаженные годовые суммы
осадков в Бразилии (а) и двойной цикл
числа солнечных пятен (б)
западе. Эти области достаточно хорошо
изучены в связи с солнечным циклом. Бы-
ло также показано (Roberts, 1975), что за
150 лет на Великих озерах наблюдается
тенденция к повторению засух с интерва-
лом 20-22 года. При этом повторяемость
засух имеет постоянную фазу относитель-
но 22-лстнсго, а не 11 -летнего цикла сол-
нечной активности. Восемь последова-
тельных засух в штате Небраска с 1820 по
1955 гг. примерно совпали с 11-летними
минимумами солнечных пятен, наступив-
шими вслед за четными максимумами
двойного цикла. В работах отечественных
исследователей (Байдал, 1964; Покров-
ская, 1969) была также обнаружена связь
солнечной цикличности с наступлением
засух. Анализ отклонений средней по се-
706
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
верному полушарию температуры воздуха
для периода с 1860 по 1990 гг. выявил вы-
сокую корреляцию этого ряда с продолжи-
тельностью цикла солнечной активности
(I.P.C.C. Report, 1994)).
Высыпания частиц
Как уже было сказано выше, протоны,
электроны и а-частицы, излученные Солнцем
и приходящие из космоса, могут проникать в
атмосферу Земли и производить ионизацию
(в основном в высоких широтах). В част-
ности, возмущения на Солнце могут быть
связаны с образованием большого количества
Скорость образования атомов N
и радикалов ОН на один акт ионизации
Рис. 4.1.27. Высотный ход эффективности
образования окислов азота и водорода
при ионизации атмосферы
солнечными космическими лучами для
Q, [частиц/(см3-с)]: 1, 3 - 103; 2,4 - 105
заряженных частиц, которые вызывают авро-
ральные явления, ВРЭ и СПС. В нижней ат-
мосфере основным ионизирующим агентом,
как уже говорилось, являются ГКЛ.
В 70-80-х гг. прошлого столетия в осно-
вополагающих работах (Porter et al., 1976; Heaps, 1978; Solomon, 1981) было показа-
но, что ионизация атмосферы высокоэнергичными частицами приводит к допол-
нительному образованию окислов азота и
День 1972 г.
Рис. 4.1.28. Изменения содержания озона
после протонной вспышки в августе 1972 г.
для различных широт
водорода. При этом на каждую пару ионов
образуется приблизительно 1,25 молекул
NO и две молекулы ОН. На рис. 4.1.27 изо-
бражен высотный ход эффективности обра-
зования окислов азота и водорода.
Дополнительное количество образовав-
шихся в атмосфере радикалов ОН и NO
должно приводить к дополнительному раз-
рушению молекул озона вследствие интен-
сификации каталитических циклов, что
должно вызывать смещение равновесных
значений концентрации озона в сторону
меньших значений в периоды СПС и ВРЭ.
Впервые этот эффект был зафиксирован
спутником NIMBUS-4, с которого проводи-
лись наблюдения за озоном, после одной из
самых мощных протонных вспышек на
Солнце в августе 1972 г. На рис. 4.1.28 при-
ведены изменения содержания озона после
этой вспышки для различных широт
(Heathetal., 1977). На рисунке видно, что
наиболее сильные изменения произошли в
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
707
10 2 —1—1—1—1—1—1—1—1—1—1—1—1—1—1—1—L
15 20 25 30
Октябрь 1989 г.
Рис. 4.1.29. Изменение потока солнечных
протонов с энергиями 4,2-8,7 МэВ по
данным измерений со спутника GOES-7
в период СПС в октябре 1989 г.
высоких широтах северного полушария. При этом данные изменения существуют
достаточно долго. Как мы увидим ниже, долговременный эффект уменьшения озона
создают образовавшиеся после вспышки окисли азота, время жизни которых в сред-
ней атмосфере велико.
Таким образом, этот механизм позволил количественно (с помощью численных
моделей) исследовать отклик химического состава атмосферы (в первую очередь озо-
на) на воздействие корпускулярных потоков внеземного происхождения, а также
провести сравнение с наблюдениями. В табл. 4.1.5 представлено количество молекул
NO и ОН, образовавшихся после сильных
1955-1975 гг. на широтах выше 65°.
Остановимся еще на двух мощных про-
тонных событиях, произошедших в октяб-
ре 1989 г. и в июле 2000 г. В период СПС
октября 1989 г. проводился ракетный экс-
перимент в высоких широтах южного по-
лушария на НИС «Академик Ширшов». В
ходе эксперимента впервые удалось изме-
рить в комплексе изменения в содержании
озона, температуры, окиси азота, напря-
женность электрического поля в атмосфе-
ре, а также содержания ионов во время
сильного СПС. Результаты этого уникаль-
ного эксперимента опубликованы в рабо-
тах (Zadorozhny et al., 1992; 1994).
На рис. 4.1.29 изображено изменение
потока солнечных протонов с энергиями
4,2-8,7 МэВ по данным измерений со
спутника GOES-7. На рисунке видно, что
19 октября 1989 г. поток солнечных кос-
мических лучей возрос на несколько по-
рядков. Возросший в 1 000 раз поток при
этом сохранялся практически в течение
недели, что свидетельствует об уникально-
сти этого события. На рис. 4.1.30 пред-
ставлена рассчитанная скорость ионизации
атмосферы для 20 октября 1989 г. (кривая 1)
в сравнении с ионизацией после СПС 4 ав-
густа 1972 г. (кривые 3 и 2), а также иони-
зацией, вызванной космическими лучами
(кривые 4 и 5).
Всего в ходе эксперимента с борта НИС
было выпущено 19 метеорологических
ракет, однако только 7 из них - после
вспышки. Тем не менее полученные дан-
СПС 1959, 1960 и 1972 гг. в период
Поток, частиц/(см2-с-ср-МэВ)
Рис. 4.1.30. Скорость ионизации
атмосферы космическими лучами после
СПС 20 октября 1989 г. (1), 4 августа
1972 г. днем и вечером (2, 3) и ГКЛ при
минимуме и максимуме солнечной
активности (5, 4)
708
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Отклонение концентрации, %
Рис. 4.1.32. Отклонение измеренных
профилей концентрации озона (%)
относительно осредненного по всем
пускам профиля для 23 и 20 октября
Рис. 4.1.31. Измеренная вертикальная структура плотности ионов до и после СПС 19 октября
1989 г. в высоких широтах южного полушария: а - для всех положительных ионов
(пунктирная линия показывает порог измерений); б - для NO (Zadorozhny et al., 1994).
Штрихпунктирная - результаты других авторов
ные позволили провести сравнение параметров атмосферы в возмущенных условиях
с невозмущенными. На рис. 4.1.31а изображена измеренная вертикальная структура
плотности положительных ионов до и после СПС 19 октября 1989 г. в высоких ши-
ротах южного полушария, которая демонстрирует сильное увеличение плотности
ионов. Плотность ионов настолько возросла, что был превышен инструментальный
порог измерений (пунктирная линия). Данное обстоятельство не позволило получить
данные выше 50 км.
Окись азота измерялась после вспышки в одном пуске 23 октября 1989 г. На
рис. 4.1.316 представлен профиль концентрации NO, полученный в пуске 23 октяб-
ря, а также профили окиси азота, полученные в невозмущенных условиях. На при-
веденном рисунке видно сильное (более
чем на порядок) увеличение концентрации
NO, которая на высоте 50 км составила
2-109 частиц/см3.
Увеличение окиси азота должно при-
вести к уменьшению содержания озона на
этих высотах. На рис. 4.1.32 изображено
отклонение измеренных профилей концен-
трации озона относительно осредненного
по всем пускам профиля для 23 и
20 октября. Видно, что изменения в содер-
жании озона возрастали по мере накопле-
ния окислов азота в атмосфере в период
СПС.
В некоторых ракетных пусках описы-
ваемого эксперимента измерялась верти-
кальная составляющая электрического поля.
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
709
На рис. 4.1.33 представлены соответст-
вующие профили, измеренные до и после
СПС. Видно, что измерения, проведенные
21 октября 1989 г., показывают сильные
отличия в профиле вертикальной состав-
ляющей электрического поля как по вели-
чине, так и по знаку. Измеренные величины
вертикальной составляющей электрическо-
го поля EZi а также измерения плотности
ионов nh позволяют оценить вертикаль-
ную составляющую плотности тока в ат-
мосфере jz. Оценки, сделанные авторами,
показали, что во время СПС плотность
тока возрастает примерно в 100 раз вблизи
высоты 60 км по сравнению с невозму-
щенными условиями.
Численное фотохимическое моделиро-
вание отклика в озоносфере и содержании
заряженных компонент в области D ионо-
Рис. 4.1.33. Профили вертикальной
составляющей электрического поля,
измеренные в ракетном корабельном
эксперименте до и после СПС
19 октября 1989 г.
сферы после СПС октября 1989 г. было проведено в работе (Krivolutsky et al., 2001).
Расчеты проводились для 70° с. ш. Расчеты показали, что содержание NO увеличи-
лось почти в 30 раз на высоте около 65 км, содержание ОН возросло почти в 10 раз
на несколько больших высотах, а озон оказался почти полностью разрушен в области
высот 70-75 км.
На рис. 4.1.34 представлены результаты расчетов электронной концентрации.
Видно, что концентрация электронов во время увеличения потока протонов (и, как
следствие этого, роста скорости ионизации в области D) возросла на несколько по-
рядков.
Рассмотрим последствия другого силь-
ного протонного события, произошедшего
14 июля 2000 г. Изменения в озоносфере
Земли после этого СПС были зафиксиро-
ваны несколькими группами (Jackman et al.,
2000; Krivolutsky, 2001), которые также
провели расчеты отклика озона и других
малых газовых составляющих после СПС
с помощью фотохимических моделей.
14 июля 2000 г. поток солнечных косми-
ческих лучей возрос на несколько поряд-
ков. Результаты моделирования показали,
что протонная вспышка 14 июля 2000 г.
была наиболее эффективной в отношении
ее воздействия на озон в атмосфере высо-
ких широт.
Рис. 4.1.34. Результаты расчетов
электронной концентрации после СПС
19 октября 1989 г. Цифрами у кривых
указана высота z, [км]
710
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
0 40 80 120
Время от 00 UT 14.07.2000 г., ч
Рис. 4.1.35. Изменения в содержании
озона (%) в период СПС 14 июля 2000 г.
в высоких широтах Северного полушария
Рис. 4.1.36. Результаты расчетов ионизации
(число пар ионов в 1 м3) солнечными протонами
в период СПС 14.07.2000 г. для 70° с. ш.
Для анализа изменений в озоносфере были использованы данные прибора
HALOE, установленного на спутнике UARS. На рис. 4.1.35 изображены изменения в
содержании озона в высоких широтах (Krivolutsky et al., 2003) северного полушария,
зафиксированные при обработке данных прибора HALOE. На приведенном рисунке
видно, что после СПС произошли сильные изменения в содержании озона в мезосфе-
ре и верхней стратосфере.
Изменения в содержании озона (радиационно-активного газа) после СПС
должны приводить к изменению термического режима атмосферы в этой области
и, как следствие, к изменению циркуляции. Для исследования динамического
отклика средней атмосферы на солнечную протонную вспышку 14 июля 2000 г.
Z, км
Июль 2000 г.
Рис. 4.1.37. Результаты фотохимических расчетов
по трехмерной модели, демонстрирующих
изменение (%) в содержании озона
над северной полярной областью (70° с. ш.)
после СПС 14.07.2000 г.
были использованы трехмерная
транспортная (учитывающая пере-
нос) фотохимическая модель и мо-
дель общей циркуляции средней
атмосферы и нижней термосферы
(Krivolutsky et aL, 2006). Для расчета
ионизации высокоширотной атмо-
сферы в работе были использованы
данные о потоках протонов, изме-
ренные спутником GOES-10. На
рис. 4.1.36 представлены результаты
расчетов ионизации солнечными
протонами в период СПС 14 июля
2000 г. для 70° с. ш. На рисунке вид-
но, что период резкого увеличения
скорости ионизации продолжается не
более двух суток, а максимум иони-
зации расположен в мезосфере.
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
711
Напомним, что каждая пара ионов, об-
разованных при торможении солнечных
протонов, приводит к образованию при-
близительно 1,3 молекул NO двух молекул
ОН, разрушающих озон в каталитических
циклах. На рис. 4.1.37 приведены результа-
ты модельных расчетов изменений в со-
держании озона над северной полярной
областью. Здесь следует отметить, что в
этот период (июль) в высоких широтах
северного полушария - полярный день, а
над южным полюсом - ночь. Видно, что
разрушения озона в мезосфере северной
полярной области достигают 70-80%, что
достаточно хорошо соответствует данным
наблюдений.
Пространственно-временное распреде-
ление изменений содержания озона над
южной и северной полярной областью,
полученное в расчетах по трехмерной фо-
тохимической модели, было учтено при
дальнейшем моделировании в радиацион-
ном блоке модели общей циркуляции, что
позволило рассчитать последствия рас-
смотренного СПС в полях температуры и
ветра.
На рис. 4.1.38а, б представлены ре-
зультаты расчетов по модели общей цир-
куляции (Krivolutsky et al., 2006), демон-
стрирующих соответственно широтную и
временную структуру изменений темпе-
ратуры после вспышки 14 июля 2000 г.
(на 18 июля). Видно, что изменения озона
после вспышки над ночной южной поляр-
Рис. 4.1.38. Рассчитанные по модели
общей циркуляции широтная (а) и
временная (б) структура изменений
температуры атмосферы на
18 июля 2000г., вызванных вспышкой
на Солнце 14.07.2000 г. для 70° с. ш.
ной областью не привели к изменениям температуры, чего и следовало ожидать,
поскольку в отсутствие солнечной радиации «выключены» источники нагрева ат-
мосферы УФ-радиацией. Видно также, что дефицит озона ниже 80 км, обусловлен-
ный образованием дополнительного количества окислов азота и водорода, приво-
дит к охлаждению атмосферы в этой области.
Необычным результатом, представленным на рис. 4.1.38, является область на-
гревания в нижней термосфере, где отсутствовали изменения озона, вызванные
вспышкой. Дополнительный анализ модельных результатов показал, что этот на-
грев вызван усилением воздействия и последующей диссипацией гравитационных
волн, распространяющихся из тропосферы.
712
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Z, км
100
60
20
Рис. 4.1.39. Рассчитанная по модели общей
циркуляции широтная (а) и временная (б)
структура изменений зонального ветра, [м/с]
для 70° с. ш., вызванных вспышкой
на Солнце 14 июля 2000 г.
24 72 120 168
Время с момента СПС, ч
б
Изменение температурного режима,
вызванного протонным событием на
Солнце, должно привести к изменению
режима циркуляции в соответствии с
формулами термического ветра. На
рис. 4.1.39а изображена рассчитанная
широтная структура изменений зональ-
ного ветра на 18 июля, вызванных
вспышкой. Видно, что как в мезосфере,
так и в нижней термосфере произошло
уменьшение абсолютных значений зо-
нального ветра (торможение), что отра-
жает изменение температурных градиен-
тов вследствие охлаждения мезосферы,
благодаря разрушению озона после
вспышки, и нагрева термосферы вследст-
вие усиления потока (с последующей
диссипацией) гравитационных волн. Ин-
тересно отметить также, что возмущения
в поле ветра проникают на более низкие
широты, несмотря на высокоширотную
локализацию области изменения озона.
На рис. 4.1.396 представлены изменения
во времени величины скорости зональ-
ного ветра для 70° с. ш., полученные по
результатам трехмерного моделирова-
ния.
В связи с представленными выше ре-
зультатами, которые демонстрируют, как
высокоэнергичные частицы воздейству-
ют на процессы в средней атмосфере,
следует упомянуть работу, в которой с
помощью фотохимической модели были
получены оценки изменения химического состава тропосферы под действием ГКЛ
(Krivolutsky et aL, 2002). Расчеты показали, что при использовании величины эф-
фективности выхода молекул NO на каждую пару ионов - 1,25 (такую же, как и для
средней атмосферы), полученные изменения химического состава составляют не-
сколько процентов по сравнению с отсутствием воздействия галактических лучей.
Интересно, что некоторое увеличение содержания азотных окислов в тропосфере
при этом сопровождается увеличением (порядка 1%) содержания озона, что состав-
ляет контраст с откликом на такого типа воздействие в стратосфере и мезосфере,
продемонстрированным выше. Возможное объяснение этого эффекта связано с хи-
мическим каталитическим циклом, эффективность которого высока именно в ниж-
них слоях:
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
713
СН4 + ОН = СН3 + Н2О
СН3 + о2 + М = СН3О2 + м
CH3O2 + NO = CH3O2 + M
NO2 + Av = NO + O
О + О2 + М = Оз + М (4.1.41)
СН3О + 02 = СН2О + но2
НО2 + NO = NO2 + ОН
СН2О + hv = СО + Н2
СН4 + 4О2 + hv = Н2О + СО + Н2 + 2О3
Таким образом, указанный выше цикл может приводить к «наработке» дополни-
тельных молекул озона при увеличении содержания NO. Сходный эффект может
быть вызван выбросом выхлопных газов автомобилями.
Остановимся кратко на работах, в которых отмечаются факты воздействия сол-
нечных КЛ на содержание аэрозоля в атмосфере. Для решения данной задачи можно
использовать современную концепцию разрушения озона на поверхности частиц аэ-
розоля и полярных стратосферных облаков (Molina, 1991). В работе (Shumilov et al.,
1993) для объяснения сильной отрицательной аномалии озона, обнаруженной в вы-
соких широтах северного полушария и совпавшей по времени с протонной вспыш-
кой, была высказана гипотеза реализации «триггерного» механизма воздействия про-
тонов КЛ на содержание озона. Предложенный механизм включает наличие гетеро-
генных химических реакций, нарушение температурного или электрического баланса
атмосферы, образование и разрушение полярных стратосферных облаков и аэрозо-
лей. Данная концепция подкрепляется, по мнению авторов, увеличением аэрозоля
после солнечной вспышки, зафиксированным при лидарных измерениях в высоких
широтах. Близкие результаты получены в работе (Миронова и др., 2005), где также
на основе лидарных наблюдений за аэрозолем в Европе было обнаружено увеличение
аэрозоля в нижней атмосфере после вспышек на Солнце в январе и августе 2002 г.
Было также обнаружено ослабление прозрачности атмосферы в высоких широтах
после протонных событий на Солнце, которое авторы связывают с увеличением со-
держания аэрозоля в периоды СПС (Ролдугин и Вашенюк, 1994).
Определенное воздействие на химический состав атмосферы могут оказывать и
высыпающиеся из радиационных поясов релятивистские электроны (Thome, 1980;
Callis et al., 2001), с энергиями £>500 кэВ. Их прямое воздействие ограничивается
мезосферой, но порождаемое тормозное рентгеновское излучение с энергией, состав-
ляющей значительную долю энергии падающих электронов, может проникать до вы-
сот нижней стратосферы (Базилевская и др., 2004).
Геомагнитные возмущения
Во многих работах авторы искали статистические связи между параметрами ат-
мосферы (включая содержание озона) и характеристиками (индексами) внеатмо-
сферных факторов, свидетельствующие о вкладе космических факторов в изменчи-
вость атмосферы. В работах (Lastovichka, 1996; Mich, 1994) методом наложенных
эпох была найдена реакция общего содержания озона на Форбуш-понижения галак-
714
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
тических космических лучей. Анализ данных прибора HALOE, установленного на
спутнике UARS, позволил (Luo etal., 1993) зафиксировать сильное (в три раза) уве-
личение содержания NO после геомагнитной бури в ноябре 1991 г. В то же время эти
наблюдения требуют понимания механизмов, вызывающих такие сильные изменения
химического состава в периоды геомагнитных возмущений.
Пересечение границ ММП (пример)
В серии работ была обнаружена реакция циркуляции тропосферы на пересечение
Землей границы межпланетного магнитного поля (ММП). Основой для формирова-
ния данной секторной структуры, как известно, является крупномасштабная структу-
ра магнитного поля атмосферы Солнца, которое выносится солнечным ветром, в ре-
зультате чего образуется гофрированный токовый слой в гелиосфере. Полный
27-суточный оборот этого токового слоя, проносимого солнечным ветром мимо Зем-
ли, проявляется в ряде земных эффектов. В частности, площадь тропосферных лож-
бин в зимний сезон в северном полушарии, выраженная с помощью индекса завих-
ренности атмосферы (VAI) достигает минимума примерно сутки спустя после того,
как токовый слой пересекся с Землей (граница сектора). Величина этого минимума в
процентном отношении больше для областей с наиболее интенсивной тропосферной
циркуляцией. Отдельные прохождения токового слоя при этом могут оказать значи-
тельное влияние на площадь ложбин, которая в ряде случаев может быть вдвое
больше по сравнению со средним эффектом. Количественный анализ показал, что
прогнозы погоды для ограниченной области с плотной метеосстью существенно ме-
нее точны в течение двух дней после прохождения границы сектора. Отдельные лож-
бины, пересекающие долготу 180°, оказываются заметно больше, когда ММП на-
правлено от Солнца (т. е. когда токовый
слой расположен южнее Земли), чем лож-
бины, пересекающие эту долготу, когда
поле направлено к Солнцу. На рис. 4.1.40,
взятом из работы (Wilcox et al., 1973),
изображены изменения в индексе завихрен-
ности (VAI), вычисленные для северного
полушария, когда гелиосферный токовый
слой проносится мимо Земли солнечным
ветром. Нулевой день соответствует време-
ни пересечения токового слоя.
Следует заметить, что представленный
на рис. 4.1.40 очень интересный результат,
подтвержденный и другими авторами, пока
не получил количественного теоретическо-
го обоснования. Возможные физические
механизмы включают влияние солнечной
активности на планетарные волны, приво-
дящее к их развитию или затуханию, а так-
же влияние токового слоя на вертикальное
электрическое поле.
Рис. 4.1.40. Изменения в интегральном
индексе завихренности для уровня
500 мбар, вычисленные для северного
полушария. По горизонтальной
оси отложено время относительно
ключевых дат - моментов пересечения
с Землей ММП
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
715
Космические лучи и облачность
В серии работ отечественных и зарубежных авторов была обнаружена связь из-
менений потока галактических лучей с баллом облачности, температуры в нижних
слоях атмосферы, а также осадками (Svensmark and Friis-Christensen, 1997; Stozh-
kov et al., 2001). Анализ эмпирических данных методом наложенных эпох, исполь-
зуемый в большинстве этих работ, показал, что в моменты Форбуш-понижений в
высоких широтах могут наблюдаться значимые изменения (уменьшение) облачности.
В работе (Svensmark and Friis-Christensen, 1997) были представлены данные спутни-
ковых наблюдений за глобальной облачностью наряду с потоком ГКЛ. Представлен-
ный в этой работе рисунок демонстрировал практически синхронный ход кривых
облачности и ГКЛ, что вызвало большой интерес как специалистов по солнечно-
земной физике, так и климатологов, поскольку облачность является одним из ос-
новных климатообразующих факторов. Эта работа не только вызвала повышенный
интерес геофизиков к методу отбора и обработки данных, но и стимулировала иссле-
дования физики возможного воздействия КЛ на эффективность микрофизических
процессов - таких, как образование ядер конденсации и рост облачных капель, опре-
деляющих формирование облачности (Yu and Turco, 2000, 2001). К настоящему вре-
мени вопрос о связи облачности с потоком КЛ по-прежнему открыт. Во-первых,
более тщательный анализ данных об облачности показал, что синфазность хода об-
щей облачности и КЛ в дальнейшем нарушилась. Во-вторых, пока не удалось создать
теоретическую основу этого возможного явления. В случае продвижения в этом на-
правлении было бы найдено важное звено воздействия космических факторов на
климат.
Космические лучи и аэрозоль
Еще одним фактором, влияющим на перенос радиации в атмосфере Земли и, сле-
довательно, на климат, является, как уже было сказано выше, аэрозоль. Выше цити-
ровались некоторые результаты, свидетельствующие об изменении содержания аэро-
зольной составляющей атмосферы после протонных вспышек на Солнце. При этом
косвенным подтверждением увеличения аэрозоля является уменьшение прозрачно-
сти после СПС. В работе (Vanhellemount et al., 2002) были использованы данные раз-
нородных наблюдений за аэрозолем в нижней стратосфере за период с 1953 по
1997 гг. При этом, чтобы исключить сильные выбросы содержания аэрозоля после
наиболее мощных извержений вулканов, применялась специальная методика. Про-
веденный авторами анализ позволил им утверждать, что в течение рассмотренного
временного интервала оптическая толщина аэрозоля на длине волны 320 нм менялась
в фазе с 11-летним циклом ГКЛ. Физический механизм этой связи остается пока
неясным.
4.1.3.4. Воздействие па биосферу
В заключение этого раздела приведем результаты, полученные в работе
(Rigozo et al., 2002), в которой приводятся свидетельства воздействия солнечной
активности на биосферу на временных масштабах, соответствующих климатиче-
ским изменениям. В данной работе вэйвлет-анализ был применен к рядам ширины
716
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
колец деревьев для одного из регионов Бразилии за период с 1837 по 1996 гг. На
рис. 4.1.41а изображен временной ход толщины колец (вверху) и соответствующая
амплитуда временного спектра, показывающая максимум вблизи периода цикла
Толщина колец, мм
Период, годы
1842 1864 1886 1908 1930 1952 годы
Число солнечных пятен
Период, годы
1842 1864 1886 1908 1930 1952 годы
б
Период, годы
1842 1864 1886 1908 1930 1952 годы
12
8
4
0
Рис. 4.1.41. Результаты применения вэйвлет-анализа к рядам ширины
годичных колец деревьев для одного из регионов Бразилии за период
1837-1996 гг.: а - временной ход толщины колец (вверху) и
соответствующая амплитуда временного спектра, показывающая
максимум вблизи периода цикла активности Солнца;
б - изменение числа солнечных пятен и спектр солнечных пятен;
в - результаты расчета кросс-вэйвлет спектра между рядом
годичных колец деревьев и числом солнечных пятен
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
717
активности Солнца (11 лет). На рис. 4.1.416 изображены изменение числа солнечных
пятен (вверху) и соответствующий спектр числа солнечных пятен (внизу) за этот
период, а на рис. 4.1.41 в - результаты расчета кросс-вэйвлет спектра между рядом
годичных колец деревьев и числом солнечных пятен. Последний рисунок также
обнаруживает связность между этими рядами.
4.1.4. Климат Земли и его изменения
Понятие климата в настоящее время имеет следующую формулировку: климат -
это статистический ансамбль состояний, которые проходит система «океан-суша-
атмосфера» за периоды времени в несколько десятилетий. Следует выделить также
криосферу и биосферу, как важные элементы климатической системы. Основными
методами изучения климатической системы являются анализ временных рядов на-
блюдений и математическое моделирование. Современные математические модели
учитывают взаимодействие всех элементов климатической системы.
По данным о прошлом Земли известно, что климат менялся в широких временных
масштабах. В частности, за последние 500 тыс. лет ледниковые и межледниковые
периоды чередовались приблизительно через каждые 100 тыс. лет. Во время послед-
него ледникового максимума 20 тыс. лет назад ледяной щит покрывал Канаду и
большую часть Европы и Азии. Морские льды были распространены на большом
пространстве, и уровень моря находился примерно на 80 м ниже, чем в настоящее
время. Отличительной чертой изменений климата за последние 1000 лет является
малый ледниковый период примерно между 1300 и 1800 гг. С тех пор имело место
некоторое потепление, которое ускорилось в последние 100 лет. Последнее обстоя-
тельство вызвало опасение мирового сообщества, что здесь имеет место усиление
парникового эффекта, обусловленного антропогенной деятельностью (промышлен-
ные выбросы, сведение лесов и т. д.). Рассмотрим наиболее важные факторы, опре-
деляющие изменения климата.
4.1.4.1. Астрономические факторы
Теория климата, предложенная Миланковичем (Milankovitch, 1941), получила
признание как теория долгопериодных вариаций климата. Было установлено так-
же (Hays etal., 1976), что некоторые повторяющиеся циклические климатические
вариации связаны с вековыми вариациями земной орбиты. Спектральные оценки
временных рядов температур ассоциируются с циклом прецессии 21000 лет и с
циклом наклонения орбиты Земли 41 000 лет. Кроме того, было показано, что более
половины отклонений связаны с изменениями эксцентриситета орбиты, которые
имеют период 100000 лет. Миланкович рассматривал вариации эксцентриситета
только как модулятор амплитуды цикла изменений прецессии, влияющих, в свою
очередь, на зимне-летнюю вариацию инсоляции на данной широте. Однако, чтобы
изменения эксцентриситета были существенными, необходим нелинейный отклик
системы «Земля-атмосфера» на эти изменения, поскольку годичная вариация ин-
соляции на данной широте практически постоянна для любого эксцентриситета.
718
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
В качестве такого нелинейного свойства системы «Земля-атмосфера» использована
зависимость излучательной способности от четвертой степени температуры (закон
Стефана-Больцмана). Были выполнены расчеты для определения изменений сред-
ней температуры поверхности, связанные с вариациями наклона, эксцентриситета и
долготы перигелия земной орбиты. Рассчитанные временные ряды вариаций тем-
пературы за 500000 лет до настоящего времени и на 100000 лет вперед в области
широт от 40 до 70° показали, что максимальные отклонения температуры (поряд-
ка 1°) имеют место для орбит с большим эксцентриситетом и при изменении долго-
ты перигелия от 135° (самый теплый период) до 270° (самый холодный период) в
отсутствие механизма обратной связи. Периоды оледенения соответствуют орби-
там с большим эксцентриситетом. При этом размах в периоде изменения наклона
эклиптики может явиться важным фактором, влияющим на долгопериодные вари-
ации температуры на Земле. Результаты этой работы зависят в то же время от
используемой величины альбедо земной поверхности. Все это позволяет считать
изменения параметров земной орбиты и наклона земной оси важными факторами
изменения климата.
4.1.4.2. Геофизические факторы
Вторая группа климатообразующих факторов включает в себя факторы, связан-
ные со свойствами Земли как планеты. К ним относятся размеры и масса планеты,
скорость вращения вокруг оси, собственные гравитационные и магнитные поля,
внутренние источники тепла, свойства поверхности, определяющие ее взаимодейст-
вие с атмосферой.
Масса Земли Мз вместе с радиусом R3 определяет главную часть ее гравитацион-
ного поля. Вклад в гравитационное поле собственного вращения Земли не превышает
0,35%, а на полюсе он равен нулю. Гравитационное поле определяет способность
Земли удерживать газовую оболочку - атмосферу - и в значительной мере определя-
ет ее состав. При небольшой массе атмосфера может быть потеряна, чему является
свидетельством Луна (находящаяся на том же расстоянии от Солнца, что и Земля).
Масса Земли в конечном итоге определяет расчлененность рельефа поверхности,
интенсивность внутренних источников тепла, а также проявления вулканизма. Изме-
рения в глубоких скважинах показывают, что температура в земной коре возрастает с
глубиной со скоростью примерно 30°С/км (геотермический градиент). Для Земли в
целом это дает ежегодную потерю тепла 1028 эрг, что составляет около 0,02% от еже-
годно поступающего на Землю солнечного тепла. Очевидно, роль этого источника
мала, однако в прошлом она могла быть более заметной.
Скорость вращения Земли вокруг оси определяет суточный ход многих метеоро-
логических элементов благодаря вариациям притока солнечного тепла и оказывает
решающее влияние на характер глобальной циркуляции. Если бы скорость вращения
Земли была очень малой или сравнимой с периодом обращения Земли вокруг Солн-
ца, то основные термические контрасты возникали бы между нагретым дневным и
охлажденным ночным полушарием. При увеличении скорости вращения основными
становятся контрасты между полярными и экваториальными районами, что приводит
к возникновению меридиональных ячеек циркуляции (стремящихся выровнять эти
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
719
контрасты). Действие силы Кориолиса при этом приводит к возникновению западно-
го переноса в нижней атмосфере средних широт.
Другим важным фактором является неоднородность свойств подстилающей по-
верхности. В низких широтах в области пассатной циркуляции, где поверхность Зем-
ли имеет большую линейную скорость вращения, происходит перенос импульса от
поверхности к атмосфере. В умеренных широтах происходит, наоборот, передача
движения от атмосферы к поверхности. В сумме за длительный срок по всему зем-
ному шару эти потоки уравновешиваются. Существенно также расположение ис-
точников и стоков тепла на поверхности. Большая часть тепловой энергии, которую
получает атмосфера, поступает от подстилающей поверхности и зависит от ее отра-
жательной способности (альбедо), теплоемкости и теплопроводности. Поверхность
океана имеет малое альбедо (0,05-0,1) и поглощает больше солнечной энергии, чем
суша (альбедо 0,1-0,3), и особенно снег и лед (альбедо 0,7-0,9). Благодаря большой
теплоемкости и теплопроводности океаны накапливают тепло, а затем могут его рас-
ходовать, обогревая атмосферу. При этом, благодаря движениям в океанах, источ-
ники тепла для атмосферы могут возникать далеко от тех районов, где происходит
аккумуляция солнечной энергии.
4.1.4.3. Метеорологические факторы
Главными метеорологическими климатообразующими факторами являются масса
и химический состав атмосферы. Масса атмосферы определяет ее механическую и
тепловую инерцию. Без атмосферы на Земле существовал бы «лунный климат», т. е.
климат лучистого равновесия. Для климата также важны переменные по содержанию
термодинамически активные примеси.
Наиболее важной из таких примесей является водяной пар. Его содержание сей-
час составляет 0,23%, правда есть данные, свидетельствующие о медленном воз-
растании его содержания в последнее десятилетие. Водяной пар поглощает почти
все излучение земной поверхности в диапазоне 4-8 и 12-40 мкм (около 62% всей
энергии излучения). Он способен конденсироваться на имеющихся в атмосфере
частицах, образуя облака и туманы, а также выделяя большое количество тепла.
Водяной пар обуславливает и парниковый эффект, т. е. способность атмосферы
пропускать солнечную радиацию и поглощать тепловое излучение подстилающей
поверхности. При этом существует положительная обратная связь между его кон-
центрацией и температурой. Другой радиационно-активной примесью является
углекислый газ (двуокись углерода). Он вносит существенный вклад в парниковый
эффект, поглощая и переизлучая энергию длинноволновой радиации в полосе
14-16 мкм, в которой заключено около 10% всей энергии, излучаемой земной по-
верхностью. В настоящее время в атмосфере находится приблизительно 0,03% уг-
лекислого газа по объему. В прошлом происходили значительные колебания СО2,
влияющие на климат. В настоящее время содержание СО2 растет. Следует отме-
тить, что океаны являются огромным резервуаром углекислого газа и содержат в 50
раз больше СО2, чем атмосфера, и в 20 раз больше, чем биосфера. Рост других пар-
никовых газов (N2O, СН4) также важен для теплового баланса атмосферы. Расчеты
Tib
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
по моделям климата показали, что увеличение его содержания вдвое приведет к
увеличению среднеглобальной температуры у поверхности на 2,40°С, причем в
полярных районах увеличение будет сильнее, чем в тропиках. При этом температу-
ра стратосферы понизится.
4.1.4.4. Современные изменения климата
Анализ данных о приземной температуре за период инструментальных наблюде-
ний (с 1750 г.) показывает, что температура возрастала. В XX веке это увеличение
составило 0,60°, причем темп роста увеличился в конце столетия. Анализ косвенных
данных по северному полушарию свидетельствует о том, что повышение температу-
ры в XX столетии было самым значительным в течение последних 1 000 лет. Концен-
трация углекислого газа продолжает возрастать, а темпы се возрастания на сего-
дняшний день, вероятно, самые высокие за последние 20 000 лет. За последнюю ты-
сячу лет наблюдаемые в настоящее время концентрации метана и закиси азота,
вероятно, самые высокие. Сокращается площадь ледников в неполярных районах,
повысился в течение XX столетия уровень мирового океана (0,1-0,2 м). На
рис. 4.1.42 представлены результаты наблюдений, свидетельствующие о непрерыв-
ном увеличении парниковых газов (СО2, N2O, СН4) в атмосфере Земли.
Приведенные факты создали основу для опасений, что антропогенная деятель-
ность может являться одним из факторов, ответственных за наблюдаемое глобальное
потепление. Климатические модели дают более хорошее соответствие с наблюде-
ниями при учете вклада антропогенных факторов (рис. 4.1.43, Отчет ВМО по изме-
нению климата, 2001). Совокупность наблюдений и результатов моделирования, го-
ворящих о возможности усиления эффекта в XXI веке (правда, численные прогнозы,
полученные по разным климатическим моделям, обладают достаточно большим раз-
бросом), привели мировое сообщество к решению о сокращении промышленных вы-
бросов, которые могут увеличивать содержание углекислого газа и других парнико-
вых газов в атмосфере (Киотский протокол, 1997 г.). Страны, подписавшие Прото-
кол, согласились снизить выбросы парниковых газов по меньшей мере на 5% по
сравнению с уровнями 1990 г. в период действия обязательств с 2008 по 2012 гг. Ки-
отский протокол вступил в силу после подписания его Россией в 2004 г.
Интересно отметить реакцию содержания фреонов (они являются и озоно-
разрушающими, и, одновременно, парниковыми газами) после вступления в силу
решения (Монреальский протокол) о поэтапном прекращении их выпуска. На
рис. 4.1.44а представлен временной ход содержания основного хлорфторметана
CF2C12 (Фреон-12). На рисунке видно прекращение роста этого вещества. Второй
по важности Фреон-11 (CFC13) демонстрирует систематическое уменьшение содер-
жания после 1995 г. (рис. 4.1.446) по данным специально созданной сети наблюде-
ний. Представленные рисунки наглядно демонстрируют эффект запрета мировым
сообществом производства озоноразрушающих веществ. Следует заметить, что
вследствие большого «времени жизни» этих веществ в нижней атмосфере они еще
достаточно долго будут поступать в стратосферу благодаря диффузионному пе-
реносу.
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
721
Отношение смеси СО2, миллионные доли
Отношение смеси N2O, миллиардные доли
Содержание фракции СН4, 10 9 молекул/моль
1575 -----------'---------'----------'--------
1983 1993 годы
в
Рис. 4.1.43. Изменение приземной
температуры воздуха, полученное на основе
модельных расчетов (серая область)
без учета (а) и с учетом (б) антропогенных
факторов, а также всех действующих
факторов (в), в сравнении с данными
наблюдений (сплошная линия)
Рис. 4.1.42. Глобальное наблюдаемое
увеличение содержания смеси
углекислого газа СО2 (а), смеси
закиси азота NO2 (б) и фракции
метана СН4 в сухом воздухе (в)
в атмосфере Земли по данным
сети наземных наблюдений
722
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Отношение смеси, триллионные доли
Рис. 4.1.44. Изменение содержания Фреона-12 (а) и Фреона-11 (б) в атмосфере
после сокращения его производства: 1 - глобальное содержание;
2 - северное полушарие; 3 - южное полушарие
Отношение смеси, триллионные доли
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Хочется надеяться, что несмотря на сжатую форму изложения материала, пред-
ставленные результаты, полученные исследователями разных стран в процессе мно-
голетних исследований и составляющие базовые знания о процессах в атмосфере,
позволят читателю сориентироваться в основных проблемах, стоящих перед наукой,
называющейся физикой атмосферы. В гл. 4.3 сознательно уделено относительно мно-
гие. 4.1.45. Взаимосвязь радиационных, химических и динамических процессов в атмосфере Земли
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
723
го места вопросу о влиянии космических факторов на атмосферу Земли. Следует
отметить, что последние десятилетия обогатили эту область геофизики новыми ре-
зультатами, которые в значительной степени были инициированы огромным масси-
вом накопленных наблюдений со спутников, как о параметрах и химическом составе
атмосферы Земли, так и о потоках солнечной электромагнитной и корпускулярной
радиации. Эти внеатмосферные наблюдения позволяют теперь рассматривать земную
атмосферу как огромную лабораторию, в которой мы можем наблюдать физические
процессы (в значительной степени измеряемые), часть из которых вызвана актив-
ностью Солнца. В то же время, стала понятна и вся сложность этих процессов, со-
держащих множество обратных связей. В схематическом виде взаимосвязь этих про-
цессов в атмосфере представлена ниже на рис. 4.1.45.
В настоящее время нет сомнений в том, что космические факторы в значительной
степени определяют изменчивость фотохимических и термодинамических процессов
в средней атмосфере в моменты сильных возмущений в околоземном космическом
пространстве и, вероятно, влияют на нижнюю атмосферу, являясь источником не
только поступающей энергии, но и компонент химического состава, влияющих, в
свою очередь, на содержание радиационно-активных газов (в первую очередь озона).
В табл. 4.1.6 для примера приведены основные источники активного азота в страто-
сфере и мезосфере. Из данной таблицы видно, что вклад космических лучей на этих
высотах сравним с другими источниками активного азота.
Мы видели также, что энергичные частицы не только инициируют процессы в ат-
мосфере, приводящие к росту содержания окислов азота и водорода, разрушающих
Таблица 4.1.6
Источники активного азота в стратосфере и мезосфере (Криволуцкий и др., 1999)
Источник активного азота Площадь Характер Стратосфера, молекул/год Мезосфера молекул/год Стратосфера + мезосфера, молекул/год
N2O + O(’D) глобальн. средний 4,5-1034 5,3-10” 4,5-10м
(р > 50° средний 1,3-10” 7,6-1030 1,4-10”
глобальн. макс. акт. 2,7-10” 1,2-Ю31 2,7-10”
ГКЛ мин. акт. 3,7-10” 1,6-103' 3,7-10”
(р > 50° макс. акт. мин. акт. 1,1-10” 1,6-10” 4,7-1030 7,0-1030 1,1-10” 1,6-10”
ВРЭ глобальн. максим, миним. 2,7-103' 2,7-1030 1,4-1034 1,4-10” 1,4-1034 1,4-10”
Поток из термосферы глобальн. максим. миним. 1,510м 3,7-10” 1,5-1034 3,7-10”
Метеоры глобальн. средний 63-10“ 6,3-10”
Молнии глобальн. средний 1,6-1036 (тропосфера)
Ядерные взрывы глобальн. макс. 1962 г. 2,2-1034
СПВ глобальн. макс. 1972 г. 2,5-10” 3,9-10” 6,4-10”
724
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
озон, но и изменяют вследствие этого широтные градиенты температуры. Последнее
обстоятельство приводит к крупномасштабным движениям (ветру), восстанавли-
вающим геострофический баланс. Таким образом, воздействие космической плазмы
является важным фактором, который необходимо учитывать при описании буквально
всех процессов в атмосфере.
Физическая основа воздействия энергичных частиц на аэрозоль и облачность пока
еще далека от завершения и требует глубокого понимания процессов образования
облачных капель и частиц аэрозоля в условиях повышенной ионизации, вызванной
космическими лучами в атмосфере Земли при их торможении. Представляется, что
наиболее важным направлением тут является исследование воздействия космических
лучей на глобальную облачность (регулятор климатических изменений), а также реа-
лизация с помощью глобальных численных моделей сценария долговременного воз-
действия солнечных протонных вспышек на озон, температурный режим и глобаль-
ную циркуляцию. При этом физические механизмы воздействия на атмосферу и кли-
мат по-прежнему требуют изучения, основанного на новых знаниях и идеях.
Мы только кратко коснулись актуальной проблемы изменения климата и наблю-
даемого глобального потепления, остановились также на возможном вкладе косми-
ческих факторов в климатические изменения. Несмотря на определенный набор сви-
детельств, основанных на результатах обработки эмпирического материала, пробле-
ма физических механизмов этого воздействия еще требует своего изучения, как это и
было отмечено. По той же причине остались неосвещенными важные вопросы эколо-
гии атмосферы. Для знакомства с этими проблемами можно обратиться к цитиру-
емым монографиям.
ЛИТЕРАТУРА
Александров Э.А., Израэль Ю.А., Кароль И.Л., Хргиан А.Х. Озонный щит Земли и его изменения. СПб.: Гид-
рометеоиздат, 1992.
Базилевская Г.А., Свиржевская А.К., Сладкова А.И. Связь между солнечными протонными событиями и рент-
геновскими всплесками разных баллов на Солнце. Геомагнетизм и аэрономия, т. 44, № 4, с. 442-448,2004.
Байдал М.Х. Долгосрочные прогнозы погоды и колебаний климата Казахстана. Л.: Гидрометеоиздат, 1964.
Брасье Г., Соломон С. Аэрономия средней атмосферы. Л.: Гидрометеоиздат, 1987.
Вительс Л.А. Солнечная природа атмосферных ритмов. Труды ЦИП, вып. 51, с. 22-43, 1957.
Витинский Ю.И., Копецкий М., Куклин Г.В. Статистика пятнообразовательной деятельности Солнца.
М.: Наука, 1986.
Герман Дж., Голдберг Р. Солнце, погода и климат. Л.: Гидрометеоиздат, 1981.
Глобальный климат и экология. Пер. с англ. Л.: Гидрометеоиздат, 501 с., 1987.
Глобальное потепление. Доклад ГРИНПИС. М.: Изд-во Московского Университета, 1993.
Дикий Л.А. Теория колебаний земной атмосферы. Л.: Гидрометеоиздат, 1969.
Госсард Э., Хук У. Волны в атмосфере. М.: Мир, 1978.
Ивановский А.И., Криволуцкий А.А. Резонансная модель солнечно-атмосферных связей. Деп. ВИНИТИ,
№ 1343-46, 1976.
Изменение климата, 2001. Обобщенный доклад, ВМО. Межправительственная группа экспертов по изме-
нению климата. Перевод и редактирование ЮНЕП/студия дизайна «ГРИД-Арсенал», 220 с., 2003.
Криволуцкий А.А., Кирюшов Б.М. Вклад незональных особенностей поля озона в возбуждение атмосфер-
ных резонансных мод. Известия РАН ФАО, 31, № 1, с. 151-156, 1995.
Миронова И.А., Пудовкин М.И. Увеличение содержания аэрозоля в нижней атмосфере после протонных
вспышек на Солнце в январе и августе 2002 г. по данным лидарных наблюдений в Европе. Геомагне-
тизм и аэрономия, т. 45, № 2, с. 234-240, 2005.
ГЛАВА 4.1
АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ
725
Покровская Т.В. Синоптикоклиматологические и гелиофизические долгосрочные прогнозы. Л.: Гидроме-
теоиздат, 1969.
Ролдугин В.К., Вашенюк Э.В. Изменение прозрачности атмосферы под действием солнечных космических
лучей. Геомагнетизм и аэрономия, т. 39, № 2, с. 155-158, 1994.
Чемберлен Дж. Теория планетных атмосфер. М.: Мир, 1981.
Хаякава С. Физика космических лучей. Ч. 2. Астрофизический аспект. М.: Мир, 1974.
Холтон Дж. Р. Динамическая метеорология стратосферы и мезосферы. Л.: Гидрометеоиздат, 1979.
Хргиан А. X. Физика атмосферы. Л.: Гидрометеоиздат, 1969.
Callis L.B., Natarajan М., Lambeth J.D. Solar-atmospheric coupling by electrons (SOLACE). 3. Comparison of
simulations and observations, 1979-1997, issues and implications. J. Geophys. Res., 106, pp. 7523-7539,2001.
Chapman S. A theory of upper atmospheric ozone. Mem. R. Meteorol. Soc., 3, pp. 103-125, 1930.
Chapman S., Lindzen R.S. Atmospheric Tides. Dordrecht, Holland, D. Reidel Publ., 1970.
Clayton H.H. World Weather. MacMillan, New York, 1923.
Coulson K.L. Solar and Terrestrial Radiation. Academic Press, New York, 1975.
DeMore W.B., Sander S.P., Golden D.M. et al. Chemical Kinetics and Photochemical Data for Use in Stratosphere
Modelling. Jet Propulsion Laboratory, Institute of Technology, Pasadena, CA, USA, 1997.
Dyominov I.G., Zadorozhny A.M. Contribution of solar UV radiation to the observed ozone variations during 21st
and 22nd solar cycles. Adv. in Space Res., v. 27, № 12, pp. 1949-1954, 2001.
Garcia R., Solomon S., Roble R.G., Rush D.W. A numerical study of the response of the middle atmosphere to the
11 year solar cycle. Planet. Space Sci., 32, No 4, pp. 411-423, 1984.
Gavrilov N.M., Fukao S., Nakamura T. et al. Statistical analysis of gravity waves observed with the MU radar in
the middle atmosphere: 1. Method and general characteristics. J. Geophys. Res., 101, pp. 29511-29521, 1996.
Haig J.D. A GCM study of climate change in response to the 11-year solar cycle. Q.J.R. Met. Soc., 125,871-892,1999.
Heaps M.G. A parameterization of cosmic ray ionization. Planet. Space Sci., 26, 513, 1978.
Heath D.F., Kruger A.J., Crutzen P.J. Solar proton event: Influence on stratospheric ozone. Science, 197, 886, 1977.
Holton J.R. A note of scale analysis of tropical motions. J. Atmos. Sci., 26, pp. 770-771, 1969.
Holton J.R., Lindzen R.S. An updated theory for the quasi-biennial cycle of the tropical stratosphere. J. Atmos.
Sci., 29, pp. 1076-1080, 1972.
I.P.C.C. WG I Report Radiative forcing of Climate Change. The 1994 report of the Scientific Assessment Work-
ing Group of IPCC.
Jackman C.H. et al. Influence of extremely large solar proton events in a changing stratosphere. J. Geophys.
Res., 105, pp. 11659-11670, 2000.
Kandel R.S. Earth and Cosmos. Pergamon Press, (Oxford), 1980.
King J.W. Sun-weather relationships. Astronaut. Aeronaut., p. 10, April, 1975.
Krivolutsky A.A. Atmospheric waves induced by solar rotation. Handbook for MAP, 29, 1989.
Krivolutsky A.A., Ondraskova A., Lastovichka J. Photochemical response of neutral and ionized middle atmo-
sphere composition to the strong solar proton event of October 1989. Adv. in Space Res., 27, 1975-1981, 2001.
Krivolutsky A.A. Cosmic ray influence on chemical composition of the atmosphere of the Earth. Adv. in Space
Res., 27, pp. 1993-2002,2001.
Krivolutsky A., Bazilevskaya G., Vyushkova T., Knayazeva G. Influence of cosmic rays on chemical composition
of the atmosphere: data analysis and photochemical modeling. Physics and Chemistry of the Earth, 27,
pp. 471-476, 2002.
Krivolutsky A.A., Kiryushov B.M., Vargin P.N. Generation of wave motions in the middle atmosphere induced by
variations of the solar ultraviolet radiation flux. Int. J. of Geomag. and Aeronomy, v. 3, No 3, 267-279, 2003.
Krivolutsky A.A. History of cosmic ray influence on ozone layer - key steps. Adv. in Space Res., 31, pp. 2127-2138,
2003.
Krivolutsky A.A., Kuminov A.A., Vyushkova T.Yu. Ionization of the atmosphere caused by solar protons and its
influence on ozonosphere of the Earth during 1994-2003. J. Atmos, and Solar-Terr. Physics., 67, 105-117,2005.
Krivolutsky A.A., Klyuchnikova A.V., Zakharov G.R., Vyushkova T.Yu., Kuminov A.A. Dynamical response of
the middle atmosphere to Solar Proton Event of July 2000: three-dimensional model simulations. Advances in
Space Research, 37, pp. 1602-1613, 2006.
126
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Labitzke К. Sunspots, the QBO and stratospheric temperature in the north polar region. Geophys. Res. Lett., 14,
pp. 135-137, 1987.
Lastovicka J. Effects of geomagnetic storms in the lower ionosphere, middle atmosphere and troposphere. J. Atmos.
Terr. Phys., 58, No 7, pp. 831-843, 1996.
Lindzen R.S. Turbulence and stress owing to gravity wave and tidal break-down. J. Geophys. Res., 86, pp. 9707-
9714,1981.
Luo M., Russel J.M., Cicerone R.J., Gordley L.L. Analysis of selected nitric oxide observations in the lower ther-
mosphere by HALOE on UARS. Geophys. Res. Lett., 20, pp. 1307-1310, 1993.
Matsuno T. A dynamical model of the stratospheric sudden warming. J. Atmos. Sci., 28, pp. 1479-1494, 1971.
Milankovitch M. Canon of Insolation and Ice-age problem (translated from German). U. S. Dept, of Commerce,
CFSTI, Sprinfield VA (Belgrade), 1941.
Mitchel M.K. The solar constant, in Proceedings Seminar on Possible Responses of Weather Phenomena to Vari-
able Extra-Terrestrial Influences. NCAR Tech. Note TN-8, 155-174. Center for Atmospheric Research, Boul-
der, Colorado, 1965.
Mich P. Total ozone response to major geomagnetic storms during non-winter period. Studia geoph. et geod., 38,
pp. 423-429, 1994.
Molina M.J. Heterogeneous chemistry on polar stratospheric clouds. Atmos. Environ, 25A, pp. 2535-2537, 1991.
Pap J., Frohlich C., Kuhn J., Sofia S., Ulrich R. A discussion of resent evidence for solar irradiance variability and
climate. Adv. in Space Res., v. 29, No 10, pp. 1417-1426, 2002.
Porter H.S., Jackman C.A., Green E.S. Efficiences for production of atomic nitrogen and oxygen by relativistic
proton impact in air. J. Chem. Phys., 65, 154, 1976.
Rigozo N.R., Nordemann D.J., Echer R., Zanandrea E., Gonzalez A. W. D. Solar variability effects studied by
tree-ring data wavelet analysis. Adv. in Space Res., 29, pp. 1985-1988, 2002.
Roberts W.O. Relationship between solar activity and climate change. Goddard Space Flight Center, Special Re-
port NASA SP-366, p. 13, 1975.
Sagan C., Mullen G. Earth and Mars: Evolution of atmospheres and surface temperatures. Science, 177, 52, 1973.
Shumilov O.I., Vashenyuk E.V., Kasatkina E.A. Increase of stratospheric aerosols after solar proton events, At-
mospheric Ozone Proc. SPIE, 2049, pp. 223-230, 1993.
Solomon S., Crutzen P. Analysis of the August 1972 solar proton event including chlorine chemistry. J. Geophys.
Res., 86, pp. 1140-1151, 1981.
Stozhkov Yu.I., Svirzhevsky N.S., Makhmutov V.S. Cosmic ray measurements in the atmosphere. FIAN, preprint,
pp. 1-21,2001.
Stringfellow M.F. Lightning incidence in Britain and the solar cycle. Nature, 249, 332, 1974.
Svensmark H., Friis-Christensen E. Variation of cosmic ray flux and global cloud coverage - a missing link in
solar-climate relationships. J. Atmos. Solar Terr. Phys., 59, pp. 1225-1232, 1997.
Thome R.M. The Importance of Energetic Particle Precipitation for the Chemical Composition of the Middle
Atmosphere. PAGEOPH, 118, pp. 128-151, 1980.
Tinsley B.A. Influence of solar wind on the global electric circuit, and inferred effects on cloud microphysics,
temperature, and dynamics in the troposphere. Space Sci. Rev., 94, pp. 231-258, 2000.
Vanhellemount F., Fussen D., Bingen C. Cosmic rays and stratospheric aerosols: Evidence for a connection? Geo-
phys. Res. Lett., 29, 10-1-10-4, 2002.
Wilcox J.M., Scherrer P.H., Svalgaard L., Roberts W.O., Olson R.H. Solar magnetic structure: Influence on strato-
spheric circulation. Science, 180, pp. 185-186, 1973.
Walker J.C.G. Evolution of the atmosphere. McMillan Pub., New York, 1977.
Yu F., Turco R.P. Ultrafine aerosol formation via jon-mediated nucleation. Geophys. Res. Lett., 27, 883-886, 2000.
Yu F., Turco R.P. From molecular clusters to nanoparticles: Role of ambient ionization in tropospheric aerosol
formation. J. Geophys. Res., 106, pp. 4797-4814, 2001.
Zadorozhny A.M., Tuchkov G.A., Kiktenko V.N., Lastovichka J., Boska J., Novak A. Nitric oxide and lower iono-
sphere quantities during solar particle events of October 1989 after rocket and ground-based measurements.
J. Atmos. Terr. Phys., 54, pp. 183-192, 1992.
Zadorozhny A.M., Kiktenko V.N., Kokin G.A., Chizhov A.F., Shtirkov O.V. Middle atmosphere response to the
solar proton events of October 1989 using the results of rocket measurements. J. Geophys. Res., 99,
pp. 21059-21069, 1994.
ГЛАВА 4.2
ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ
В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ
Хренов Б.А., Гарипов Г.К.
НИИ ядериой физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
Рассматривая модель ближайшего к Земле космоса, нельзя обойти вниманием те
процессы в атмосфере, которые тесно связаны с состоянием магнитосферы Земли, с
потоками космических лучей и солнечного ветра, приходящими на Землю из космо-
са. Один их таких процессов (полярные сияния) рассмотрен в гл. 3.5. К другим по-
добным явлениям следует отнести электрические разряды в атмосфере Земли и, в
особенности, разряды в верхней атмосфере между ионосферой и Землей (ее облач-
ным покровом). Связанные с ними параметры самой ионосферы, глобального элек-
трического поля Земли, проводимости атмосферы также связаны с состоянием
«ближнего космоса» и, безусловно, должны быть объектами «Модели космоса».
В настоящей главе мы обратимся к данным о быстрых вспышках электромаг-
нитного излучения в верхней атмосфере, вызванных электрическими разрядами,
которые по своему пространственному масштабу сравнимы с размерами турбу-
лентных атмосферных зон (сотни километров по ширине) и достигающие высоты
ионосферы (50-100 км). Такие разряды значительно превосходят по пространст-
венному размеру молниевый разряд. Особенно интересно, что длительность подоб-
ных разрядов невелика (миллисекунды), что при столь больших размерах разряда
указывает на высокую скорость распространения разряда в пространстве (скорость,
близкая к скорости света). Даже эти общие характеристики позволяют ожидать, что
728
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
в верхней атмосфере, где плотность вещества мала, в таких разрядах мы, скорее
всего, имеем дело с ускоренными частицами (электронами) и электромагнитными
излучениями сравнительно высокой энергии, т. е. с объектами, характерными для
космоса. Можно сказать, что в подобных разрядах возникают локальные «космиче-
ские объекты», физику которых интересно изучать не только с точки зрения взаи-
мосвязи Земли и ближнего космоса, но и с точки зрения возможности исследования
самих «космических объектов», создание которых в лабораторных условиях пока
невозможно.
Прежде чем приступить к феноменологии быстрых вспышек в верхней атмо-
сфере, напомним некоторые общие сведения о строении и составе атмосферы и о
глобальном электрическом поле в атмосфере.
Принято разбивать атмосферу на несколько частей с характерными свойствами.
На рис. 4.2.1 представлена структура атмосферы, зависимость давления и темпера-
туры атмосферы от высоты. Полная толщина вещества атмосферы составляет
1 000 г/см2 (давление на уровне моря 1 000 мбар), плотность атмосферы падает экс-
поненциально с ростом высоты. До высот около 100 км состав атмосферы довольно
стабилен - это смесь азота (78%) и кислорода (21%) с примесями других газов (бо-
лее всего представлен аргон - около 1%), паров воды и частиц пыли (аэрозоли). В
тропосфере (высоты до 8-9 км) сосредоточена примерно половина массы атмосфе-
ры. Здесь присутствуют пары воды и частицы льда, а также большинство аэрозо-
Рис. 4.2.1. Строение атмосферы
лей, происходящих от выветривания
грунта и человеческой деятельности.
Пары воды и частицы льда образуют
облака и гигантские облачные обра-
зования, которые (см. ниже) играют
важную роль в электрических про-
цессах в атмосфере. В тропосфере
температура быстро падает с высотой
(вблизи уровня моря и суши темпера-
тура атмосферы определяется темпе-
ратурой нагретой Солнцем поверхно-
сти Земли). В стратосфере (на высо-
тах 10-50 км) давление атмосферы на
1-2 порядка ниже, чем в тропосфере.
При том же основном газовом составе
в стратосфере важную роль играет
озоновый слой (молекула кислоро-
да О3), который отвечает за поглоще-
ние солнечного ультрафиолетового
(УФ) излучения с длиной волны
X < 300 нм. Температура стратосфе-
ры повышается с высотой благодаря
возрастанию интенсивности солнеч-
ного УФ.
ГЛАВА 4.2
ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ
729
Концентрация, частиц/см3
Рис. 4.2.2. Состав атмосферы на высотах
более 100 км
Выше стратосферы находятся мезосфе-
ра и термосфера, где располагаются слои
ионосферы (ионы атомов и молекул атмо-
сферы, их происхождение обсуждается
ниже), которая играет важнейшую роль в
земных электрических процессах. Следует
отметить, что ионы ионосферы составляют
лишь малую часть (порядка 10"5) массы
ионосферы, состоящей из тех же молекул,
что и в нижней части атмосферы.
На высотах более 100 км (экзосфера)
происходит существенное изменение со-
става атмосферы (см. рис. 4.2.2). Начиная с
высот 200 км, важнейшую роль в составе
атмосферы играет атомарный кислород. На
еще больших высотах, более 800 км (маг-
нитосфера), главными элементами атмосферы становятся гелий и водород.
Если в тропосфере важнейшим солнечным эффектом является нагревание
поверхности Земли, то в верхней атмосфере важнейшим эффектом является погло-
щение атмосферой УФ, рентгена и потока заряженных солнечных частиц. Эти «излу-
чения» Солнца не только нагревают верхнюю атмосферу, но и меняют ее молекуляр-
ный и ионный состав.
Глобальное электрическое поле Земли обусловлено несколькими процессами.
В верхней атмосфере поток солнечного УФ- и рентгеновского излучения иони-
зует атомы и молекулы. Скорость рекомбинации появляющихся ионов и электро-
нов в разряженной атмосфере невелика, и здесь образуется слой ионов в атмосфере
(реально несколько слоев ионов с различными зарядами и массами). Сила тяжести
и вращение Земли захватывают ионы, и в результате заряд ионов вращается в маг-
нитном поле Земли, что приводит к появлению электрического поля с направлени-
ем, перпендикулярным к магнитным силовым линиям. На экваторе, где магнитные
силовые линии параллельны поверхности Земли, электрическое поле направлено по
вертикали к Земле. Вместе с Землей на движение ионов оказывает влияние и сила
тяжести Луны, так что можно ожидать небольшие «приливные» эффекты в элект-
рическом поле Земли.
Еще одним генератором электрического поля является магнитосфера Земли. По-
ток ионов солнечного ветра пересекает магнитное поле Земли и также создает элект-
рическое поле. Конфигурация этого поля органически связана со строением магни-
тосферы Земли, с направлением солнечного ветра, с активностью Солнца. Для нас в
настоящей главе важно лишь, что этот генератор активно «поставляет» ионы в по-
лярные районы Земли и создает флуктуирующий, но постоянный ток в этих районах.
Энергия, выделяемая этим «магнитогидродинамическим генератором», составляет
~103 МВт.
Энергия, выделяемая глобальным электрическим полем, зависит от количества
ионов в ионосфере, которое пополняется не только Солнцем (на дневной стороне
730
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Земли - за счет солнечного излучения и солнечного ветра, и на ночной стороне -
только за счет солнечного ветра), но и за счет других источников. «Космическим»
источником ионов являются галактические космические лучи сравнительно высокой
энергии (средняя энергия 10 ГэВ), которые создают ионы по всей глубине атмосферы
с максимумом на высотах около 15 км (см. гл. 4.4). Другим источником являются
радиоактивные элементы в коре Земли, которые ионизуют атмосферу вблизи по-
верхности Земли, хотя радиоактивный газ радон поднимается и выше, максимум
ионизации от радона находится на высоте порядка сотен метров. Самым эффектив-
ным источником ионов оказываются грозовые разряды в атмосфере (конечно, и
этот источник, в конечном счете, получает солнечную энергию при температурной
конвекции атмосферы). Глобально в атмосфере Земли непрерывно действуют около
2000 грозовых образований, и частота молний оценивается как ~30 в секунду. На
рис. 4.2.3 показано распределение по Земле зон активных грозовых явлений в се-
зон зимы северного полушария (декабрь-февраль) (см. Christian et al., 2006 - дан-
ные детектора LIS).
0,01 0,03 0,1 0,3 1,0 3 10
Рис. 4.2.3. Распределение молний по их частоте па Земле. Интенсивность серого
цвета повышается с увеличением частоты наблюдения молний. Данные
детектора LIS 2000 г., сезон декабрь-февраль. Видно, что основной
тенденцией распределения является корреляция частоты молний
с материками в тропической зоне Земли
Географический максимум активности гроз находится в районе двух континен-
тов Африки и Южной Америки, и максимум частоты молний во времени оказы-
вается в 18 ч по Гринвичу. Такое неравномерное распределение источника ионов
по координатам на Земле и времени делает в какой-то степени неравномерным и
электрическое поле Земли, однако сильные глобальные ветры в верхней атмосфере
приводят к быстрому распределению ионов по всей поверхности Земли, так что
глобальное электрическое поле оказывается достаточно равномерным и имеет мак-
симум в районе экватора. Потенциал электрического поля Земли составляет от 200
до 400 кВ. В безоблачных районах Земли атмосфера является слабопроводящей, и
средний ток здесь -4-10-12 А/м2 (средний земной ток —140 кА), так что земной элек-
трический генератор работает, в среднем, с мощностью порядка 103 МВт.
ГЛАВА 4.2
ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ
731
Электрические разряды в атмосфере сопровождаются всплесками радиоизлучения
(«атмосферики»), которые создаются при локальных сильных возмущениях электри-
ческого поля в районе самого разряда (облако-земля, облако-облако) и уходят в ио-
носферу и далее в магнитосферу. Радиоволны, проникающие в магнитосферу, встре-
чают в ее структуре резонаторы, «настроенные» на определенные длины волн (когда
длина волны равна размеру структуры магнитосферы). Порядок величины подобных
структурных элементов магнитосферы - тысячи километров, что соответствует час-
тотам радиоволн порядка долей Гц. Этот диапазон частот называется «очень малыми
частотами» и представляет большой интерес в связи с взаимодействием электриче-
ских явлений в атмосфере и флуктуациями магнитного и электрического полей в
магнитосфере и изменениями структуры магнитосферы.
4.2.1. Феноменология вспышек электромагнитного излучения, связанных
с разрядами в верхней атмосфере
Исторически первыми наблюдениями вспышек (разрядов) в атмосфере были на-
блюдения молний. Характерным признаком молниевого разряда является его локаль-
ность - шнур молнии всегда имеет малый поперечный размер, хотя длина его может
достигать нескольких километров. Вместе с тем давно было замечено, что как сами
молниевые разряды бывают разного типа, так и разряды совсем иного типа возника-
ют в атмосфере. Типичными признаками таких разрядов является их диффузное све-
чение, занимающее большие размеры в пространстве, и отсутствие «грома», т. е. от-
сутствие быстрого, локального повышения температуры в области разряда («холод-
ный» разряд). Благодаря развитию современной техники регистрации разрядов в
атмосфере, когда стали применяться детекторы изображения оптической вспышки на
самолетах и на спутниках Земли, эти «новые» разряды стали регулярно наблюдаться,
и сегодня можно попытаться систематизировать данные о «немолниевых» разрядах.
Пожалуй, самым типичным свойством этих разрядов являются их большие простран-
ственные размеры и выход свечения в верхнюю атмосферу - в область мезосферы,
где находится проводящий слой ионосферы. Пространственная форма разрядов и их
развитие во времени весьма разнообразны. С помощью детекторов, способных на-
блюдать цвет свечения или (еще лучше) измерять спектральный состав излучаемого
света, получены данные от том, что цвет свечения разряда может изменяться от ши-
рокого спектра во всем видимом диапазоне и в области ближнего УФ в нижней части
атмосферы (до высот 50 км) к преимущественно красному в верхней атмосфере (вы-
соты более 50 км). Характерной для большинства разрядов является кратковремен-
ность вспышек - длительность порядка 1-100 мс. В некоторых разрядах наблюдается
интенсивное УФ-излучение (ближний УФ, длины волн 300-400 нм), а также рентге-
новское и гамма-излучение. Рассмотрим экспериментальные данные о разрядах в
верхней атмосфере в соответствии с типом используемого детектора. Будем обра-
щать внимание на данные о распределении разрядов по координатам на Земле и,
сравнивая это распределение с распределением молний (рис. 4.2.3), оценивать, су-
ществует ли корреляция между молниевыми разрядами и разрядами в верхней ат-
мосфере.
732
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.2.1.1. Детекторы изображения. Спектрометрические данные
Специальные «быстрые» видеокамеры (с длительностью кадра 1-20 мс) дают
наиболее полное представление о развитии разряда во времени и пространстве.
Рис. 4.2.4. Разряд типа «спрайт»,
уходящий высоко к ионосфере.
Экспедиция EXL98, видеокадр
события 22 июля 1998 г.,
4:57:43 (Heavner, 2000). Верхняя
часть вспышки красного цвета,
нижняя - синего цвета
Рис. 4.2.5. Видеокадр разряда
типа «спрайт», полученный в
2005 г. (Cummer et al., 2005)
Первые поисковые экспедиции для регистрации
разрядов в верхней атмосфере были проведены со
специально оборудованных самолетов (органи-
зованные в США экспедиции Sprite-93, Sprite-94,
Blue Sand-95 и, наконец, наиболее успешная экспе-
диция EXL98). С помощью видеокамер, распо-
ложенных на земле и на самолетах, были зарегист-
рированы различные типы вспышек, получившие
названия «спрайт» (sprite), «голубая струя» (blue
jet), elves и отличающиеся спектром излучаемого
света, длительностью и формой распределения в
атмосфере.
Примеры вспышек различного типа, которые
были получены с помощью видеокамер, располо-
женных на поверхности Земли или на самолете и
направленных в горизонтальном направлении, при-
ведены на рис. 4.2.4-4.2.7,
В последние годы начались исследования вспы-
шек в верхней атмосфере с помощью видеокамер и
спектрометров, размещенных на спутниках Земли.
Пожалуй, наиболее широкий спектр приборов, ре-
гистрирующих характеристики электромагнитного
излучения в области длин волн от УФ до инфра-
красного излучения (ИК), используется в установке
ISUAL на спутнике ROCSAT-2 (Mende et al., 2005),
Рис. 4.2.6. Кадровая развертка события
«спрайт» сложной формы (Heavner, 2000).
Видно, что имеется первоначальная
пространственная структура,
которая определяет дальнейшее
развитие разряда
Рис. 4.2.7. Пример «голубой
струи» (Heavner, 2000). Обычно
длительность свечения
«голубой струи» значительно
больше, чем у «спрайта»
(сотни миллисекунд)
ГЛАВА 4.2
ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ
733
а
29.07.2004, 04:24:29
Рис. 4.2.8. Диапазоны длин волн
спектрометров аппаратуры ISUAL
рис. 4.2.8. Приборы ISUAL направлены
горизонтально, чтобы видеть разрез атмо-
сферы по высоте.
На рис. 4.2.9 представлено событие
elve, произошедшее 29.07.2004 г. и зареги-
стрированное видеокамерой и спектромет-
рами аппаратуры ISUAL. Показаны вре-
менные развертки свечения в различных
диапазонах спектра. Видно, что вспышка
длится в течение одной-нескольких милли-
секунд и излучение происходит в широком
спектре длин волн от УФ до ПК.
Наблюдения показали, что большин-
ство разрядов в верхней атмосфере ас-
социируется с грозовой активностью. В
некоторых приборах управление видео-
250-390
290 295 300 305 /, мс
б
Рис. 4.2.9. Событие типа elve 29.07.2004 г.,
зарегистрированное видеокамерой (а)
и спектрометром (б) детектора ISUAL
камерами осуществлялось по вспышке
молнии, и тогда регистрировались только события, непосредственно связанные с
молниевым разрядом. В других опытах управление осуществлялось по интенсивно-
сти вспышки в поле зрения камеры, и тогда можно было исследовать, насколько
связаны вспышки в верхней атмосфере с молниями (можно также различать со-
бытия, связанные с молниями между облаком и землей или молниями между обла-
ками).
Измерения с аппаратурой ISUAL, работающей при управлении от молнии, пока-
зывают, что распределение по географическим координатам вспышек типа
«спрайт» практически повторяет распределение молний: вспышки типа «спрайт»
регистрируются, в основном, над континентами (рис. 4.2.10).
Вместе с тем, вспышки типа elve регистрируются в эксперименте ISUAL не толь-
ко над районами с высокой грозовой активностью, но и над океанами в районах с
минимальной частотой молний (см. рис. 4.2.11).
734
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Рис. 4.2.10. Распределение по географическим координатам вспышек типа
«спрайт» (+) и гало «спрайта» (•), данные ISUAL 2004 г.
(сравнить с распределением молний, рис. 4.2.3)
Рис. 4.2.11. Распределение по географическим координатам событий типа
elve (х), данные ISUAL, 2004 г.
4.2.1.2. Детектор ближнего УФ
Еще одним примером глобального наблюдения вспышек света в атмосфере явля-
ется наблюдение вспышек в УФ диапазоне на микроспутнике МГУ «Университет-
ский-Татьяна» (высота орбиты с наклонением 82° равна 950 км). Детектор УФ излу-
чения в диапазоне 300-400 нм отбирает вспышки на ночной стороне Земли в круге
диаметром 250 км. Вспышка регистрируется фотоэлектронным умножителем с кван-
товой эффективностью 20%, который закрыт фильтром, пропускающим только свет с
длиной волны менее 400 нм. Регистрация вспышки осуществляется двумя цифро-
выми осциллографами, отличающимися длиной развертки и шагом измерения во вре-
мени:
• длина развертки 4 мс, шаг (деление осциллограммы) - 16 мкс;
• длина развертки 64 мс, шаг - 256 мкс.
Телеметрия спутника не позволила посылать в наземный центр регистрации дан-
ные обо всех вспышках, так что окончательно записывались и передавались данные о
самой яркой вспышке на одном витке спутника. Аппаратура работала не на каждом
витке (в связи с малым запасом мощности электропитания), и поэтому наблюдения,
ГЛАВА 4.2 ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ 735
Рис. 4.2.12. Распределение вспышек УФ по координатам на Земле
(Гарипов и др., 2005)
проводимые на полярной орбите, распределены неравномерно по долготам, но на тех
долготах, на которых аппаратура работала, имелась возможность следить за распре-
делением вспышек по широтам. Обработанные и опубликованные данные (Гарипов
и др., 2005; Garipov et al., 2005) относятся к февралю-марту 2005 г., когда на ночных
витках данные получены в диапазоне широт от 65° с. ш. до 65° ю. ш. Энергия ото-
бранных вспышек УФ оказалась в диапазоне 104-106Дж. Вероятность появления
такой вспышки УФ на один виток около 50%. Распределение зарегистрированных
вспышек неравномерно по широте: из 83 вспышек 50 оказались в экваториальном
поясе между 10° с. ш. и 10° ю. ш. (см. рис. 4.2.12).
Зарегистрированные осциллограммы вспышек УФ двумя осциллографами с дли-
тельностью 4 и 64 мс показывают, что, несмотря на низкий порог отбираемых сигна-
лов (рис. 4.2.13, левая осциллограмма), выборка самого мощного сигнала на одном
витке приводит к регистрации сигналов на порядок больше порога. Среди сигналов
встречаются как одиночные всплески (рис. 4.2.14, верхняя осциллограмма), так и
двойные (рис. 4.2.13, правая осциллограмма) и многократные всплески.
У, 103
2,0 -
1,5
о------------>----------
0 2 /, мс
б
Рис. 4.2.13. Пример регистрации импульса шума (а)
и нескольких всплесков УФ (б, в) в течение 4 мс,
деление осциллограммы 16 мс
N, 103
3 -
о-------------1----------
0 2 /, мс
в
736
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Рис. 4.2.14. Пример регистрации
одиночного всплеска УФ (а) и серии
всплесков в импульсе (б, в). Длина
развертки осциллографа 64 мс, деление
осциллограммы 256 мс
Рис. 4.2.15. Вероятность УФ-вспышек
для района Земли с заданной
частотой F появления молний
Сравнение координат и времени реги-
страции вспышки УФ с фотографиями об-
лачного покрова ночной атмосферы Земли
в ИК-излучении показывает, что зарегист-
рированные в экваториальной области
вспышки УФ находятся в облачных рай-
онах. Вместе с тем авторы (Garipov et al.,
2005) обращают внимание на то, что боль-
шинство отобранных мощных вспышек
УФ происходит над океаном, в противопо-
ложной тенденции к вспышкам молний,
которые чаще происходят над материками.
На рис. 4.2.15 показан результат анализа
корреляции координат наблюдаемых вспы-
шек УФ с частотой молний (для тех же
координат), взятой из работы (Christian et
al., 2006).
Длительность и интенсивность одиноч-
ных вспышек УФ согласуются с характе-
ристиками вспышек типа elve, зарегистри-
рованных аппаратурой ISUAL (рис. 4.2.9 и
4.2.11). Вместе с тем, сигналы сложной
формы, доля которых составляет около
50%, по-видимому вызваны иными разря-
дами, возможно, гигантскими струями,
которые регистрируются над океанами и
не сопровождаются молниями. Указания
на возможность генерации электрического
разряда в верхней атмосфере над океаном,
покрытом облаками, но без молний, име-
ются в данных Тайванской группы (Su
et al., 2003), которая зарегистрировала уни-
кальные по своей яркости и высоте разви-
тия в атмосфере вспышки над морем, ко-
торые не сопровождаются молниями на
начальной стадии разряда.
4.2.1.3. Детекторы всплесков радиоволн низкой частоты, вызываемых молниями
и другими разрядами в атмосфере
Наблюдение молний и разрядов в верхней атмосфере успешно осуществляется с
помощью локации места генерации всплеска радиоизлучения на низких частотах.
Как было указано выше, молнии создают радиовсплески, регистрируемые в диапазо-
не низких частот (атмосферики с частотами от нескольких Гц до 30 кГц), и лоциру-
ются на расстояниях в тысячи километров с точностью порядка одного километра.
ГЛАВА 4.2
ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ
737
Во многих странах (США, Канада, Европейский союз, Япония) созданы сети станций
слежения за молниями. В Антарктиде работает международная станция для регист-
рации молний и других разрядов. На спутниках также установлены приемники ра-
диоизлучения и регистрируются разряды в атмосфере.
Разряды типа «спрайтов» в верхней атмосфере генерируют всплески радиоволн
еще более низкой частоты: от долей Гц до килогерц. Этот диапазон подтвержден в
удачных случаях совпадения данных об оптическом излучении и о радиосигнале.
Отмеченные выше события (Su et al., 2003) были одновременно зарегистрированы
японской и антарктической станциями радиолокации разрядов.
4.2.1.4. Детекторы гамма-излучения
Наблюдение вспышек в атмосфере оказалось эффективным даже в области гамма-
излучения с энергией до десятков МэВ. На борту орбитальной обсерватории CGRO
(Compton Gamma Ray Observatory) в ходе выполнения эксперимента BATSE (Burst
and Transient Source Experiment) в 1993 г. были зарегистрированы вспышки у-излу-
чения с энергией около МэВ, временем нарастания -0,1 мс и длительностью -2 мс
(Fishman et al., 1994). В некоторых событиях регистрировались цуги импульсов с об-
щей длительностью 1-4 мс. При сопоставлении времени регистрации гамма-вспышек
с результатами измерений атмосфериков на станции в Антарктиде была обнаружена
корреляция у-импульсов и атмосфериков. Общее число зарегистрированных у-вспы-
шек в эксперименте BATSE невелико - около 70, вероятность появления такого со-
бытия на одном витке спутника - не более 0,3% (на два порядка реже, чем вспышки
УФ, описанные выше).
В 2002 г. начал работу новый детектор у-вспышек на спутнике RHESSI. В на-
стоящее время статистика событий, полученных на RHESSI, значительно превышает
статистику BATSE, и совместные данные позволяют построить распределение собы-
тий земных у-вспышек (Terrestrial Gamma Flashes - TGF) на карте Земли (Smith et al.,
2005). На рис. 4.2.16 представлено распределение по географическим координатам
событий TGF.
Вероятность появления гамма-вспышек в заданном районе Земли явно коррели-
рует с частотой наблюдения молний в том же районе. Эта корреляция демонстриру-
ется на рис. 4.2.17, где по оси ординат представлена вероятность регистрации
Рис. 4.2.16. Распределение событий TGF (х) на карте Земли
738
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Вероятность регистрации
0,25 -
о---------------1------------1------------1
Ю’2 10-’ 1 10
F, число молний/(км2-месяц)
Рис. 4.2.17. Вероятность TGF-вспышек
для района Земли с заданной
частотой F появления молний
у-вспышки в районе с известной частотой
молний F, отложенной по оси абсцисс.
Напомним, что такой же анализ самых
ярких вспышек в УФ не показывает такой
корреляции. Наблюдаемая разница в кор-
реляции вспышек УФ и гамма-вспышек с
разрядами молний указывает на вполне
возможную разницу в природе разрядов в
верхней атмосфере. Для генерации гамма-
квантов с энергией порядка МэВ необхо-
дим поток электронов с энергией того же
порядка: гамма-кванты генерируются при
тормозном излучении электронов в атмо-
сфере. Излучение УФ, скорее всего, связа-
но с флуоресценцией молекул азота атмо-
сферы, которая может быть возбуждена
электронами совсем небольших энергий -
порядка десятков эВ. Огромное число таких электронов генерируется в столкновени-
ях потока электронов и фотонов разряда с молекулами и атомами атмосферы. Воз-
можно, энергетические спектры электронов в лавинах разряда сильно отличаются (в
зависимости от начальных условий разряда), и наблюдаемые вспышки УФ и вспыш-
ки гамма-квантов относятся к разрядам разного типа.
4.2.2. Возможные механизмы разрядов в верхней атмосфере
Механизмы разрядов в верхней атмосфере были предложены еще до открытия
самих разрядов. Первоначально природа разрядов в атмосфере была рассмотрена на
основе тех знаний о газовом разряде, которые были получены в лаборатории - в га-
зоразрядных трубках. В таком классическом случае разряд начинается с порогового
значения электрического поля £пор, которое пропорционально давлению газа (атмо-
сферы). В предположении, что в атмосфере имеется постоянное вертикально направ-
ленное электрическое поле с напряженностью В/Я, где Я - расстояние между верх-
ним проводящим слоем (ионосферой) и поверхностью Земли (как мы видели выше,
такое поле действительно есть порядка 400 кВ/Я) пробой некоторого промежутка
атмосферы, скорее всего, должен произойти в верхней атмосфере, где давление мало.
В качестве триггера такого пробоя может быть локальное повышение поля за счет
разряда между облаками и замлей. Какого типа разряд начнется в атмосфере, зависит
от соотношения величины напряженности электрического поля и давления атмосфе-
ры, и, возможно, от формы и пространственных размеров локального электрического
поля. Скорее всего, в этой модели ожидается появление тлеющего разряда (развитие
лавин электронов малых энергий) в терминах разрядов, изученных в лаборатории.
Однако известно, что разряды этого типа развиваются медленно (со скоростью
~108см/с) и не смогут объяснить главную особенность наблюдаемых разрядов в
верхней атмосфере - скорость развития, близкую к скорости света. Тем не менее в
ГЛАВА 4.2
ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ
739
этой модели можно предположить, что быстрое развитие разряда обеспечивается
скоростью распространения фронта электромагнитного поля, возникающего при раз-
ряде молнии. В таком типе разряда не может возникнуть гамма-излучение, хотя и
возможно появление вспышки флуоресценции молекул атмосферы в области УФ и
видимого света.
Новая теория разряда на «убегающих электронах», развитая в работе Гуревича
1960 г. (Гуревич, 1960), см. также обзор (Гуревич и Зыбин, 2001), оказалась способ-
ной объяснить экспериментально наблюдаемую высокую скорость развития разряда
и сопровождение разрядов в верхней атмосфере гамма-излучением (с энергией до
десятков МэВ). Лавина «убегающих» электронов в атмосфере развивается при усло-
вии, что электрическое поле превышает критическое значение £Кр, при котором уско-
рение электрона компенсирует его ионизационные потери (Екр = 50 кВ/м на высоте
облаков, ~10км). При значениях Е^ЕК? развивается лавина электронов. Условием
развития лавины является достаточная протяженность поля Е > Ек?, которая должна,
по крайней мере, превышать длину экспоненциального роста лавины Le ~ 15-20 м (на
высоте облаков). Чем больше перенапряжение поля, тем скорее развивается лавина.
Важным фактором, который замедляет развитие лавины электронов, является упру-
гое рассеяние электронов на ядрах атомов атмосферы.
Скорость движения электронов лавины всегда близка к скорости света, и поэтому
разряд развивается со скоростью света, как того требуют экспериментальные данные.
В атмосфере разряд происходит на длинах порядка десятков километров, намного
превышающих экспоненциальную длину Le, и число электронов возрастает от малого
«затравочного» значения до огромных потоков, способных вызывать яркие наблю-
даемые вспышки - как флуоресценции атмосферы, так и тормозного гамма-
излучения. Отсюда возникает общая динамическая модель разряда и его свечения - в
начальный момент возникает электрическое поле Е^ЕК? в области между отрица-
тельно заряженной поверхностью «диска» с радиусом порядка километров (облако на
высоте порядка 10 км) и положительно заряженной плоскостью (ионосферы), вблизи
диска затравочные электроны начинают ускоряться и дают начало лавине электро-
нов, которая заканчивается в области положительно заряженной плоскости, где поле
уменьшается ниже критического за счет нейтрализации положительного заряда пото-
ком электронов.
Для получения количественных результатов в расчетах по теории пробоя на «убе-
гающих электронах» необходимо задать определенную модель распределения элек-
трического поля в атмосфере, заряд и размер облака (диска), высоту его расположе-
ния, длительность молниевого разряда, принять модель изменения радиуса диска в
процессе развития разряда и т. п. Такая модель упрощает расчет, но не всегда позво-
ляет объяснить все характерные признаки разряда в верхней атмосфере.
Примерами подобных расчетов могут служить расчеты в диссертациях
(Lehtinen, 2000; Кудрявцев, 2005) и в работах (Бабич и др., 2001-2004). В процессе
расчета в первую очередь вычисляются характеристики лавины электронов (энер-
гетический спектр электронов на всех стадиях развития лавины, время появления
электронов на различных высотах в атмосфере). В этих расчетах показано, что дей-
ствительно в атмосфере могут образоваться лавины электронов со значительным
740
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
количеством электронов с энергией в десятки МэВ, которые в процессе тормозного
излучения в столкновениях с ядрами атомов атмосферы могут давать наблюдаемый
поток гамма-излучения. Сложнее расчеты оптического излучения, связанного с
возбуждением молекул и атомов атмосферы не только непосредственно электрона-
ми лавины, но и вторичными электронами, возникающими в столкновениях элект-
ронов лавины с ядрами атомов атмосферы. Здесь снова важную роль играет элект-
рическое поле, в котором развивается разряд. В разряженной верхней атмосфере
вторичные электроны небольшой энергии (десятки и сотни эВ) успевают ускорить-
ся до того, как погибнут в процессе ионизации молекул и атомов атмосферы. Рас-
четы показали, что в верхней атмосфере (на высотах Я >40 км) электроны малых
энергий эффективно тратят приобретаемую энергию электрического поля на иони-
зацию и флуоресценцию атмосферы.
Таким образом, электрическое поле оказывается ответственным за ускорение элект-
ронов и развитие лавины электронов высокой энергии, которые создают флуоресцен-
цию на сравнительно малых высотах (10-12 км, вблизи облаков), дают наблюдаемые
вспышки гамма-излучения выше в атмосфере (на высотах 20-30 км) и отвечают за
свечение вторичных электронов на высотах Н~ 40-80 км в области ионосферы.
На рис. 4.2.18 представлены основные линии высвечивания возбужденных элект-
ронами молекул азота по данным работы (Milikh et al., 1998). Видно, что вклад линий
в ближнем УФ и синем цвете (Х = 314-426 нм) в общее излучение примерно равен
вкладу линий в красном диапазоне (X = 600-800 нм). Реальная яркость линий высве-
чивания зависит также и от коэффициента тушения, который уменьшается с ростом
высоты, и от вероятности самостоятельных переходов с высокоэнергетических уров-
ней на низкоэнергетические. В результате цвет флуоресценции атмосферы сущест-
венно изменяется с увеличением высоты: от УФ и синего на высотах 10-12 км к
красному на высотах 40-80 км.
На рис. 4.2.19 представлена рассчитанная в (Кудрявцев, 2005) яркость флуорес-
ценции на разных высотах в атмосфере, а на рис. 4.2.20 - время высвечивания в обе-
их частях лавины.
Интенсивность свечения, отн. ед.
Рис. 4.2.18. Спектр излучения в разряде
типа «спрайт», расчет (Sentman and
Christian, 2005)
Реально регистрируемый цвет излу-
чения разряда зависит от спектральной
чувствительности применяемого детектора.
В большинстве использовавшихся видео-
камер диапазон регистрируемого света был
X = 430-850 нм и не позволял регистри-
ровать существенную часть излучаемого
света - ближний УФ.
Приведенная картина развития разряда
усложняется наличием магнитного поля
Земли, которое искривляет траекторию
движения электрона. Вблизи экватора, где
магнитное поле параллельно горизонту,
вертикальное движение электрона по элек-
трическому полю под действием магнитно-
го поля постепенно изменяется на горизон-
ГЛАВА 4.2
ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ
741
тальное, потери энергии на ионизацию пере-
стают компенсироваться ускорением в элек-
трическом поле, и лавина затухает.
Учет всех возможных факторов, влия-
ющих на развитие лавины «убегающих элект-
ронов», весьма сложен, и достижение согла-
сия с экспериментальными данными во
многом зависит от выбранных начальных
условий. Как было показано в разд. 4.2.1, экс-
периментальные данные указывают на суще-
ствование разного типа «триггерного» меха-
низма разряда: с участием молнии и без нее.
В работе (Cummer, 1997) выдвинуто предпо-
ложение, что внутри облака существуют
«гидрометеоры» из кристаллов льда, которые
могут «замкнуть» поле внутри облака и без
молнии. В этом варианте частота возникнове-
ния разряда на «убегающих электронах»,
возможно, повышается над океаном, где
влажность выше и образование «гидрометео-
ров» более вероятно.
Предположение о важной роли молниево-
го разряда как первопричины развития лави-
ны «убегающих электронов» развивается в
работах (Cummer, 1997; Milikh, 2005). В этих
работах учитывается не только роль появ-
ляющегося между диском и ионосферой элек-
трического поля, но и электромагнитное поле
атмосферика, возникающего при молниевом
разряде. Это дополнительное поле позволя-
ет получить гамма-излучение с интенсив-
ностью, необходимой для объяснения экс-
перимента, при меньшем первоначальном
заряде и меньшем значении поля между об-
лаком и ионосферой.
Насколько верны предположения о начале
различных факторов - это открытый вопрос, так как до сих пор нет эксперименталь-
ных сведений о начальной стадии разряда. К сожалению, при систематических
наблюдениях со спутников пока не используются действительно комплексные детек-
торы, которые могли бы регистрировать в одном событии все характеристики излу-
чения, сопровождающего разряд (вместе со спектральным составом света в видимом,
УФ- и ИК-диапазонах, интенсивность и спектры рентгена и гамма-излучения). Не
исследована начальная стадия разряда, так как излучение вспышки на этой стадии
невелико. В настоящее время мы можем лишь статистически проверять корреляцию
координат вспышек с частотой молний, характерной для этих координат.
Рис. 4.2.19. Распределение по высоте
усредненной яркости J
разряда для заряженного диска
(облака) с переменным (1)
и постоянным (2) радиусом
Рис. 4.2.20. Длительности вспышек
на двух уровнях высот: 1-15,5 км
(вблизи облаков); 2 - 63 км
(вблизи ионосферы)
развития лавины электронов и роли
742
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.2.3. Возможные связи между разрядом в верхней атмосфере и другими
геофизическими явлениями
Современные экспериментальные данные о разрядах в верхней атмосфере пока-
зывают, что само явление разрядов в верхней атмосфере имеет глобальный характер,
число разрядов и энергия, выделяемая в этих разрядах, так велики, что мы вправе
ожидать определенной связи между явлением разрядов и другими геофизическими
явлениями. Из механизмов, объясняющих появление разрядов, следует, что разряды
в верхней атмосфере, электрическое поле Земли и ее ионосфера безусловно взаимо-
связаны. Все факторы, влияющие на электрическое поле Земли и ионосферу (состоя-
ние магнитосферы, количество гроз, «приливные» силы Земли и Луны), могут влиять
и на частоту разрядов, и, возможно, на спектр разрядов по яркости, на спектральный
состав электромагнитного излучения в разрядах.
Интересным вопросом является возможность выхода части высокоэнергичных
электронов разряда в радиационные пояса Земли и, наоборот, высыпания электронов
из радиационного пояса при нарушениях электромагнитного поля Земли в момент
разряда в верхней атмосфере.
Еще одна взаимосвязь между разрядами в атмосфере и структурой магнитосферы
обсуждается в литературе. Радиовсплески (атмосферики) от разрядов с длиной волны
порядка расстояния между радиационными поясами, возможно, ответственны за вы-
брасывание частиц из промежутка между поясами и, таким образом, создают доста-
точно большие зоны, свободные от радиации (Milikh, 2005; Green, 2005). В этих зо-
нах работа космических аппаратов более надежна, и этим можно воспользоваться в
практике планирования трасс космических полетов.
Современные оценки энергии, выделяемой в разрядах в верхней атмосфере, - по-
рядка 1012 Дж в день (несколько мВт/м2) - малы по сравнению с общей кинетической
энергией в мезосфере, но и они могут влиять на состояние мезосферы, так как созда-
ют мощные локальные эффекты.
Разряды в верхней атмосфере могут существенно влиять на химический состав
верхней атмосферы. До исследований разрядов в верхней атмосфере считалось, что
основной причиной диссоциации молекул азота в верхней атмосфере и появления
оксида азота NO являются космические лучи. Присутствие химических комплексов
NO и NO2 в верхней атмосфере важно, так как эти соединения генерируют озон (О3).
Этот процесс имеет жизненно важное значение, так как компенсирует убыль озона
при поглощении солнечного УФ. С учетом большой энергии, вносимой в верхнюю
атмосферу электронами разрядов, возможно, главным источником диоксида азота
являются эти разряды.
Электроны разрядов в верхней атмосфере, вообще говоря, могут существенно из-
менить соотношение между молекулярным и атомным составом всех элементов
верхней атмосферы.
Так как разряды в верхней атмосфере, скорее всего, связаны с каскадом «убегаю-
щих электронов», для инициирования которых необходимы как локальное повыше-
ние электрического поля, так и некоторое количество «затравочных электронов», то
не исключено влияние выделения радиоактивного радона (в распадах атомов которо-
го появляются необходимые затравочные электроны) на частоту разрядов в заданном
ГЛАВА 4.2
ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ
743
районе, где активно выделяется радон. В свою очередь, как известно, количество вы-
деляемого радона зависит от сейсмической активности в заданном районе, так что и
частота разрядов может быть признаком определенной сейсмической активности.
Все перечисленные выше связи между разрядами в верхней атмосфере и другими
геофизическими явлениями пока носят гипотетический характер. Наука о разрядах в
верхней атмосфере молода, и предстоит еще большая исследовательская работа в
этой области.
ЛИТЕРАТУРА
Бабич Л.П., Донской Е.Н., Илькаев Р.И., Кудрявцев А.Ю., Куцык И.М., Шамраев Б.Н. Скорость развития
лавины релятивистских убегающих электронов для нормальных условий. ДАН, т. 379, с. 606-608, 2001.
Бабич Л.П., Илькаев Р.И., Куцык И.М., Бахов К.И., Рюссель-Дюпре Р.А. Расчет высотных оптических яв-
лений над облаками на основе механизма с участием лавины релятивистских электронов. ДАН, т. 388,
с. 383-386, 2003.
Бабич Л.П., Донской Е.Н., Куцык. И.М., Рюссель-Дюпре Р.А. Тормозное излучение лавины убегающих
электронов в атмосфере. Геомагнетизм и аэрономия, т. 44, с. 697-703, 2004.
Гарипов Г.К., Панасюк М.И., Тулупов В.И., Хренов Б.А., Широков А.В., Яшин И.В. и Салазар У. Вспышки
УФ излучения в экваториальном районе Земли. Письма в ЖЭТФ, т. 82, с. 204-206, 2005.
Гуревич А.В. К теории эффекта убегающих электронов. ЖЭТФ, т. 39, с. 1296-1301, 1960.
Гуревич А.В., Зыбин К.П. Пробой на убегающих электронах и электрические разряды во время грозы.
УФН, т. 171, с. 1177-1199, 2001.
Кудрявцев А.Ю. Развитие механизма восходящих атмосферных разрядов на основе генерации лавин реля-
тивистских электронов. Кандидатская диссертация, Саров, 2005.
Christian Н. et al. GHCC Lightning Research Overview, www.ghcc.msfc.nasa.gov/overview/lightning.html.
Cummer S.A. Lightning and Ionospheric Remote Sensing Using VLF-ELF Radio Atmospherics. PhD Thesis,
Stanford Universty, 1997.
Cummer S.A., Jaugey N.C. et al. Submillisecond Video and Electromagnetic Observations of Sprite Development
and Structure. AE11A-05, www.aug.org/meetings/fm05/, 2005.
Fishman G.J., Bhat P.N., Mallozzi R., Horack J.M., Koshut T., Kouveliotou C., Pendleton G.N., Meegan C.A.,
Wilson R.B., Paciesas W.S., Goodman S.J., Christian H.J. Discovery of Intense Gamma - Ray Flashes of At-
mospheric Origin. Science, v. 264, pp. 1313-1316, 1994.
Garipov G.K., Khrenov B.A., Panasyuk M.I., Tulupov V.I., Shirokov A.V., Yashin I.V., Salazar H. UV radiation
from the atmosphere: Results of the MSU «Tatiana» satellite measurements. Astroparticle Physics, v. 24,
pp. 400-408, 2005.
Green J. www.newscientist.com/article.ns7id = dn7122 - 39k- 22.12.2005.
Heavner M.J. Optical Spectroscopic Observations of Sprites, Blue Jets and Elves: Inferred Microphysical Proc-
esses and Their Macrophysical Implications. PhD Thesis, University of Alaska Fairbanks, 2000.
Home R. www.physorg.com/news6290.html.
Lehtinen N. Relativistic Runaway Electrons above Thunderstorms. PhD Thesis, Stanford University, 2000.
Mende S.B., Frey H.U., Su H.T., Hsu R.R., Chen A.B., Fukunishi H., Takahashi Y., Adachi T., Lee L.C. Global
TLE observation with ISUAL. Berkley Special Seminar, Berkley, February 15, 2005.
Milikh G.M, Papadopoulos K., Valdivia J.A. Spectrum of Red Sprites. J. Atm. Terr. Phys., v. 69, pp. 907-915, 1998.
Milikh G.M., Guzdar P.N., Sharma A.S. Gamma ray flashes due to plasma processes in the atmosphere: Role of
whistler waves. J. Geophys. Res., v. НО, p. A02308, 2005.
Sentman D.D., Christian H.J. Electrical Breakdown Inside a Thundercloud-Cosmic Rays vs Hydrometeor Effects.
Atmospheric and Space Electricity, AE13A-07, 2005.
Smith D.M., Lopez L.I., Lin R., Rhessi P. Terrestrial Gamma-ray Flashes: Current Status, sprg.ssl.berkeley.edu/at-
mos/tgf/dsmith_annot.pdf, 2005.
Su H.T., Hsu R.R, Chen A.B., Wang Y.C., Hsiao W.S., Lal W.C., Lee L.C., Sato M., Fukunishi H. Gigantic Jets
between a thundercloud and the ionosphere. Nature, v. 423, pp. 974-976, 2003.
1
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
Криволуцкий А.А.1; Куницын В.Е.2
1 Центральная аэрологическая обсерватория, Росгидромет
2 Физический факультет МГУ
ВВЕДЕНИЕ
В истории изучения верхней атмосферы были периоды бурного развития: первый
в 30-х гг. XX столетия - время совершенствования радиосвязи, и второй - в конце
50-х гг., когда началось освоение космического пространства. Ионосферные исследо-
вания при этом стимулировались необходимостью прогноза состояния ионосферы
для организации коротковолновой радиосвязи.
Ионизирующее излучение от Солнца и галактик проникает в атмосферу и образу-
ет при этом ионы и электроны. Вид образующихся ионов зависит от энергии излуче-
ния и состава атмосферы на той высоте, где происходит ионизация. Общее же коли-
чество ионов и электронов зависит от конкуренции между процессами ионизации,
процессами перестройки ионов, исчезновения электронов, диффузией электронов и
ионов, от геомагнитных эффектов и движения газа.
К настоящему времени накоплен большой опыт как в теоретическом описании
процессов, протекающих в ионосферной плазме, и ее взаимодействии с нейтральной
средой и космическим пространством, так и в области ее экспериментального иссле-
дования. Тем не менее исследования в этом направлении по-прежнему актуальны. В
частности, важным является понимание и прогноз последствий искусственных воз-
действий на ионосферу. В настоящей главе представлена краткая информация о со-
стоянии знаний об этой сложной для изучения области, а также проблемы, которые
актуальны на данном этапе развития науки об ионосфере.
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
745
4.3.1. Образование ионосферных слоев (областей)
В результате наблюдения земного магнитного поля были обнаружены его суточ-
ные вариации, достигающие на большей части земной поверхности примерно 0,1%
значения постоянного поля; эти изменения связаны с местным временем. Этот факт
позволил Б. Стюарту в 1882 г. высказать предположение о существовании свободных
электрических зарядов и электрического тока в верхней атмосфере. Эксперименталь-
ное доказательство существования ионосферы было получено в 1901 г., когда Мар-
кони принял в Ньюфаундленде радиосигнал, переданный через океан (к удивлению
многих ученых, предсказывающих неудачу эксперимента). Причина успеха экспери-
мента была объяснена в 1902 г.: Кеннеди и Хевисайд, работавшие независимо, пред-
положили, что радиосигналы должны отклоняться проводящим слоем ионов прибли-
зительно на высоте 80 км. Этот слой стал известен как слой Кеннели-Хевисайда. Ио-
низированный слой, названный ионосферой, впервые наблюдали в 1924 г. в Англии
(Appleton and Barnett, 1925), при этом был использован метод интерференции волн, и
в США - (Breit and Tuve, 1926) на основе импульсного метода. Импульсный метод, в
котором измеряется время задержки между моментом посылки импульса и моментом
приема эхо-сигнала от отражающего слоя, применяется и в настоящее время для ис-
следования и контроля состояния ионосферы с помощью наземных станций.
Ионосферой принято называть область атмосферы Земли на высотах 30-1 000 км,
содержащую частично ионизованную холодную плазму. Ионосфера Земли делится
на несколько областей, обозначаемых D,E и F; последняя подразделяется на F\ и F2
(рис. 4.3.1). Исторически такое деление возникло из-за образования последователь-
ных плато электронной концентрации nQ (действующая высота), наблюдаемых на
ионограммах по временной задержке отражений радиосигнала при развертке по час-
тоте. Критическая частота, при которой возникает отражение, изменяется как ие1/2,
следовательно, сигнал на более высоких частотах проникает глубже в ионосферу, где
выше электронная концентрация. Область Е была обнаружена первой и названа так
потому, что представляет собой атмосфер-
ный слой, отражающий ^-вектор радиосиг-
нала. Впоследствии были открыты более
низкая область D и расположенная выше
область F, имеющая главный максимум
концентрации заряженных частиц на высо-
те 250-300 км. Так называемая внешняя
ионосфера простирается от главного мак-
симума до высот 20-25 тыс. км.
В дальнейшем большинство сведений
об ионизированных областях, полученных
с помощью наземных и ракетных наблюде-
ний, были основаны на распространении
радиоволн. В связи с этим выделение раз-
личных ионосферных областей проводи-
лось на основе изучения их влияния на
Рис. 4.3.1. Типичный дневной высотный
профиль электронной концентрации и
концентрации атмосферы
746
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
распространение радиоволн. В то же время области, открытые и идентифицирован-
ные радиотехническими методами, характеризуются также особыми аэрономиче-
скими условиями, а не только уровнями и градиентами электронной концентрации.
Возмущения на Солнце (вспышки и др.) часто приводят к сильным возмущениям в
ионосфере (Mitra, 1975), включая нарушения в условиях распространения радио-
волн. Наиболее низко расположена область D ионосферы, чувствительная к про-
цессам в средней и даже нижней атмосфере, что позволяет говорить о «метеороло-
гическом контроле» этой области (Данилов и др., 1987). Одним из методов иссле-
дования процессов в ионосфере и их прогнозирования является численное
моделирование (Брюнелли и Намгаладзе, 1988; Колесник и др., 1993).
Было установлено, что солнечная рентгеновская и ультрафиолетовая радиация
практически полностью поглощается выше 90 км, образуя ионосферную плазму. Од-
нако даже в ионосфере число нейтральных молекул значительно превосходит число
ионов. Например, их отношение в слое Е приблизительно 108:1, а в слое F2 - 104:1.
Степень ионизации ионосферной плазмы г| определяется как:
г| = nQ/(nQ + nn),
где nQ - концентрация электронов, пп - концентрация нейтральных молекул.
При этом проводимость имеет максимум в слое Е и быстро убывает выше
150 км. Вследствие этого значительная часть ионосферного тока течет в области
слоя Е. В табл. 4.3.1 представлены характерные дневные значения концентраций
электронов и нейтральных частиц до высоты 1 000 км.
Таблица 4.3.1
Типичные значения дневных концентраций электронов и нейтральных частиц
Z, км 60 100 150 200 300 400 500 700 1000
Ле, СМ"3 ыо1 ыо4 1-105 ыо5 1 106 1-106 4105 ыо5 ЗЮ4
СМ'3 7-Ю15 9-Ю12 7-Ю10 8-10’ 7-108 5-107 2-107 з-ю6 310s
Ч ЫО"16 1-10-’ 1 -10“6 МО’5 110’3 2-1 О*2 2-10'2 З-Ю'2 1-10'1
Из таблицы видно, что степень ионизации сильно зависит от высоты, меняясь на
15 порядков величины. Величины г| будут значительно меньше, если рассматривать
ночные условия, поскольку будет отсутствовать основной источник ионизации -
ультрафиолетовая радиация Солнца.
Поскольку ионосфера не является замкнутой системой, то для нее условие полно-
го термодинамического равновесия (заряженные и нейтральные атомы и молекулы
имеют одну и ту же температуру, а распределение является максвелловским) не вы-
полняется. В связи с этим для широкого круга задач используется предположение о
локальном термодинамическом равновесии. В основе этого предположения лежит
тот факт, что в макроскопически малых объемах время установления мало по срав-
нению с временем установления равновесия во всей системе, и, следовательно, каж-
дый элемент объема плазмы ведет себя так, как бы он вел себя в условиях полного
термодинамического равновесия.
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
747
Второе предположение касается понятия частичного термодинамического равно-
весия. Оно основывается на том факте, что время установления равновесия внутри
частиц данного сорта значительно меньше времени установления равновесия для
смеси газа в целом. Это позволяет с учетом предположения о локальном термо-
динамическом равновесии ввести кинетическую температуру Та(г,/) как функцию
пространственных координат и времени. Тогда в предположении о частичном, ло-
кальном термодинамическом равновесии каждый сорт частиц в газе будет характери-
зоваться своей температурой Та, а его распределение по скоростям va со своей функ-
цией распределения. Обычно для характеристики термодинамического состояния
ионосферной плазмы вводятся температуры электронов Гс, ионов 7} и нейтральных
молекул и атомов Тп, при этом предполагается, что все сорта ионов, а также ней-
тральных атомов и молекул имеют одну и ту же температуру. Это предположение
достаточно хорошо выполняется для ионосферной плазмы, причем
200 К < Тп < Ti < Те < 5 000 К.
В качестве пространственного масштаба разделения зарядов в плазме обычно
принимается дебаевский радиус:
„ _ 1кТЕ0
где Т - приведенная температура электронов и ионов, Т= TeTj /(Те + Tz); е - заряд
электрона; к - постоянная Больцмана; е0 - электрическая постоянная. В ионосфер-
ной плазме величина rD изменяется от примерно 1 мм на высоте 100 км до 10 мм на
высоте 500 км.
Временным масштабом разделения зарядов в плазме выступает период плазмен-
ных колебаний:
т =
Lco J 2 ’
V псе
На высотах 100-500 км т{0 меняется от 10"5 до 10~7 с.
Так как в ионосфере масштабы пространственных неоднородностей /0 и харак-
терные времена изменения ес параметров /0 практически всегда удовлетворяют
условиям:
/0»rD И /о»Т(о,
то при анализе и описании разнообразных процессов можно использовать условие
квазинейтральности ионосферной плазмы:
j
где rij - концентрация положительных ионов сорта у, а суммирование проводится по
всем сортам ионов.
Таким образом, ионосферная плазма удовлетворяет условию идеальности:
/?е rD3» 1,
748
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
и разреженности газа:
ие"3» d,
где d - средний диаметр частиц газа. Одновременное выполнение последних двух
неравенств означает, что ионосферная плазма удовлетворяет условиям сплошной
среды.
Поскольку ионосферная плазма находится в геомагнитном поле, то электроны и
ионы имеют гирочастоты:
Qc = еВ / mQ и Q, = е / mh
где В - магнитная индукция геомагнитного поля.
Типичные значения гирочастот и величин замагниченности электронов ре и
ионов Р/, которые определяются как pe = Qc/ve и p/ = Q//v/, где ve и v, - эффек-
тивные частоты соударений электронов и ионов соответственно, приведены в
табл. 4.3.2.
Таблица 4.3.2
Гирочастоты, степень замагниченности и эффективные частоты соударений
электронов и ионов в зависимости от высоты
Z, км V«, С ' Ve„, С 1 v,„, С 1 «е, С"' Ц, с-1 р= ₽,
100 840 48000 730 107 180 2102 0,25
120 580 6200 680 ю7 190 1.5-1О3 0,3
150 480 910 60 ю7 250 1,Ы04 4,2
200 440 150 6 107 300 61 о4 50
250 650 47 2 107 350 2105 175
300 810 18 0,7 ю7 350 610s 500
400 590 3,5 0,2 107 350 3-1 о7 1700
500 300 0,9 0,05 107 350 1-107 7000
Из табл. 4.3.2 видно, что до высот примерно 150 км ионосферная плазма замагни-
чена частично (Рс»1, р,< 1), а выше 150 км - полностью замагничена (ре»1,
р,»1).
Кратко остановимся на характеристиках ионосферных слоев. Хотя идея о том,
что ионосфера состоит из газа, ионизированного солнечным излучением, находила
широкую поддержку, только С. Чепмен впервые (Chapman, 1931) разработал коли-
чественную теорию образования ионосферных слоев. Его работа служит основой
для многих современных расчетов. Кратко остановимся на основных идеях этой
работы.
Главным источником тепловой энергии в верхней атмосфере, как уже было сказа-
но, является фотопоглощение солнечного излучения. Выражение для притока тепло-
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
749
вой энергии (скорости удельного тепловыделения) при этом имеет вид (Уиттен и
Поппов, 1977):
Ят^ = р\(М)«,й(Х) h,(z) d\ (4.3.1)
где F^(X,z) - спектральная плотность излучения на высоте z, [фотон-см“2-с_1-нм-1];
iii - концентрация частиц типа i на высоте z; 2/(Х) - эффективное сечение поглоще-
ния; а, - количество тепловой энергии, образующейся на единицу поглощенной
энергии. Для данной длины волны X спектральную плотность излучения на высоте z
можно выразить через спектральную плотность на верхней границе атмосферы
Fx(X,oo) и оптическую толщу т:
Fx(X,Z) = Fx(X,«>)e-’<M),
где
t(X,z) = sec% ^g.(X) Jw((z')cfe', (4.3.2)
• z
а % - зенитный угол Солнца.
Для монохроматического излучения с длиной волны Хо и однокомпонентной
экспоненциальной атмосферы выражение (4.3.1) примет вид:
7т(2) = ^(^о,00) «(2о) a2exp(-z///-n(z0)secx QHe~z/H'), (4.3.3)
где z0 - начальная высота; Н- высота однородной атмосферы. Очевидно, величина q
должна иметь максимум на некоторой высоте вследствие совместного эффекта уве-
личения скорости нагрева и одновременного увеличения поглощения излучения по
мере уменьшения высоты. Пользуясь выражением (4.3.3), легко определить высоту
максимума q дифференцированием:
sec х). (4.3.4)
С учетом выражения (4.3.4) получим:
Я(z) = Ят exp (1 - (z - zm) / H - v н), (4.3.5)
где
Ят =17(zOT) = -7777(1<o)acosX- (4-3.6)
еН
Здесь опущен индекс в соотношениях для притока тепла qT, поскольку анало-
гичное (4.3.5) выражение получается и для скорости ионообразования q(z), которая
определяется подобно (4.3.1), но с другой (вместо а) размерной константой про-
порциональности 3= 1/w, где w - энергия, затраченная на фотоионизацию одного
электрона. Соответственно меняется и qm\
s ) =-^77 (^о, <») cos х-
ewH
Таким образом, профиль скорости ионообразования q(z) и профиль скорости
удельного тепловыделения q^z) описываются одной универсальной функцией -
функцией Чепмена (4.3.5) (Акасофу и Чепмен, 1974). На рис. 4.3.2 изображены нор-
750
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Рис. 4.3.2. Распределение скорости
ионизации (нормированные значения)
как функция высоты у для различных
зенитных углов
мированные значения q(z)/qm как функ-
ция нормированной высоты у = (z - zw) /7/
для различных значений зенитного угла
Солнца.
Следует отметить, что использование
теории, развитой С. Чепменом, требует не-
которых оговорок:
• плоскопараллельная геометрия хода
лучей неприменима вблизи восхода и
захода Солнца;
• реальная атмосфера обладает некото-
рым запаздыванием реакции на воз-
действие;
• атмосфера не является изотермиче-
ской, так что шкала высот зависит от
высоты;
• ионизирующее излучение не является
монохроматическим;
• продукты ионизации не остаются на той высоте, где они образовались, а сме-
щаются вследствие амбиполярной диффузии.
Перечисленные ограничения в значительной степени преодолеваются в совре-
менных численных моделях, учитывающих взаимодействие различных физических
факторов. С точки зрения физических процессов области Е и F1 представляют собой
в основном слои Чепмена.
Анализ порога фотоионизации и сечения поглощения атмосферных составляю-
щих показывает, что солнечное излучение, способное вызвать ионизацию, в основ-
ном поглощается молекулами N2, О2 и атомами О на высотах более 100 км. Ниже
100 км мягкое рентгеновское излучение (1-10 нм) вносит вклад в ионизацию
D-области, а жесткое (< 1 нм) - в ионизацию D-области, однако большая часть ио-
низирующего солнечного излучения приходится на линии водорода Лайман-а
(121,6 нм), Лайман-Р (102,6 нм), CIII (97,7 нм) и несколько других линий эмисси-
Таблица 4.3.3
Порог ионизации некоторых атомов и молекул
Вещество ^пор> эВ Вещество Dnop> эВ Вещество Dnop> эВ Вещество ^пор> эВ
Na 241,2 NO 134,0 Н2О 98,5 О 91,0
Al 207,1 СНз 126,0 Оз 96,9 СО2 89,9
Са 202,8 NH3 122,1 N2O 96,1 СО 88,5
Mg 162,2 СН 111,7 СН4 95,4 N 85,2
Si 152,1 о2 102,8 ОН 94,0 n2 79,6
С 110,0 SO2 100,8 Н 91,1 Аг 78,7
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
751
онного спектра Солнца в далекой ультрафиолетовой области. В табл. 4.3.3 приве-
дены пороги ионизации некоторых атомов и молекул.
Следует заметить, что поток солнечной радиации (в том числе и его ионизирую-
щая часть) меняется в цикле активности Солнца. В табл. 4.3.4 приведены некоторые
типичные значения потока ионизирующего излучения в упомянутых линиях.
Поток излучения Солнца в линии Лайман-а также меняется в цикле активности.
Интенсивность меняется от (2,5-3,0)-1011 фотон-см"2-с"1 в минимуме активности до
(4,0-6,0)-1011 фотон-см-2-с-1 в максимуме. На основе исследования корреляции между
интенсивностью линий Лайман-а и потоком радиоизлучения Солнца на длине волны
10,7 см была предложена следующая формула:
^а = 2,9Ы0" (1 + 0,20(Fl0,7 - 65)/100)),
где F|0i7 - поток излучения на длине волны 10,7 см, [ 10-22 Вт м”2Тц_|].
Кроме поглощения ультрафиолетовой радиации, верхняя атмосфера может на-
греваться за счет других механизмов - таких как химические реакции, поглощение
энергии заряженными частицами, гидромагнитные волны, джоулево нагревание
электрическими токами, диссипация энергии атмосферных гравитационных волн
(Чемберлен, 1981).
Таблица 4.3.4
Поток ионизирующего солнечного излучения, [фотон см-2 с-1]
для различных уровней солнечной активности
Длина волны, нм Очень спокойное Солнце Спокойное Солнце Умеренная активность Высокая активность
102,6 (LP) 3,5-10’ 4,0-10’ 5,0-10’ 6,5-10’
97,7 (СШ) 4,4-1 О’ 5,0-10’ 6,0-10’ 8,0-10’
91-79,6 7,5-10’ 1,0-10’ 1,3-10'° 1,5-10'°
79,6-73,2 1,0-10’ 1,3-10’ 1,5-10’ 2,0-10’
73,2-66,5 5,0-108 6,0-108 8,0-108 1,0-10’
66,5-37,5 4,0-10’ 6,0-10’ 8,0-10’ 1,2-10'°
37,5-27,5 7,5-10’ 1,0-10'° 1,5-10'° 2,0-10'°
27,5-15,0 7,5-10’ 1,0-10'° 1,5-10'“ 2,0-10'“
15,0-8,0 5,0-108 7,5-Ю8 1,0-10’ 2,0-10’
8,0-6,0 2,5-107 5,0-107 1,0-108 1,5-108
6,0-4,1 2,5-107 5,0-107 1,0-108 1,5-108
4,1-3,1 7,5-106 1,5-107 3,0-10’ 4,5-10’
0,8-0,5 2,9-102 2,9-10’ 2,9-104 2,9-105
0,5-0,33 2,0-10' 2,0-102 2,0-10’ 2,0-104
0,33-0,15 1,0-10° 1,0-10' 1,0-102 1,0-10’
752 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ РАЗДЕЛ 4
Область D
Область D образуется под действием наиболее проникающей части иони-
зирующих излучений. Характерным для этой области является наличие слабо ио-
низированной плазмы, большая плотность нейтральных частиц, а также реакции
прилипания и отрыва электронов и сложных ионообменных реакций. Процессы
прилипания и отрыва электронов являются отличительной чертой области D (Да-
нилов и Власов, 1973). Ионизирующими излучениями являются заряженные час-
тицы высоких энергий (> 1 БэВ), входящие в состав галактических космических
лучей, наиболее энергичная часть солнечного рентгеновского спектра (< 0,1 нм),
интенсивная солнечная линия водорода Лайман-а (La) (121,6 нм) и крайнее ульт-
рафиолетовое излучение (<111,8 нм). Второстепенным источником образования
электронов является видимое и ультрафиолетовое излучение Солнца, поставляю-
щее энергию, необходимую для отрыва слабо связанных электронов от отрицатель-
ных ионов. Важным в области D является присутствие окиси азота NO, поскольку
она сильно ионизируется излучением La, поток которого, в свою очередь, сильно
зависит от концентрации молекулярного кислорода, молекулы которого эффектив-
но поглощают большую часть ультрафиолетового спектра. В то же время в спектре
поглощения кислорода существует окно (область слабого поглощения). Это удач-
ное совпадение позволяет значительному количеству излучения La проникать в
область D, делая NO важным источником ионов. Положительными ионами, непо-
средственно образующимися под воздействием излучения в этой области, являются:
О2+, N2+, NOL
Масс-спектрометрический анализ ионов в области D свидетельствует о присут-
ствии металлических и гидратных ионов. Исследования показали, что ниже 80 км
доминируют тяжелые ионы-связки типа Н+(Н2О),7. Высота, на которой происходит
переход ионов-связок к молекулярным ионам, изменяется примерно от 70 до 90 км
в зависимости от сезона и широты. Степень гидратации ионов п зависит от геофи-
зических условий (особенно от температуры), а также от содержания водяного пара
в атмосфере. Наиболее распространенными ионами обычно являются гидраты с п
Рис. 4.3.3. Высотные распределения некоторых ионов-связок, полученные
в модельных расчетах
ГЛАВА 43
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
753
от 2 до 4, однако при низких температурах в районе мезопаузы встречаются ионы с
п, достигающим 8-9. В области холодной мезопаузы высоких широт наблюдаются
очень тяжелые ионы Н+(Н2О)20. Возможно, такие ионы могут играть существенную
роль при образовании серебристых облаков. На рис. 4.3.3 представлены высотные
распределения некоторых ионов-связок, полученные в модельных расчетах, а на
рис. 4.3.4 - схема химии положительных ионов в области D (Брасье и Соломон,
1987).
Рис. 4.3.4. Схема химии положительных ионов в области D
В средних широтах наблюдались ионы металлов в газовой фазе. Вероятным
источником этих ионов является абляция микрометеоров, в результате которой обра-
зуется большое количество ионов Mg+, Fe+ и т. д. Именно эти компоненты присут-
ствуют на высотах 85-100 км, образуя отдельные слои. В табл. 4.3.5 представлены
реакции, в которых участвуют ионы металлов.
Наблюдения ионосферы, основанные на анализе распространения радиоволн,
показали, что ниже 65-70 км днем и 75-80 км ночью концентрация электронов ма-
ла. Однако из условия электронейтральности и регистрации наличия положитель-
ных ионов следовало, что должны существовать заметные концентрации отрица-
тельных ионов. В результате лабораторных исследований была предложена схема
химических реакций, приводящих к образованию отрицательных ионов, изобра-
женная на рис. 4.3.4. Цепочка реакций начинается с прилипания электрона к моле-
куле кислорода:
е + О2 + М —> О2 + М.
754
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Рис. 4.3.5. Схема химии отрицательных ионов
Скорость этой реакции зависит от плотности атмосферы, поэтому свободные
электроны почти полностью исчезают ниже некоторой высоты. На рис. 4.3.5 изобра-
жена схема химии отрицательных ионов, а на рис. 4.3.6а, б - профили концентраций
отрицательных ионов, полученные по наблюдениям и в модельных расчетах соответ-
ственно.
Рис. 4.3.6. Профили концентраций отрицательных ионов, полученные по наблюдениям (а)
и в модельных расчетах (б)
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
755
Таблица 4.3.5
Реакции, в которых участвуют ионы металлов
Реакция1) Металлы
Х+ + Оз -> ХО+ + О2 Al, Fe, Mg, Si, Ti, Sc
Х+ + О2 + М -> ХО+ + О2 Al, Fe, Mg, Na, Si, Ti, Sc
ХО2+ + О - » ХО+ + о2 Al, Fe, Mg, Na, Si, Ti, Sc
ХО+ + О - -> Х+ + О2 Al, Fe, Mg, Na, Si
х + о-> ХО+ + е Ti, Sc
Х+ + О2 > ХО+ + О Ti, Sc
X + NO+ - » Х+ + NO Al, Fe, Mg, Na, Si, Ti, Sc
О2+ + X - » Х+ + о2 Al, Fe, Mg, Na, Si, Ti, Sc
X + /7V- ->Х+ + е Al, Fe, Mg, Na, Si, Ti, Sc
ХО + hv - -> ХО+ + е Al, Fe, Mg, Na, Si, Ti, Sc
ХО + NO+ - > ХО+ + NO Fe, Mg, Na, Si, Ti, Sc
О2+ + ХО - > ХО+ + О2 Al, Fe, Mg, Na, Si, Ti, Sc
ХО+ + е ->х + о Al, Fe, Mg, Na, Si
ХО+ + е - > ХО + hv Ti, Sc
X обозначает любой из указанных металлов.
Области Е и F1
В области Е доминируют процессы ионизации молекулярных составляющих, а
потери электронов и ионов определяются процессами диссоциативной рекомбина-
ции типа:
NO+ + е -» N* + О*,
О2+ + е -» О* + О*,
где N*, О* - возбужденные частицы.
Отрицательные ионы и процессы ионно-ионной рекомбинации являются несуще-
ственными. Для нейтральных частиц в области Е более важным становится фото-
равновесие. Основными ионами при этом являются N2+ и О2+, ионы О+ и NO+ менее
важны. Аэрономия слоя Е и влияние на него солнечной и геомагнитной активности
рассмотрены в (Антонова и др., 1996).
Важную роль могут играть ионы металлов, приводя к образованию так называ-
емого спорадического слоя Es - тонких ионизированных слоев с повышенной кон-
центрацией ионов металлов. Считается, что это явление возникает из-за ветрового
сдвига в присутствии магнитного поля. Важным ионизирующим излучением для этой
области является солнечная линия водорода Лайман-0 (102,6 нм), ультрафиолетовый
спектр (X < 100 нм) и мягкие рентгеновские лучи (X < 1 нм).
756
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Характерной особенностью области F1 является то, что основными образующими
ионами являются атомарные (в первую очередь атомарный кислород), а основным
процессом исчезновения электронов - диссоциативная рекомбинация с молекуляр-
ными ионами типа приведенных выше реакций.
Область F2
На высотах ниже 200 км в спокойных дневных условиях все заряженные компо-
ненты находятся в фотохимическом равновесии, но это не так для высот выше
250 км. На этих высотах скорость химической рекомбинации ионов сравнима со ско-
ростью их диффузии в нейтральном газе, и механизмы переноса (диффузия) начи-
нают влиять на величину ионной и электронной концентрации. С ростом высоты
диффузия становится преобладающим физическим механизмом. В самом слое F2
доминирующим является ион О+, однако на высотах порядка 1 000 км в больших
концентрациях присутствует ион Н+.
Если в слое F1 максимальная электронная концентрация имеет тенденцию следо-
вать закону (cos/)1/2, отчетливо показывая суточную вариацию, обусловленную хо-
дом солнечной радиации, то в слое F2 такой простой зависимости нет. Например,
максимальная электронная концентрация может быть в зимние месяцы значительно
выше, чем летом. Одной из наиболее важных причин, вызывающих подобные откло-
нения, является диффузия. Однако это не просто диффузия электронов, поскольку
подвижность электронов почти в 100 раз выше подвижности положительных ионов.
Незначительное смещение электронов относительно положительных ионов приводит
к возникновению электрического поля, что препятствует электронам совершать диф-
фузионное движение независимо от положительных ионов. Результирующее движе-
ние называется амбиполярной диффузией и характеризуется тем, что электроны и
ионы диффундируют совместно с коэффициентом диффузии, который в 50 раз
меньше, чем для одних электронов (или в 2 раза больше, чем для одних ионов). На
этот процесс сильно влияет магнитное поле. Полагая, что
У/ = ve = ур и у„ = 0,
скорость диффузии при этом может быть получена в виде выражения:
_ п I 1 А 1 |
р а[пе dh 2Н.)
где Гр = (Г/ + Те)/2, Н, = кТ\/mig, a Da- коэффициент амбиполярной диффузии, рав-
ный:
Da = (2kT?)/(miVin).
Если принять во внимание наличие геомагнитного поля, то коэффициент диффу-
зии следует умножить на sin2/(где/ - магнитное наклонение), поскольку амбиполяр-
ная диффузия происходит преимущественно вдоль направления геомагнитного поля.
Решение соответствующего уравнения неразрывности для величины nQ, учитыва-
ющего амбиполярную диффузию, позволяет получить результаты, согласующиеся с
наблюдениями.
ГЛАВА 4.3 ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ 757
Электронная концентрация в области
F2 испытывает суточные вариации, кото-
рые тесно связаны с системой термосфер-
ных ветров, в частности со вздутием тер-
мосферы в дневные часы, что приводит к
существованию интенсивного воздушного
течения через полярную шапку из осве-
щенного Солнцем полушария в неосве-
щенное (Казимировский и Кокуров, 1979).
Поскольку силовые линии геомагнитного
поля наклонены по отношению к ио-
носферному слою, за исключением высо-
ких широт, вектор скорости воздушного
течения имеет компоненту вдоль В, кото-
рая заставляет воздушные частицы дви-
гаться вдоль В. При этом компонента вет-
ра, направленная к полюсу, заставляет
заряженные частицы на дневной стороне
ионосферы двигаться вниз, где коэффи-
циент потерь велик. Поэтому максималь-
ная электронная концентрация в области
F2 (или /qFT) уменьшается. На рис. 4.3.7
изображены суточные вариации значений
fQF2 и вариация компоненты дрейфовой
скорости в ионосфере, обусловленная сис-
темой атмосферных ветров.
Важную роль в перераспределении ат-
движения. Наблюдаемые приливные эф-
фекты в ионосфере при этом обусловлены
сложным совместным влиянием дрейфового движения (Е х В) и движений, связанных
с увлечением заряженных частиц нейтральными приливными ветрами. Наиболее
заметна солнечно-суточная компонента, обнаруживаются также полусуточная ком-
понента и компонента с зональным волновым числом, равным 3 (три колебания в
сутки).
Протоносфера
С ростом высоты гелий и атомарный водород становятся все более существен-
ными составляющими нейтральной атмосферы. Оба газа фотоионизируются сол-
нечным излучением, и оба вида ионов рекомбинируют в реакциях с нейтральными
частицами:
/оЕ2, МГц
декабрь 1961 г.
7
5
О
-80
00
06
18
24
12
UT
Рис. 4.3.7. Суточные вариации значений foF2
и вариация компоненты дрейфовой скорости
в ионосфере, обусловленная системой
атмосферных ветров
мосферной плазмы играют приливные
Не+ + N2 -» Не + N + N+
Н+ + О(3Р) -> H(2S) + О + (4S)
758
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Рис. 4.3.8. Рассчитанные профили
концентраций О+ и Н+ (протоносфера)
С учетом того, что масса Н+ много
меньше массы О+, коэффициенты скоро-
стей приведенных реакций почти равны, и
этот факт приводит к образованию диф-
фузионного барьера для Н+ и О+. Это оз-
начает, что ионы Н+, которые переносятся
вниз, замещаются ионами О+ со скоро-
стью, достаточной для поддержания хи-
мического равновесия Н+ на высотах ни-
же 1 000 км. Кроме того, электрическое
поле, возникшее вследствие разделения
зарядов, вызывает «всплывание» легких
ионов над более тяжелыми. Следователь-
но, в той области, где имеются большие
концентрации О+, содержится мало Н+, и
наоборот. Область, где преобладает Н+, называется протоносферой. На рис. 4.3.8 по-
казаны рассчитанные профили концентраций О+ и Н+.
4.3.2. Вариации регулярных параметров ионосферы
Вариации в спектре ионизирующих излучений или в концентрации и составе
нейтральных частиц будут влиять на ионосферные характеристики. Такие вариации
имеют регулярный или спорадический характер. Спорадические вариации будут рас-
смотрены ниже. Регулярные вариации можно классифицировать в соответствии с
временным масштабом явления. Основными являются суточные, сезонные и гелио-
циклические.
Суточные вариации
Ночью, когда Солнце уходит за горизонт, исчезает основной источник ионизации
(остается слабый источник ионизации космическими лучами). Прекращаются также
процессы фотоотлипания, а фотохимические продукты начинают исчезать.
В области D электроны исчезают за счет процессов прилипания, хотя остаточная
ионосфера все же сохраняется ночью вследствие процессов отлипания при столкно-
вении и ассоциативного отлипания, а также под действием слабого потока излучения
в линии La, которое рассеивается водородной короной в неосвещенную полусферу и
ионизирует окись азота.
Ночью электронная концентрация в области Е также быстро уменьшается вслед-
ствие электронно-ионной рекомбинации. Одновременно в ночное время могут суще-
ствовать два источника - электромагнитный (в первую очередь рассеянное излучение
Лайман-a, Лайман-0) и корпускулярный (потоки мягких электронов с энергиями
1-10 кэВ). Концентрации электронов при этом могут достигать 103-104 см-3 в зави-
симости от геомагнитных условий.
На область F1 оказывает влияние прекращение не только фотоионизации, но и
фотохимического образования нейтральных атомов. Концентрации электронов при
этом могут достигать 103-104 см-3 в зависимости от геомагнитных условий. Время
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
759
Рис. 4.3.9. Средняя суточная вариация пс
в области F для трех месяцев
наступления сумерек зависит от высоты,
поэтому исчезновение электронов на высо-
тах области F1 начинается позже, чем на
высотах области D. Скорости исчезновения
электронов в области F также меньше из-за
высоких температур и более низких концен-
траций частиц. Слой F2 ночью не исчезает
(см. рис. 4.3.9). После захода Солнца элек-
тронная концентрация уменьшается, а затем
меняется слабо. Возможно, в ночное время
существует приток энергии с больших высот
(из протоносферы).
Сезонные вариации
Сезонные вариации обусловлены двумя
эффектами. Зенитный угол Солнца является
функцией сезона, кроме этого, в зависимости от сезона меняется температура и плот-
ность верхней атмосферы.
Наблюдения показывают, что зимой в области D наблюдается аномальное погло-
щение радиоволн. Эти зимние аномалии связывают с увеличением электронной кон-
центрации. Специальные эксперименты и модельные расчеты показали, что перво-
причиной зимней аномалии является спорадический перенос большого количества
окиси азота из термосферы в мезосферу, вызванный изменением динамики атмосфе-
ры. Из расчетов следует, что ионизация области D более интенсивна зимой, чем летом,
даже в нормальных условиях из-за больших концентраций NO зимой. На рис. 4.3.10
изображено усиление поглощения радиоволн зимой по сравнению с летом.
Рис. 4.3.10. Увеличение поглощения в области D в зимний период
(«зимняя аномалия») по сравнению с летом (пунктир)
760
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Одной из возможных причин увеличения NO на высотах мезосферы может слу-
жить усиление турбулентного обмена, который в средней атмосфере в значительной
степени обусловлен планетарными волнами различных масштабов, распространяю-
щихся из нижних слоев. Амплитуды этих волн при этом растут с высотой вследствие
уменьшения плотности воздуха, что приводит к усилению роли крупномасштабной
турбулентности на высотах нижней ионосферы. Таким образом, наблюдаемое увели-
чение электронной концентрации зимой (зимняя аномалия), вероятно, вызвано уве-
личением турбулентного потока NO из термосферы, который, в свою очередь, обу-
словлен распространением планетарных волновых движений из тропосферы (летом
планетарные волны не проникают в более высокие слои вследствие изменения знака
зональной циркуляции (Холтон, 1979)).
Сезонный эффект в области F2 проявляется в том, что зимой электронная концен-
трация значительно выше, чем летом. Возможно, причины этого эффекта связаны с
оседанием атмосферы и геомагнитными эффектами, поскольку геомагнитное поле
может приводить к движению плазмы из летнего полушария в зимнее.
Гелиоциклические вариации
Как известно, активность Солнца меняется в течение 11-летнего цикла. Эти цик-
лические вариации особенно сильно воздействуют на излучение Солнца в корот-
коволновой области спектра, представляющей интерес для исследования ионо-
сферы. При этом потоки рентгеновских лучей меняются на несколько порядков
величины. Изменение потоков ультрафиолетовой радиации приводит к соответст-
вующей модуляции температуры нейтральной атмосферы, температуры ионов и
электронов.
4.3.3. Особенности структуры ионосферы
В соответствии с теорией простого слоя (4.3.5) скорость ионизации монотонно за-
висит от зенитного угла Солнца %, поэтому при равномерном распределении газов
атмосферы по сфере на заданной высоте должно наблюдаться достаточно простое
распределение электронной плотности по широтам и долготам с максимумом на
экваторе. Однако реальное распределение электронной плотности имеет ряд гло-
бальных структурных особенностей, определяемых перераспределением плазмы под
воздействием соответствующих электрических и магнитных полей.
Основной структурной особенностью ионосферы южных широт является эквато-
риальная аномалия. В приэкваториальной области днем по обе стороны от геомаг-
нитного экватора на геомагнитных широтах 10-20° образуются максимумы (или
гребни) ионизации. Это явление, известное как экваториальная аномалия или геомаг-
нитная аномалия (или аномалия Эпплтона), было обнаружено в середине 1940-х гг.
(Appleton, 1946; Liang, 1947). Механизм образования этой аномалии связан с так
называемым «фонтан-эффектом», который заключается в следующем. Вблизи гео-
магнитного экватора существующее геомагнитное поле (почти параллельное поверх-
ности Земли в этой области) и восточно-западная компонента электрического поля
вызывают дрейф заряженных частиц в поперечном обоим полям направлении. В ре-
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
761
Рис. 4.3.11. Схема образования гребней экваториальной аномалии
(«фонтан-эффект»)
зультате происходит вынос плазмы из района экватора, где ионизация максимальна,
в области более высоких широт, как показано схематично на рис. 4.3.11. Возникает
явление «фонтан-эффекта», т. е. плазма поднимается вверх в экваториальной области
и постепенно поворачивает по направлению на север в северном полушарии и на юг
в южном, что вызвано увеличением наклона геомагнитных силовых линий по обе
стороны от геомагнитного экватора (см., например, (Moffett, 1979)). Экваториальная
аномалия является важным фактором в прогнозировании параметров радиосвязи,
радионавигации, локации, существенным образом влияет на работу различных на-
земных технологических систем и т. д. Поэтому исследование динамики экватори-
альной аномалии, физических причин, определяющих ее формирование, развитие и
изменчивость, находится в ряду одной из актуальных и фундаментальных проблем
геофизики.
Область аномалии изучалась и продолжает активно исследоваться с помощью
методов внешнего радиозондирования ионосферы и наземных методов измерений:
наблюдением за сигналами со спутников и радиомаяков, вертикальным зондировани-
ем ионосферы на сети станций. Здесь мы приведем примеры структуры северного
гребня экваториальной аномалии (ЭА), полученные методом спутниковой радиото-
мографии (Куницын и Терещенко, 1991; Kunitsyn et al., 1994).
В 1994-1996 гг. был проведен радиотомографичсский (РТ) эксперимент в Юго-
Восточной Азии по низкоширотной трассе Шанхай-Манила в области северного
гребня ЭА. Шесть пунктов наблюдений регистрировали спутниковые радиосигналы
американской навигационной системы NNSS и были расположены вдоль меридиана
на 121° в. д.
Предлагаемые примеры структурных особенностей ЭА основаны на анализе
РТ-сечений ионосферы за осень 1994 г. (Andreeva et al., 2000) по данным РТ экспе-
римента в Юго-Восточной Азии на низкоширотной трассе Шанхай-Манила вдоль
меридиана на 121° в. д. в области северного гребня ЭА. Всего за этот период зареги-
стрировано около 850 пролетов спутников, пригодных для РТ-реконструкций, из них
около 550 в дневное время. Примерно в 60% случаев дневных реконструкций наблю-
далось типичное временное поведение ЭА: рост концентрации ЭА в районе полудня,
смещение максимума электронной плотности к северу и убывание плотности к ве-
762
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
черним часам. В остальных случаях наблюдалось нетипичное поведение ЭА, напри-
мер, концентрация иногда оставалась почти постоянной в течение 5-7 часов, убывала
с полудня или возрастала в вечерние часы («послезакатный» эффект), максимум
плотности иногда смещался к югу и т. д. Однако, несмотря на различное временное
поведение электронной плотности, наблюдался ряд структурных особенностей ЭА,
присущих подавляющему большинству РТ-сечений ионосферы. На рис. 4.3.12 приве-
дены типичные примеры двумерных сечений электронной плотности в изолиниях в
единицах 1012м-3. Сечения представлены в координатах: географическая широта и
высота от 90 км до 1 000 км, т. е. сечения включают Е и F области. Силовые линии
магнитного поля Земли нанесены на РТ-реконструкции штрихами. Реконструкции
соответствуют локальному времени около (14:20, 15:40 LT) в разные дни
03.09.1994 г. (а), 07.10.1994 г. (б).
На рисунках хорошо видны структурные особенности ЭА. Представляется важ-
ным перечисление связанных с физикой
ионосферы основных структурных осо-
бенностей ЭА (Andreeva et al., 2000; Yeh
et al., 2001; Franke et al., 2003):
• сформировавшееся ядро ЭА ориен-
тировано вдоль направления маг-
нитного поля Земли;
• существует значительная ассимет-
рия между экваториальным краем и
полярным краем ЭА;
Рис. 4.3.12. PT-сечения ионосферы (а, б)
и потоки плазмы (в) по трассе
Манила-Шанхай
• существуют характерные череду-
ющиеся области «расширение-су-
жение» толщины ионосферы в ши-
ротном диапазоне 10-31°;
• в области ядра ЭА происходит
«продавливание» и «опускание»
нижнего края ионосферного слоя,
т. е. проникновение потока плазмы
из F-области в нижние слои в рай-
оне широт -25-28°; в области за
ядром ЭА (-28-31°) образуется «пе-
ретяжка».
Метод спутниковой РТ позволяет не
только получать двумерные сечения элект-
ронной концентрации, но и определять
потоки плазмы, рассматривая последова-
тельные во времени сечения. На рис. 4.3.12в
дан пример определения потоков плазмы
(произведения плотности и скорости плаз-
мы), хорошо иллюстрирующий «фонтан-
эффект» (Kunitsyn et al., 2003).
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
763
Одними из самых интересных структур в ионосфере являются ионосферные про-
валы ионизации, которые могут принимать довольно разнообразные формы, их ши-
рина, наклон и глубина варьируются в широких пределах. Провалы представляют
собой области пониженной ионизации, вытянутые в широтном направлении, поэтому
в англоязычной литературе используется термин trough - желоб. Для провала, на-
блюдаемого в районе экваториальнее субавроральных широт, нередко используют
термин - главный ионосферный провал (ГИП) (Гальперин и др., 1990).
Рис. 4.3.13а иллюстрирует ГИП в районе 62-64-х широт 8 апреля 1990 г.,
00:43 LT. Провал имеет довольно типичную форму с сопоставимыми градиентами на
северной и южной стенках провала. Рис. 4.3.136 представляет пример провала с ло-
кальной неоднородностью внутри (21 марта 1991 г., 00:04 LT) и более крутой север-
ной стенкой. Появление локальных максимумов внутри провала - нередкое явление.
Как правило, градиенты ГИП на северной стенке провала больше, чем на южной
стенке, однако нередко наблюдаются и
обратные ситуации. РТ эксперименты
показали разнообразие форм и размеров
провалов электронной концентрации,
ширина которых варьируется от несколь-
ких десятков до сотен километров (Kuni-
tsyn and Tereshchenko, 2003). Для выяс-
нения основных закономерностей этого
явления необходимо проводить довольно
длинные серии томографических наблю-
дений. Причем РТ позволяет «увидеть»
тонкие детали и внутреннюю структуру
провала. С помощью ионозондов, напри-
мер, как правило, нельзя обнаружить уз-
кий провал или выявить внутреннюю
структуру провала, если ширина диа-
граммы направленности передатчика ио-
нозонда превышает ширину провала.
Ионосфера является средой со слож-
ной временной динамикой, в которой час-
то наблюдаются различные волновые и
квазиволновые процессы. В частности,
такие хорошо известные волновые струк-
туры, как перемещающиеся ионосферные
возмущения (ПИВ). На рис. 4.3.1 Зв при-
веден пример ПИВ с характерным углом
наклона около 45° на трассе Москва-
Архангельск 17 декабря 1993 г. (13:40 LT)
(Ораевский и др., 1995). Здесь глубина
модуляции ионосферы перемещающимся
возмущением около 25-30%.
Рис. 4.3.13. PT-сечения ионосферы
по трассам Москва-Мурманск (а, б)
и Москва-Архангельск (в)
764
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Представленные выше РТ-сечения ионосферы получены в спокойных гелиогео-
физических условиях. В периоды бурь наблюдаются, как правило, более сложные
структуры, формирующиеся при воздействии различных факторов. В периоды спо-
койных условий ионосфера имеет в основном гладкую квазиоднородную структуру.
Для представления такой регулярной ионосферы достаточно применения набора
стандартных профилей и данных небольшого числа ионозондов. Иная ситуация в
возмущенные периоды и периоды бурь, когда структура ионосферы весьма сложна и
ее восстановление требует РТ-методов.
Примеры сечений ионосферы во время сильных бурь приведены на рис. 4.3.14.
Сильная буря произошла на границе 3-4 ноября 1993 г. во время проведения со-
вместного российско-американского эксперимента по сопоставлению результатов
РТ с данными радара некогерентного рассеяния (Foster et al., 1994). На рис. 4.3.14а
представлено РТ-сечение ионосферы 04.11.1993 г. в 00:45 UT в изолиниях. Сечение
Рис. 4.3.14. РТ-сечения ионосферы по
трассам Бостон-Робервал (а)
и Москва-Мурманск (б, в)
представляет собой довольно сложную и
необычную структуру, где присутствуют
характерный провал в районе 44° (~56°А -
геомагнитной широты) и пятно повышен-
ной ионизации на высотах между 200 км
и 300 км около широты 47°. На левом
крае сечения ясно виден подъем F-облас-
ти ионосферы южнее широты 45°. В рабо-
те (Foster and Rich, 1998) показано, что
пятно повышенной ионизации обусловле-
но высыпанием низкоэнергетичных час-
тиц в секторе широт между 46° с. ш. и
51° с. ш. (~57°А и 62°А). Там же обсуж-
даются факты, подтверждающие проник-
новение восточной компоненты электри-
ческого поля 04.11.93 г. около 00:30 UT,
что привело к подъему F-области и ряду
ионосферных явлений на широтах южнее
от провала.
Представленные на рис. 4.3.146 и
рис. 4.3.14b РТ-сечения электронной кон-
центрации иллюстрируют сложную дина-
мику плазмы в период сильнейшей гео-
магнитной бури октября-ноября 2003 г.
(Панасюк и др., 2004). Здесь можно видеть
сложную структуру узкого провала в рай-
оне Шпицбергена, различные волновые
структуры (рис. 4.3.146). На рис. 4.3.14в
наблюдается сложная многоэкстремальная
структура с чрезвычайно высокой иониза-
цией, достигающей больших высот.
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
765
4.3.4. Возмущения электромагнитным излучением
По мере роста уровня солнечной активности в течение солнечного цикла поток
электромагнитного излучения растет. Несмотря на то, что интегральный поток (сол-
нечная постоянная) меняется слабо (0,1%), в коротковолновой части эти изменения
велики. Наиболее сильные изменения происходят в рентгеновском диапазоне сол-
нечного спектра. Предполагается, что рентгеновские лучи излучаются очень яркими
участками поверхности Солнца (флоккулами), при этом площадь поверхности Солн-
ца, занятая флоккулами, растет с ростом числа солнечных пятен. Иногда во флок-
кульной части появляется сильное извержение, называемое солнечной вспышкой.
Наблюдения показывают, что при этом происходят возмущения в ионосфере. Изме-
рения со спутников зафиксировали рост излучения в коротковолновой части во время
вспышки. На рис. 4.3.15 изображен солнечный спектр в области 0,63-2,0 нм во время
вспышки 22 марта 1967 г. (1) и за день до вспышки (2). На рисунке видно, что увели-
чение интенсивности (в данном случае скорости счета детектора) различно для раз-
ных эмиссионных линий.
Ионосферные возмущения, вызываемые импульсами электромагнитного излуче-
ния, наблюдаются как аномалии в распространении радиосигналов. Для их описания
используются следующие термины. Возмущения, которые носят импульсный, нере-
гулярный характер, известны под общим названием «внезапные ионосферные воз-
мущения» (SID - Sudden Ionospheric Disturbances). Различают частные случаи SID,
отражающие различные аспекты распространения радиоволн.
1. Коротковолновое затухание (SWF). На частотах выше 500 кГц эффект появ-
ляется как поглощение или замирание сигнала. Сильные вспышки могут вызвать
полное поглощение («блэк-аут») и прекращение всей дальней коротковолновой
радиосвязи. Внезапное затухание коротких волн обозначается SSWF.
2. Внезапное усиление атмосфериков (SEA). Это низкочастотное явление
(10-500 кГц). Рост ионизации ведет к усилению отражательной способности области
Импульс/0,64 с
600
400
200
3 - Fe XX11 (1 s22s22p - 1 s22s24ci)
4 - Fe XXI (\s22s22p2 - \s22s22p4ci)
5-Fe XXV (1525- \s3p)
6-FeXXV(152o- 153c/)
7-Fe XXIV (15*25- \s23p)
8-FeXXlV(1522p- \s23d)
9-Fe XXIV(1522p- 15235)
10 - Fe XX111 (1 s22s2p - 1 s22s3d)
11 - Fe XXII (\s22s22p-\s22s23d)
12 - Fe XXI (1522?2p2 - \s22s22p3d)
13 - Fe XX (1522522/? - \s22s22p23d)
14-Fe XIX (бленда)
15-NiXIX
16 - Fe XVIII (1?2522/ - \s22s22pA3d)
17-Fe XVII (1522522p6 - 1522522p53c/)
18 - Fe XVIII (1522522p5 - \s22s22p*3s)
19 - Fe XVlI(1522522p6 - 1522522p535)
0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,8 X, нм
Рис. 4.3.15. Сравнение солнечного спектра в рентгеновской области во время вспышки
на Солнце 22 марта 1967 г. (1) и в предыдущий день (2)
766
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
D для низких частот, поэтому интенсивность естественного радиоизлучения (атмо-
сфериков) возрастает.
3. Внезапное поглощение космического радиошума (SCNA). Сигналы высокой
частоты внеземного происхождения (космический радиошум) ослабляются под дей-
ствием вспышки (в основном за счет поглощения в области D). Этот эффект наблю-
дался систематически мировой сетью станций, оснащенных риометрами (измерите-
лями относительной непрозрачности - Relative Ionospheric Opacity Meters).
4. Внезапная фазовая аномалия (SPA). В дополнение к изменениям амплитуды
наблюдается изменение фазы низкочастотных радиоволн. Причина SPA аналогична
причине SEA, она заключается в понижении уровня отражения сигналов низкой час-
тоты за счет роста электронной концентрации в области D. Понижение уровня отра-
жения изменяет длину пути волны при распространении и, следовательно, фазу при-
нимаемого сигнала.
5. Внезапные девиации частоты (SFD). Этот эффект наблюдается на высоких час-
тотах («20 МГц). Рост ионизации в областях Е и F приводит к изменению коэффици-
ента преломления радиоволн, через них распространяющихся и преломляющихся.
Изменения коэффициента преломления меняют фазовый путь, а это, в свою очередь,
ведет к изменению частоты, которое пропорционально скорости изменения иониза-
ции. Следовательно, чем более импульсный характер носит эффект в ионосфере, тем
ярче выражено явление SFD.
4.3.5. Возмущения корпускулярными потоками
Бомбардировка верхней атмосферы высоких широт заряженными частицами вы-
зывает сильные ионосферные возмущения, известные как явления в полярной шапке
и полярные сияния (Жеребцов и др., 1988). При этом быстрые заряженные частицы
могут возбуждать атомы или молекулы, отдавая при столкновении часть своей энер-
гии и возбуждая атом или молекулу до более высокого энергетического уровня или
вызывая диссоциацию, ионизацию и возбуждение. При этом может происходить об-
мен зарядом:
X + е -» X* + е
Х2 + е-»Х + Х* + е
Х2 + е -» Х2+* + 2е
Х2 + е-» X + Х2+* + 2е
X + Y+-»X+ + Y*
Рекомбинация тепловых ионов и электронов и ионов может вызывать диссоциа-
цию, сообщая продуктам диссоциации кинетическую энергию, или идти на возбуж-
дение одного или нескольких продуктов реакций:
Х+ + е -» X*
Х2+ + е -» X* + X**
Х2+ + y2- -» Х2* + Y2*
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
767
Столкновения, сопровождающиеся передачей энергии, важны для частиц, кото-
рые были возбуждены до метастабильных состояний, так как в верхней атмосфере
время между столкновениями обычно намного меньше радиационного времени жиз-
ни. Поскольку радиационные времена жизни для метастабильных состояний велики,
излучение с метастабильных состояний трудно обнаружить и изучить в лаборатории.
В связи с этим, верхняя атмосфера обычно является единственным местом, где мета-
стабильные состояния могут быть исследованы экспериментально.
В случае корпускулярных потоков энергия передается атмосфере в результате
взаимодействия частиц с атмосферными составляющими. Этот процесс практи-
чески не зависит от малых составляющих, поэтому атмосферу можно рассматри-
вать как однокомпонентный газ, свойства которого меняются с высотой согласно
уравнению гидростатического равновесия. Скорость ионизации заряженными час-
тицами на высоте h равна:
?(z) = p(z)
dx )W dE
где W - средняя энергия, необходимая для образования одной ионной пары
(1У~ 35 эВ); dlldE - дифференциальный поток частиц, [см”2-с"1-эВ"1-ср"1]; p(z) - мас-
совая плотность на высоте z; dE/dx - энергетические потери частицы (тормозящая
сила), [см2-эВ-г-1].
В полярных областях (магнитные широты > 75°) магнитные силовые линии от-
крыты, и космические частицы могут легко проникать в атмосферу. Глубина проник-
новения при этом зависит от массы и энергии частиц. На рис. 4.3.16 показана при-
мерная глубина проникновения частиц разных типов как функция их энергии (2 -
электроны, 3 - протоны, 4 - ос-частицы). На этом же рисунке приведена также высота
проникновения тормозного рентгеновского излучения (кривая 1), обусловленного
прохождением через атмосферу частиц высоких энергий. В авроральной области
(70° < А < 75°) низкоэнергичные частицы (в основном электроны с энергией
1-10 кэВ) проникают в атмосферу из магнитосферного плазменного слоя. Эти части-
цы вызывают оптические явления, извест-
ные как полярные сияния, но они не прони-
кают ниже 100 км.
В авроральной зоне (А < 75°) частицы
могут ускоряться в радиационных поясах,
достигая энергии в несколько МэВ, и за
счет этого проникать в верхнюю стратосфе-
ру. В высоких широтах также наблюдается
ионизация, вызываемая электронами, высы-
пающимися из радиационных поясов. Часто
наблюдаются потоки электронов с энергия-
ми более 100 кэВ (их высыпания связывают
с геомагнитными бурями в субавроральном
радиационном поясе). Вызванные ими явле-
ния в ионосфере обычно называют высыпа-
нием релятивистских электронов. Оценка
Рис. 4.3.16. Примерная глубина
проникновения частиц различных типов
как функция их энергии Е
768
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Рис. 4.3.17. Скорость ионизации
электронами для различных значений
энергий (Уиттен и Поппов, 1977)
связанной с такими высыпаниями скорости
ионизации (после усреднения за год) при-
ведена на рис. 4.3.17.
На этом же рисунке показан эффект
тормозного излучения (рентген). Следует
отметить, что механизм ионообразования
особенно важен в авроральной зоне, однако
эта зона занимает лишь около 7% поверх-
ности земного шара. Во время мощных
солнечных вспышек на Солнце ускоряются
частицы высоких энергий (в основном про-
тоны с энергиями 10-300 МэВ). Эти час-
тицы вызывают сильную ионизацию в об-
ласти D ионосферы в высоких широтах
(полярная шапка). Это явление может про-
должаться несколько дней, сопровождаясь
сильным поглощением радиоволн в поляр-
ной шапке (ППШ) (Жеребцов и др., 1988). Скорость ионизации при этом может воз-
растать от обычного значения 10 см"3-с-1 до 104 или даже 105 см"3-с-1. На рис. 4.3.18
представлены высотные профили скорости ионообразования, связанной с некоторы-
ми явлениями ППШ (Solomon et al., 1983). При этом в высокоширотной области
электронная концентрация, как показывают результаты модельных расчетов, возрас-
тает на несколько порядков величины (Krivolutsky et al., 2001). В области D происхо-
дит взаимодействие между ионными и нейтральными компонентами, которое приво-
дит к дополнительному образованию окислов азота и водорода (на каждую пару ио-
Рис. 4.3.18. Скорость ионизации
космическими лучами в период
максимума (1) и минимума (2) солнечной
активности и солнечными протонами
в июле 1982 г. (3), июле 1959 г. (4),
августе 1972 г. (5)
нов, образованных при торможении заря-
женных частиц, образуется приблизитель-
но одна молекула NO и две молекулы ОН),
которые разрушают озон в каталитических
реакциях. Разрушение озона ведет к изме-
нению широтных температурных контрас-
тов и, как следствие, к изменению режима
циркуляции (Krivolutsky et al., 2006). В гл. 4.1
об этом сказано более подробно.
В отсутствии вспышек на Солнце ос-
новной источник ионизации в нижней
мезосфере, стратосфере и тропосфере -
галактические космические лучи (ГКЛ),
состоящие из протонов (83%) и а-частиц
(12%). По мере приближения к Земле ГКЛ
приобретают тенденцию двигаться вдоль
магнитных силовых линий и проникать в
атмосферу в районе магнитных полюсов.
Это является основной причиной наблю-
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
769
Рис. 4.3.19. Скорость ионизации
космическими лучами в период
минимума (1) и максимума (2)
солнечной активности
даемого меридионального градиента потока
космических лучей. В периоды высокой
солнечной активности интенсивность попа-
дающих в атмосферу космических лучей
уменьшается вследствие воздействия сол-
нечного ветра. Обратная картина наблюда-
ется в периоды минимумов солнечной ак-
тивности. На рис. 4.3.19 представлены про-
фили скорости ионизации космическими
лучами в нижней стратосфере и тропосфере
(Brasser and Nicolet, 1973).
Таким образом, ионизация атмосферы
выше 90 км в основном обусловлена сол-
нечным ультрафиолетовым излучением, а
также рентгеновским излучением. На вы-
сотах 60-90 км ионизация происходит за
счет воздействия излучения в линии Лай-
ман-ос на окись азота, тогда как фотоиони-
зация и ионизация жестким рентгеновским излучением играют второстепенную
роль. Ниже 60 км доминирующая роль принадлежит космическим лучам. На
рис. 4.3.20 приводятся для сравнения интенсивности каждого из перечисленных
источников в зависимости от высоты в невозмущенных условиях.
Как было сказано выше, внезапное возмущение на Солнце может существенно
изменять скорость ионизации и морфологию ионосферы. В табл. 4.3.6 представлены
оценки величин энергии, проникающей в среднюю атмосферу (10-100 км) в спокой-
ных и возмущенных условиях (Rosenberg and Lanzerotti, 1979).
Рис. 4.3.20. Скорость ионизации атмосферы за счет различных источников днем (а)
и ночью (б): 1 - Лайман-р, УФ и мягкий рентген; 2 - излучение с X = 0,2-0,8 нм;
3 - УФ-излучение, ионизирующее О2 ('Ag); 4 - Лайман-а; 5 - космические лучи;
6 - рентгеновское излучение источника SCO RX-1; 7 - высокоэнергичные частицы
770
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Таблица 4.3.6
Источники ионизации в средней атмосфере
Источники Особенности Поток, эрг-см 2-с 1
ПОСТОЯННЫЕ
Галактические космические лучи 1О3-1О2
Космическое рентгеновское излучение 0,1-1 нм 41 О’’
Солнечное рентгеновское излучение: X < 1 нм 103-10‘
слабая активность X = 1-10 нм 1(Г'-1
Солнечная линия Лайман-а прямое излучение 6
излучение, рассеянное на геокороне б-Ю-’-бЮ'2
Магнитосферные электроны авроральная зона КГ1-!
СПОРАДИЧЕСКИЕ средние широты КГ4-КГ3
Солнечные протоны (ППШ) КГ3-1“
Солнечное рентгеновское излучение: X < 1 нм <3
солнечные вспышки X = 1-10 нм <35
Космическое рентгеновское излучение: источник SCO Х-1 Х= 1-10 нм 410“’
Магнитосферные электроны авроральная зона 1-1СГ3
средние широты КГ3-1(Г2
° 2 августа 1972 г. поток составил 50 эрг-см 2-с
4.3.6. Метеорологические эффекты в ионосфере
По мере накопления данных об ионо-
сфере для описания ее изменчивости воз-
никла необходимость в привлечении метео-
рологических характеристик (температура,
циркуляция), в том числе и нижней атмо-
сферы. Связь между нижней атмосферой и
ионосферой при этом могут осуществлять
планетарные приливы и гравитационные
волны (подробнее о волновых атмосферных
движениях в гл. 4.1). Диссипация этих волн
на высотах ионосферы как является допол-
нительным источником энергии, приводя-
щим к нагреванию, так и приводит к турбу-
лизации среды, меняющей потоки тепла и
импульса. Таким образом, нестационар-
Рис. 4.3.21. Зависимость среднего
поглощения от сезона (Данилов и др., 1987)
ГЛАВА 43
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
771
Рис. 4.3.22. Сопоставление концентрации
электронов в области D на различных высотах
(сплошные линии, цифрами обозначены высота,
[км]) и высоты стратопаузы (пунктирная линия)
по ракетным данным (Данилов и др., 1987)
ность характеристик ионосферы (в первую очередь, ее нижней области - D) в значи-
тельной степени может быть связана с синоптическими процессами в тропосфере,
что позволяет говорить о «метеорологическом контроле» ионосферы (Данилов и др.,
1987). Этот контроль содержит и влияние сезонного хода параметров атмосферы на
процессы в ионосфере.
На рис. 4.3.21 представлена зависимость среднего поглощения радиоволн (для
частоты 2614 кГц и зенитного угла Солнца -78,5°) от сезона. На приведенном ри-
сунке достаточно отчетливо представлена зимняя аномалия поглощения, которая
имеет место во всех широтных зонах, кроме экваториальной и субэкваториальной.
Наиболее отчетливо зимняя аномалия выражена в средних широтах.
На рис. 4.3.22 представлены резуль-
таты сопоставления электронной кон-
центрации в области D на различ-
ных высотах и высоты стратопаузы по
данным ракетных измерений в низких
широтах. Из приведенного рисунка
следует, что наблюдается подобие вре-
менного хода обоих рядов, причем
наибольшая временная корреляция
имеет место на высотах 60 и 65 км; с
ростом высоты эта корреляция ослабе-
вает, а на высотах 80-85 км совсем не
проявляется.
На рис. 4.3.23 представлены кри-
вые, отражающие синхронные изме-
нения приземного давления и откло-
нения текущих значений критических
частот слоя F2 от медианных значений
в период с января по апрель 1949 г.
(Англия).
Следует отметить, что сопоставле-
ние данных об ионосфере и нижней
атмосфере носит пока довольно раз-
розненный характер, а интерпретация
результатов представляет достаточно
сложную задачу в силу сильной нели-
нейности процессов. Продвижению в
этом направлении будет способство-
вать не только накопление синхронных
данных об ионосфере и нейтральной
атмосфере, но и развитие численных
моделей, учитывающих взаимодейст-
вие нейтральной атмосферы с ионо-
сферной плазмой.
Месяцы
Рис. 4.3.23. Среднемесячные максимальные
значения критических частот слоя F2 для
Москвы (1) и Томска (2) и среднемесячные
значения приземного давления
772
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.3.7. Искусственные воздействия на ионосферу
Существуют различные типы искусственных воздействий на ионосферу. При
запусках больших ракет возникают мощные долгоживущие (4-8 часов) облака мел-
кодисперсных частиц, простирающиеся на расстояния до 1 000 км от траектории
ракеты в средней и верхней атмосфере. Ионосфера и магнитосфера находятся под
воздействием акустико-гравитационных волн, генерируемых большими взрывами,
запусками спутников и полетами сверхзвуковых самолетов, а также электромаг-
нитных волн различных диапазонов. Над промышленными районами может наблю-
даться излучение гармоник линий электропередач в КНЧ-диапазоне. В ОНЧ и
ВЧ-диапазонах нагревают ионосферу и меняют ее естественные параметры мощные
передатчики, используемые для связи и радионавигации. При этом наблюдаются
явления взаимодействия «волна-частица», высыпания электронов из радиационных
Л, км
60 64 68 72 ср, град,
а
Рис. 4.3.24. PT-сечения ионосферы
по трассам Москва-Мурманск (а)
и в районе Тромсе (б, в)
поясов, параметрическая связь электро-
магнитных свистовых волн, триггерное
излучение, частотный сдвиг и уширение
спектра свистов. При некоторых из пере-
численных воздействий ионосфера за-
грязняется выбросами газов.
Приведем пример PT-сечения, иллюст-
рирующего возмущения ионосферы, по-
рождаемые искусственным источником.
На рис. 4.3.24а видны квазиволновые
структуры, возникшие вследствие старта
ракеты с космодрома Плесецк через
20 мин. Плесецк расположен в стороне от
плоскости пролета спутника примерно на
200 км на широте 63°. Структура этих
возмущений достаточно сложна, на пред-
ставленных РТ-сечениях можно видеть
двухмасштабную структуру возмущений,
где наряду с крупными масштабами
-(200-400 км) присутствуют возмущения
с более мелкими масштабами -(50-70 км).
Наклон «фронта» этих квазиволновых
структур также меняется. Описание вол-
новых возмущений, порождаемых стартом
мощного носителя, дано в работе (Ahma-
dov and Kunitsyn, 2004), где показано, что
старт ракеты приводит к генерации аку-
сто-гравитационных волн и соответст-
вующим возмущениям электронной плот-
ности.
Особый интерес представляют экспе-
рименты по искусственной модификации
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
773
ионосферы мощными источниками радиоволн (или по нагреву ионосферной плазмы),
которые были начаты достаточно давно. Теоретические работы (Гинзбург и Гуревич,
1960; Farley, 1963; Гуревич и Шварцбург, 1973) послужили основой для формирова-
ния экспериментальных программ, развернутых на установках в Колорадо (США),
Аресибо (Пуэрто Рико), Нижнем Новгороде, Кольском полуострове, Тромсе (Норве-
гия) и Аляске (США). Одним из физических эффектов нелинейного воздействия
KB-излучения на ионосферу является генерация неоднородностей плотности, про-
явление которых можно увидеть на ионограммах в виде искусственного спора-
дического образования в ^-области ионосферы, в сцинтилляциях радиосигналов от
радиозвезд или искусственных спутников Земли, в отраженных от модифицирован-
ной области радиосигналов, в частности в спектре некогерентного рассеяния. Обзор
экспериментальных результатов и эффектов, связанных с «разогревом» ионосферы,
представлен в (Stubbe, 1996) и в ряде других работ (Козлов и Романовский, 1993).
В частности, изучению крупномасштабных образований применительно к установке
в Тромсе посвящена работа (Basu et al., 1987), а сцинтилляциям - (Costa et al., 1997).
Наблюдения показывают появление в ионосфере неоднородностей электронной
плотности в F области с размерами от десятков метров до нескольких десятков кило-
метров (Tereshchenko et al., 1998).
Радиотомографический метод в работе (Tereshchenko et al., 2004) был использован
для исследования ионосферных неоднородностей, возникающих под действием
мощного коротковолнового излучения стенда Сура. Три радиотомографических при-
емника, расположенные вдоль проекции на Землю орбиты ИСЗ, проходящей через
греющую установку, позволили выполнить восстановление двумерного распреде-
ления электронной плотности. Эффект воздействия наблюдался даже на высотах,
превышающих положение максимума F-слоя ионосферы, а волнообразные возмуще-
ния плазмы заметны в более широкой области, чем освещаемая главным лепестком
антенны. В соответствии с теорией, представленной в (Gurevich, 1978; Perkins and
Valeo, 1974; Gurevich et al., 2002), важным механизмом генерации крупномасштаб-
ных структур является самофокусировочная неустойчивость, которая представляет
собой результат фокусировки и дефокусировки разогревающей волны на малых не-
однородностях электронной плотности, производимых волной. В возникновении
этой неустойчивости существенную роль играет направление магнитного поля. Мак-
симумы различных проявлений воздействия на ионосферу наблюдались в направле-
ниях, близких к направлению силовой линии, т. е. наблюдался так называемый эф-
фект магнитного зенита (Tereshchenko et al., 2004).
Серия последовательных томографических реконструкций двумерных сечений
электронной плотности была получена в эксперименте по модификации ионосферы
мощным КВ излучением установки EISCAT 9 ноября 1997 г. Разогрев ионосферы
осуществлялся нагревной установкой EISCAT, расположенной в Тромсе, Норвегия
(69,59° с. ш., 19,22° в. д.). Нагрсвная установка работала в режиме CW. Мощность
излучения составляла до 1,2 МВт, рабочая частота была в основном 4,04 МГц. Излу-
чение KB-сигнала нагревной установкой производилось вертикально вверх во время
выбранных пролетов спутников с высокими углами места. Длительность сеансов на-
грева составляла 15 минут. Томографическая цепочка состояла из пяти приемных
г
774 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ РАЗДЕЛ 4
пунктов и была ориентирована приблизительно вдоль геомагнитного меридиана
близко к направлению нисходящих спутниковых пролетов. Три пункта регистрации -
Karvika (69,87° с. ш., 18,93° в. д.), Tromse (69,59° с. ш., 19,22° в. д.) и Nordkjosbotn
(69,22° с. ш., 19,54° в. д.) - были расположены в северной Норвегии на небольших
(около 50 км) расстояниях друг от друга. Результаты измерений в этих пунктах были
использованы для томографической реконструкции крупномасштабной структуры
электронной плотности ионосферы вблизи области разогрева, а также для исследова-
ния параметров мелкомасштабных неоднородностей. Еще два пункта томографиче-
ской цепочки были установлены в Швеции (Kiruna, 67,8° с. ш., 20,4° в. д.) и Финлян-
дии (Oulu, 65,0° с. ш., 25,49° в. д.). Эти приемные пункты удалены друг от друга и от
норвежской группы станций на значительные расстояния. Томографические измере-
ния на такой протяженной цепочке станций позволили исследовать крупномасштаб-
ную структуру ионосферы в большом пространственном диапазоне (Kunitsyn and
Tereshchenko, 2003).
На рис. 4.3.246 показан пример сечения ионосферы, восстановленного РТ мето-
дом для периода 20:26-20:44 UT между сеансами разогрева. Реконструкция показы-
вает, что ионосфера в этот интервал времени возвратилась к исходному невозмущен-
ному состоянию.
На рис. 4.3.24в приведена томографическая реконструкция электронной плотно-
сти при спутниковом пролете в 22:23-22:40 UT во время сеанса разогрева
22:18-22:33 UT. Структура ионосферы в этот период заметно отличается от невоз-
мущенной. Горизонтальный F слой виден на юге области с максимальными значе-
ниями концентрации 2-10й м-3. На севере области значения концентрации понижа-
ются до 1,6-1011 м-3. В пределах конуса максимального нагрева наблюдается отчетли-
вый наклон F-слоя и структуры, вытянутые в направлении, близком к направлению
магнитного поля. Критическая частота ионосферы в этот период была близка к час-
тоте нагревной волны, поэтому наблюдавшиеся структуры можно с большой опреде-
ленностью считать проявлениями эффекта разогрева.
4.3.8. Распространение радиоволн
Изучение ионосферы, как уже говорилось, проводилось главным образом путем
определения характеристик радиоволн, распространяющихся в этой среде. В данном
разделе мы кратко сформулируем основные физические принципы, которые легли в
основу методов получения информации о свойствах ионосферы.
Условия распространения электромагнитной волны в ионосфере определяются
уравнениями Максвелла. Эти уравнения описывают напряженности электрического
(Е) и магнитного (Н) полей, а также электрическое смещение D и индукцию В как
функции электрического заряда (Дэвис, 1973):
VD = p,
dt
D = e0E + P,
VB = 0,
VxH = J + —,
dt
В = Ц0Н,
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
775
где Р - вектор поляризации среды; р - плотность заряда; £ - электрическая постоян-
ная; Цо - магнитная постоянная. Уравнение движения электронов в электрическом и
магнитном полях имеет вид:
те = —е (Е + V х В) - тс ve„ V,
где тС9 V и е - масса, скорость и электрический заряд электрона соответственно, ve„ -
частота столкновений электронов с нейтралами. Если предположить, что вектор Е
представляет собой плоскую поперечную волну с амплитудой £0, частотой со и вол-
новым числом к = 2яХ (X - длина волны в среде), то коэффициент преломления в ио-
низированной среде описывается формулой Эпплтона:
1 -iZ - YT12(1 - X -iZ)± [Уг4 /4(1 - X -iZ)2 + Y2]l/2 ’
где X= n^e1 / гйтек>2, YL = eBJnifM и YT = еВт! тс(д описывают влияние продольной (Z.)
и поперечной (Т) компонент магнитного поля Земли, a Z = ve„/co - безразмерный па-
раметр, учитывающий влияние соударений электронов с нейтралами. Формула Эппл-
тона показывает, что коэффициент преломления представляет собой комплексную
величину, когда нельзя пренебречь частотой соударений по сравнению с частотой
волны. Действительная часть коэффициента преломления описывает преломляющие
и рассеивающие свойства среды, а мнимая - поглощающие свойства. Из формулы
Эпплтона следует также, что если YL или YT не равны нулю, то это соответствует
двум значениям п2. Это означает, что постоянное магнитное поле создает анизотро-
пию среды. При этом для каждой частоты существуют две распространяющиеся мо-
ды (обыкновенная и необыкновенная компоненты волны).
Если пренебречь столкновениями и влиянием магнитного поля (скалярное при-
ближение), то формула Эпплтона примет простой вид:
и1 = 1 - nQe2 / г^т^2.
В области D пренебрегать соударениями нельзя. При этом можно показать, что
радиоволна будет распространяться через ионизированную среду с малым преломле-
нием, постепенно затухая. Изучение амплитуды радиоволн в диапазоне 1-10 МГц,
отраженных от областей EwF, позволяет измерять поглощение в области D, что дает
полезную информацию об изменениях электронной концентрации.
4.3.9. Модели ионосферы
Ввиду сложности и многообразия процессов, происходящих в ионосфере, сущест-
вуют разные подходы к задаче моделирования ионосферных параметров. В соответ-
ствии с этим все модели ионосферы по современным представлениям можно разде-
лить на несколько типов:
• эмпирические модели, основанные на статистическом анализе результатов из-
мерений в различных точках земного шара;
• физические (или математические) модели, основанные на решении систем
уравнений, описывающих динамику верхней атмосферы, включая самосо-
гласованное взаимодействие с другими областями системы «Солнце-Земля»;
776
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
• аналитические модели, основанные на соответствующих разложениях по орто-
гональным функциям;
• адаптивные модели, управляемые в реальном времени по текущим данным ио-
носферных измерений.
Эмпирические, или как их еще называют, статистические модели основаны на
обобщении данных измерений. При этом данные, полученные за большой проме-
жуток времени, обрабатываются, и затем для них подбирается некоторая простая
аналитическая формула. Благодаря такому подходу эмпирические модели всегда
описывают некоторые средние состояния, поэтому их нельзя использовать для опи-
сания ионосферных возмущений. Тем не менее в последнее время такие модели по-
лучили широкое распространение (Bilitza, 2001). В частности, можно назвать IRI
(International Reference Ionosphere). Наиболее полной и удовлетворительной из них,
безусловно, является IRI, поскольку она создается большим международным коллек-
тивом и объединяет опыт других подобных моделей.
Физические модели, основанные на реальных физических законах, предназна-
чаются собственно для изучения и понимания самих реальных процессов, происхо-
дящих в ионосфере, однако для предсказания текущего состояния ионосферы они
не получили широкого распространения по причине сложности производимых вы-
числений и (как правило) отсутствия необходимого количества исходных данных.
В настоящее время разработаны химические 6-ионная модель Mitre-Rowe и 35-ион-
ная модель SIC, а также глобальная модель ионосферы (Global Ionosphere Model),
ионосферно-термосферная модель (lonosphere-Termosphere Model), ионосферно-
термосферно-мезосферная модель (lonosphere-Termosphere-Mesosphere Model), ио-
носферно-термосферно-плазмосферная модель (lonosphere-Termosphere-Plasmo-
sphere Model), модель полярных ветров ионосферы (Ionosphere-Polar Wind Model).
Поскольку сложность теоретических физических моделей не позволяет использо-
вать их достаточно широко, был разработан ряд упрощенных моделей, которые
получили название «аналитических». В них на основании результатов, полученных
из физических моделей, подбирается относительно простая, легко вычисляемая
аналитическая формула, которая и используется в дальнейшем. Модели этого типа
разработаны для областей низких, средних и высоких широт. Модель FAIM (Fully
Analytic Ionospheric Model) описывает средние и низкие широты, PIM (Global
Parametrized Ionospheric Model) представляет собой дальнейшее развитие модели
FAIM для высоких широт.
Здесь следует отметить имеющую международное признание отечественную
модель верхней атмосферы (Upper Atmosphere Model), которая является глобальной
самосогласованной термосферно-ионосферно-плазмосферной моделью, рассчиты-
вающей также и распределение электрических полей (Namgaladze et al., 1988;
Namgaladze et al., 1998), (http://vestnik.mstu.edu.ru/).
В последнее время также начинают развиваться адаптивные модели (Кринберг
и др., 1986). Одной из адаптивных моделей является PRISM. Она основывается на
модели PIM, по которой строится теоретическое распределение электронной плот-
ности. Затем это распределение корректируется в соответствии с текущими данными
измерений.
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
777
В целом следует отметить, что из существующих в настоящее время моделей наи-
более разработанной, опробованной и пригодной к использованию является модель
IRL Она разрабатывается уже более двух десятилетий и ежегодно обновляется спе-
циальными рабочими группами (IRI Workshops). Эта модель использует данные все-
мирной сети ионозондов, спутниковых ионозондов и прямых спутниковых измере-
ний. IRI позволяет рассчитать электронную плотность, электронную и ионную тем-
пературу и ионный состав на высотах от 50 до 2 000 км. Результаты моделирования
хорошо согласуются с данными наблюдений на средних широтах и несколько хуже -
на высоких и низких широтах. Модель хорошо предсказывает электронную концен-
трацию и несколько хуже - температуры и ионный состав. Модель IRI доступна
через Internet в on-line режиме на сайте NSSDC: http://nssdc.gsfc.nasa.gov/spa-
ce/model/models/iri.html. Программа позволяет получить различные профили, а имен-
но: по координатам - высоте, широте, долготе, по времени - году, месяцу, дню года,
дню месяца, часу дня. Также можно получить доступ к версиям моделей IRI-90 и
IRI-95: ftp://nssdcftp.gsfc.nasa.gov/models/ionospheric/iri/. IRI-90 реализована на языке
Fortran, IRI-95 - на языках Fortran и С.
Отметим, что неоднократно проводились сравнения модели IRI и других моделей
с результатами различных экспериментальных измерений. Представленные сравне-
ния показывают, что модель IRI описывает только усредненную и сглаженную ионо-
сферу, причем с невысокой точностью по концентрации. Модельные значения элек-
тронной концентрации нередко различаются по сравнению с экспериментальными
данными в несколько раз. Известные структурные особенности ионосферы (провалы
ионизации, экваториальная аномалия, авроральные структуры и т. д.) моделью не
описываются, поэтому для предсказания текущего состояния ионосферы модель ма-
лопригодна. Точности описания текущего состояния ионосферы для других подоб-
ных моделей, как правило, ниже.
Аналитическая модель FAIM является дальнейшим развитием более ранней мо-
дели SLIM {Semi-Empirical Low-Latitude Ionospheric Model). Последняя позволяет
рассчитывать профили электронной и ионной плотностей от высоты 180 км до
1 000 км на широтах от 24° ю. ш. до 24° с. ш. через каждые 4°, решая для этого урав-
нение непрерывности для ионов 0+. Получаемый профиль нормализуется по отно-
шению к максимуму слоя Fl и представляется в виде модифицированной функции
Чепмена с помощью шести коэффициентов. Вычисления производятся для равноден-
ствий, зимнего и летнего солнцестояний и максимума и минимума солнечной актив-
ности. Выходные данные модели SLIM преобразуются и в итоге получается модель
FAIM, описывающая низкие и средние широты. Недавно была разработана анало-
гичная модель для высоких широт PIM - общая модель ионосферы, объединяющая
FAIM и расширение на высокие широты.
Следует заметить, что развитие математических моделей идет по пути усложне-
ния физической стороны (более детального описания протекающих процессов и уче-
та внешних факторов) и применения более совершенных численных алгоритмов и
мощных вычислительных средств, позволяющих реализовать различные сценарии в
более адекватной наблюдениям постановке. В то же время пока еще существует не-
определенность при сравнении наблюдений с результатами, полученными даже по
наиболее совершенным математическим моделям.
778
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Таким образом, согласно существующим представлениям ионосферу принято
разделять на несколько областей (слоев), связанных с соответствующими максиму-
мами электронной концентрации:. D, Е, F1 и F2. Они различаются спецификой про-
цессов ионизации, возбуждения, диссоциации, рекомбинации, переноса в атмосфер-
ных газах. Часто (а ночью почти всегда) слой F1 отсутствует, в таком случае слой F2
называют просто слоем F. Основной источник электронов в слое F - процесс иониза-
ции О и N2 солнечным излучением с длиной волны от 14 до 80 нм. Это основной
максимум электронной концентрации в ионосфере. Он располагается на высоте при-
мерно 250-300 км (максимум слоя F1 - 160-180 км). Слой Е (90-130 км) ионизиру-
ется излучением с X < 14 нм и от 80 до 102,7 нм (102,7 нм - порог ионизации для О2).
Излучение с длиной волны более 102,7 нм не может ионизировать основные газы и
не играет большой роли в ионообразовании, за одним исключением. Интенсивная
линия Lee с длиной волны 121,6 нм, вследствие слабого поглощения верхними слоя-
ми, глубоко проникает в атмосферу и играет определенную роль в образовании слоя
D (ниже 90 км.). Другими источниками излучения для слоя D являются коротковол-
новое излучение с X < 1 нм, ионизирующее оксид азота, а также излучение с X от
102,7 до 111,8 нм, ионизирующее возбужденные молекулы кислорода, находящиеся в
метастабильном состоянии О2 ^Ag).
Согласно теории простого (чепменовского) слоя, регулярная невозмущенная ио-
носфера описывается при постоянном внешнем источнике излучения сравнительно
простыми и подобными функциями. Однако наличие возмущений основных внешних
факторов (солнечного излучения, солнечного ветра, космических лучей) приводит к
сложным нестационарным процессам в ионосфере. Кроме того, взаимодействие
плазмы с магнитным и электрическим полем Земли и межпланетным магнитным по-
лем порождает в ионосфере ряд специфических структур (провалы ионизации, эква-
ториальная аномалия, авроральные структуры и пр.), динамика которых определяется
комплексом взаимодействий с указанными полями и внешним излучением.
Для точного описания динамики плазмы в приэкваториальной зоне требуется
детальная информация о пространственно-временном распределении электрическо-
го поля Земли вплоть до больших высот. Высокоширотные провалы ионизации
обусловлены ионосферно-магнитосферным взаимодействием. Таким образом, для
количественного описания состояния ионосферы и распределения электронной
концентрации требуется детальная количественная информация о внешних фак-
торах: солнечного излучения, солнечного ветра, космических лучей, магнитного и
электрического полей в околоземном пространстве. Отметим, что получение такой
информации имеет принципиальные ограничения как по точности регистрации дан-
ных, так и по областям измерений.
Представленное выше краткое изложение состояния наших знаний об одной из
наиболее трудных для изучения областей околоземного пространства - ионосферы
Земли - показывает, что чувствительность ионосферы как к внешнему воздействию
из космоса, так и к возмущениям, обусловленным атмосферными процессами, пред-
ставляет существенный интерес, поскольку от состояния ионосферы зависит радио-
связь, локация и навигация. В то же время сложность проблем, возникающих при
ГЛАВА 4.3
ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ
779
изучении этой области, в том числе при реализации методов прогнозирования ее со-
стояния, пока еще показывают недостаточность наших знаний, как в области экспе-
риментального изучения ионосферной плазмы, так и при численном моделировании
процессов в ней протекающих.
ЛИТЕРАТУРА
Акасофу С.И., Чепмен С. Солнечно-земная физика. М.: Мир, 1974.
Антонова Л.А., Иванов-Холодный Г.С., Чертопруд В.Е. Аэрономия слоя Е. М.: Янус, 1996.
Брасье Г., Соломон С. Аэрономия средней атмосферы. Л.: Гидрометеоиздат, 1987.
Брюнелли Б.Е., Намгаладзе А.А. Физика ионосферы. М.: Наука, 1988.
Гальперин Ю.И., Сивцева Л.Д., Филиппов В.М., Халипов В.Л. Субавроральная верхняя ионосфера. Ново-
сибирск: Наука, 1990.
Гинзбург В.Л., Гуревич А.В. Нелинейные явления в плазме, находящейся в переменном электромагнитном
поле. Успехи Физических Наук, т. 70, вып. 2, с. 201-246, 393-428, 1960.
Гуревич А.В., Шварцбург А.Б. Нелинейная теория распространения радиоволн в ионосфере. М.: Наука, 1973.
Данилов А.Д., Власов М.Н. Фотохимия ионизированных и возбужденных частиц в нижней ионосфере.
Л.: Гидрометеоиздат, 1973.
Данилов А.Д., Казимировский Э.С., Вергасова Г.В., Хачикян Г.Я. Метеорологические эффекты в ионосфе-
ре. Л.: Гидрометеоиздат, 1987.
Дэвис К. Радиоволны в ионосфере. М.: Мир, 1973.
Жеребцов Г.А., Мизун Ю.Г., Мингалев В.С. Физические процессы в полярной ионосфере. М.: Наука, 1988.
Казимировский Э.С., Кокуров В.Д. Движения в ионосфере. Новосибирск: Наука, 1979.
Козлов С.И., Романовский Ю.А. Искусственная модификация ионосферы в активных экспериментах и при
антропогенных воздействиях. Космические исследования, т. 31, № 1, с. 26-40, 1993.
Колесник А.Г., Голиков И.А., Чернышев В.Н. Математические модели ионосферы. Томск: МГП «РАСКО»,
1993.
Кринберг И.А., Выборов В.И., Кошелев В.В., Попов В.В., Сутырин Н.А. Адаптивная Модель Ионосферы.
М.: Наука, 1986.
Куницын В.Е., Терещенко Е.Д. Томография ионосферы. М.: Наука, 1991.
Ораевский В.Н., Куницын В.Е., Андреева Е.С. и др. Радиотомографические сечения субавроральной ионо-
сферы вдоль трассы Москва-Архангельск. Геомагнетизм и аэрономия, т. 35, № 1, с. 117-122, 1995.
Панасюк М.И, Кузнецов С.Н., Лазутин Л.Л. и др. Магнитные бури в октябре 2003 года. Коллаборация
«Солнечные экстремальные события 2003 года (СЭС-2003)». Космические исследования, т. 42, № 5,
с. 509-554, 2004.
Уиттен Р., Поппов И. Основы аэрономии. Л.: Гидрометеоиздат, 1977.
Холтон Дж.Р. Динамическая метеорология стратосферы и мезосферы. Л.: Гидрометеоиздат, 1979.
Чемберлен Дж. Теория планетных атмосфер. М.: Мир, 1981.
Ahmadov R. and Kunitsyn V. Simulation of generation and propagation of acoustic gravity waves in the atmos-
phere during a rocket flight. Int. J. Geomagn. Aeron, v. 5(2), GI2002, doi: 10.1029/2004GI000064, 2004.
Andreeva E., Franke J., Yeh K., Kunitsyn V. Some features of the equatorial anomaly revealed by ionospheric
tomography. Geophys. Res. Lett., v. 27(16), pp. 2465-2468, 2000.
Appleton E.V., Barnett M.A.F. On some direct evidence for downward atmospheric reflection of electric waves.
Proc. Roy. Soc. (London), A109, pp. 621-641, 1925.
Appleton E. Two anomalies in the ionosphere. Nature, v. 157, pp. 691, 1946.
Basu S., Basu S., Stubbe P., Корка H., Waaramaa J. Daytime scintillations induced by powerful HF waves at
Tromso, Norway. J. Geophys. Res., v. 92(11), pp. 149-157, 1987.
Bilitza D. International Reference Ionosphere 2000. Radio Sci., v. 36(2), pp. 261-275, 2001.
Brasser G., Nicolet. Chemispheric processes of nitric oxide in the mesosphere and stratosphere. Planet. Space Sci.,
v.21,pp. 939, 1973.
780
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Chapman S. The absorption and dissociation or ionizing effect of monochromatic radiation in an atmosphere on a
rotating. Earth. Proc. Phys. Soc., v. 43, pp. 26-45,483-501, 1931.
Costa E., Basu S., Livingston R., Stubbe P. Multiple baseline measurements of ionospheric scintillation induced
by high-power HF waves. Radio Sci., v. 32(1), pp. 191-197, 1997.
Farley E). Artificial heating of the electrons in F region of the ionosphere. J. Geophys. Res., v. 68, pp. 401-410,
1963.
Foster J., Rich F. Prompt mid-latitude electric field effects during severe geomagnetic storms. J. Geophys. Res.,
v. 103(Al 1), pp. 26367-26372, 1998.
Foster J., Kunitsyn V., Tereshchenko E. et al. Russian-American Tomography Experiment. Int. Journal of Imaging
Systems and Technology, v. 5(2), pp. 148-159, 1994.
FrankeS., YehK., Andreeva E., Kunitsyn V. A study of the equatorial anomaly ionosphere using tomographic
images. Radio Sci., v. 38(1), pp. 1011, doi:10.1029/2002RS002657, 2003.
Gurevich A., Fremow E., Secan J., Zybin K. Large scale structuring of plasma density perturbations in ionospheric
modifications. Phys. Lett., A301, pp. 307-314, 2002.
Gurevich A. Nonlinear phenomena in the ionosphere. Springer-Verlag, 1978.
Krivolutsky A., Ondraskova A., Lastovicka J. Photochemical response of neutral and ionized middle atmosphere
composition to the strong solar proton event of October 1989. Advances in Space Research, v. 27,
pp. 1975-1981,2001.
Krivolutsky A., Klyuchnikova A., Zakharov G., Vyushkova T., Kuminov A. Dynamical response of the middle
atmosphere to solar proton event of July 2000: Three-dimensional model simulations. Advances in Space Re-
search, 37, pp. 1602-1613, 2006.
Kunitsyn V., Tereshchenko E. Ionospheric Tomography. Springer-Verlag, 2003.
Kunitsyn V., Tereshchenko E., Andreeva E., Khudukon B. Investigations of the Ionosphere by Satellite Radioto-
mography. Int. Journal of Imaging Systems and Technology, v. 5(2), pp. 112-127, 1994.
Kunitsyn V., Andreeva E., Franke S., Yeh K. Tomographic investigations of temporal variations of the ionospheric
electron density and the implied fluxes. Geophys. Res. Lett.,v. 30(16), 1851, doi: 1029/2003G016908,2003.
Liang P. F2 ionization and geomagnetic latitudes. Nature, v. 160. pp. 642, 1947.
Mitra A. D-region in disturbed conditions, including flares and energetic particles. J. Atmos. Terr. Phys., v. 37,
pp. 895-913, 1975.
Moffett R. The Equatorial Anomaly in the Electron Distribution of the Terrestrial F-region. Fundamentals of Cos-
mic Phys., v. 4, pp. 313-391, 1979.
Namgaladze A.A., Korenkov Yu.N., Klimenko V.V, Karpov I.V., Bessarab F.S., Surotkin V.A., Glushchenko T.A.,
Naumova N.M. Global model of the thermosphere-ionosphere-protonosphere system. Pure and Applied Geo-
physics, v. 127, No 2/3, pp. 219-254, 1988.
Namgaladze A.A., Martynenko O.V., Volkov M.A., Namgaladze A.N., Yurik R.Yu. High-latitude version of the
global numerical model of the Earth’s upper atmosphere. Proceedings of the MSTU, v. 1, No 2, pp. 23-84,
1998.
Perkins F., Valeo E. Thermal self-focusing of electromagnetic wave in plasmas. Phys. Rev. Lett., v. 32, 1234-1237,
1974.
Rosenberg T.J., Lanzerotti L.J. Direct energy inputs to the middle atmosphere, pp. 43-70. In: Maynard N.C. (ed).
Middle atmosphere electrodynamics. NASA CP-2090, 1979.
Solomon S., Reid G.C., Rush D.W., Thomas R.J. Mesospheric ozone depletion during the solar proton event of
July 13 1982. Geophys. Res. Lett., v. 10, 25, 1983.
Stubbe P. Review of ionospheric modification experiments at Tromso. J. Atmos. Terr. Phys., v. 58(1), pp. 349-368,
1996.
YehK., FrankeS., Andreeva E., Kunitsyn V. An investigation of motions of the equatorial anomaly. Geophys.
Res. Lett., v. 28, pp. 4517-4520, 2001.
Tereshchenko E., Khudukon B., Rietveld M., Brekke A. Spatial structure of auroral day-time ionospheric electron
density irregularities generated by a powerful HF-wave. Ann. Geophys., v. 16, pp. 812-820, 1998.
Tereshchenko E., Khudukon B., Gurevich A., Zybin K., Frolov V., Myasnikov E., Muravieva N., Carlson H. Ra-
dio tomography and scintillation studies of ionospheric electron density modification caused by a powerful
HF-wave and magnetic zenith effect at mid-latitudes. Phys. Lett., A325, pp. 381-388, 2004.
ГЛАВА 4.4
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ
В НИЖНЕЙ ЧАСТИ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
(до высот 50-60 км)
Антонов Р.А.
НИИ ядерной физики МГУ
ВВЕДЕНИЕ
По характеру процессов, определяющих радиационные условия, нижняя часть
атмосферы Земли - тропосфера (высоты до ~20 км) и стратосфера (высоты от ~20 км
до 50-60 км) - существенно отличается от верхней атмосферы. В нижней атмосфере
радиационные условия практически полностью определяются первичными галакти-
ческими космическими лучами и продуктами их взаимодействия с ядрами атомов
атмосферы. Верхняя атмосфера в значительной мере состоит из газа, ионизованного
солнечным коротковолновым излучением. Ионизованный слой верхней атмосферы
называется ионосферой. Радиационные условия в верхней атмосфере определяются
сложными процессами взаимодействия потоков заряженных частиц низкой энергии,
испускаемых Солнцем (солнечным ветром), плазмы ионосферы, магнитосферы Зем-
ли и заряженных частиц низкой энергии, накапливающихся в радиационных поясах
Земли.
Сведения о радиационных условиях в тропосфере и стратосфере начинают приоб-
ретать актуальность в связи с тем, что значительный круг людей начинает проводить
все большее время в полетах на самолетах на больших высотах, подвергаясь воздей-
ствию радиации. В первом приближении воздействие радиации на живые организмы
пропорционально полученной дозе облучения - полной энергии, затраченной части-
782
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
цами на ионизацию атомов внутри организма. Форма энергетического спектра кос-
мических лучей такова, что подавляющая часть энергии полного потока космических
лучей несется частицами сравнительно низких энергий. Вследствие этого радиаци-
онные условия в нижней части атмосферы Земли практически полностью определя-
ются космическими лучами сравнительно низких энергий (1-1 000 ГэВ), приходящи-
ми из нашей Галактики.
Основные процессы, происходящие при взаимодействии космических лучей с
ядрами атомов атмосферы в этой области энергий, были изучены еще в период соро-
ковых-шестидесятых годов. В более позднее время были получены эксперименталь-
ные данные о величине вклада солнечных космических лучей и о характеристиках
потоков нейтронов у поверхности Земли, имеющие прикладное значение.
Основными компонентами полного потока космических лучей являются первич-
ные протоны и ядра. Энергетические спектры этих компонент в первом приближении
имеют степенной вид:
dN/dE~E~\
До энергии —100 ТэВ состав космических лучей достаточно хорошо изучен. Раз-
брос значений величины у для отдельных компонент невелик (от 2,6 до 2,8). Далее
энергетический спектр простирается по крайней мере до ~1О20 эВ. Вплоть до энергии
~3-1015эВ величина у для полного потока космических лучей близка к 2,7. Далее
спектр резко укручается (у « 3,0, «колено»). В области энергий свыше 1018 эВ спектр
несколько уполаживается («лодыжка»). Вблизи энергии Ю20эВ данные скудны и
противоречивы, поскольку поток таких частиц чрезвычайно мал (примерно одна час-
тица в год на площадь 100 км2). Благодаря взаимодействию космических лучей с
квантами «реликтового» фонового излучения спектр космических лучей должен за-
канчиваться в области энергий ~5*1019эВ (эффект Грейзена-Зацепина-Кузьмина).
Однако данные эксперимента AGASA указывают на то, что спектр космических лу-
чей продлевается до еще более высоких энергий.
Нижняя граница энергетического спектра зависит от геомагнитной широты места
наблюдения и определяется величиной геомагнитного поля и магнитной жесткостью
частицы R, которая зависит от импульса частицы рс и величины ее заряда Ze и обыч-
но измеряется в вольтах:
R = pc/Ze,
Зависимость магнитной жесткости от географической широты и долготы (в ГВ)
для однозарядных частиц (протонов), приходящих под зенитными углами, близкими
к вертикали, приведена в табл. 4.4.1 (Мурзин и Сарычева, 1968).
Ядерный состав космических лучей в области, где их кинетическая энергия пре-
вышает 2,5 ГэВ/нуклон и превышает порог геомагнитного обрезания, приведен в
табл. 4.4.2 (Физика космоса, 1986).
Солнечная активность оказывает некоторое влияние на величину потока пер-
вичного космического излучения. В период максимума солнечной активности интен-
сивность первичного космического излучения уменьшается за счет влияния потоков
частиц низкой энергии, испускаемых Солнцем, на величину геомагнитного поля.
С другой стороны, в период интенсивных солнечных вспышек часть генерируемых
ГЛАВА 4.4
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ В НИЖНЕЙ ЧАСТИ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
783
Таблица 4.4.1
Зависимость величины пороговой магнитной жесткости, [ГВ]
от географической широты и долготы
Широта, град. Восточная долгота, град. Западная долгота, град.
0 60 120 60 120 180
70 0,27 0,51 0,56 0,018 0,056 0,42
60 1,12 1,54 1,87 0,18 0,38 1,55
50 3,06 3,77 4,15 0,73 1,44 4,09
30 11,2 13,5 14,5 4,48 7,3 12,3
0 14,4 16,3 17,0 13,6 15,1 15,9
-30 8,9 5,9 4,7 11,6 12,6 7,7
-50 3,76 1,34 0,55 7,3 4,50 1,45
-60 1,90 0,512 0,096 4,15 2,19 0,46
-70 0,82 0,136 0,0033 1,69 0,85 0,109
Солнцем частиц может достигать земной атмосферы. Однако большинство частиц
солнечного происхождения имеет малые энергии и наблюдается только на больших
высотах. В целом, солнечная активность оказывает малое влияние на радиационные
условия в нижней атмосфере. Полный поток частиц космических лучей, падающих
на границу атмосферы на средних широтах, составляет примерно 1 частица/(см2-с).
Вблизи границы тропосферы первичные частицы взаимодействуют с ядрами атомов
атмосферы, давая начало каскадным процессам генерации вторичных частиц. На более
низких высотах радиационная обстановка определяется величиной суммарного потока
частиц первичного и вторичного космического излучения - протонов, нейтронов, пио-
нов, электронов, позитронов, фотонов и мезонов. Величина полного потока этих компо-
нент достигает максимума на глубине атмосферы 100-200 г/см2 (высоты 12-16 км).
Таблица 4.4.2
Ядерный состав первичных космических лучей
Частицы Заряд ядра Средняя атомная масса Интенсивность, част./(м2-с-ср)
протоны 1 1 1300
ядра гелия 2 4 94
легкие ядра 3-5 10 2,0
средние ядра 6-9 14 6,7
тяжелые ядра > 10 31 2,0
очень тяжелые ядра >20 51 0,5
самые тяжелые ядра >30 100 ~10^
электроны 1 1/1836 13
784
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.4.1. Основные процессы взаимодействия первичного и вторичного
космического излучения в атмосфере
4.4.1.1. Общая схема развития ядерноэлектромагиитного каскада в атмосфере
В области рассматриваемых энергий длина свободного пробега первичного про-
тона в атмосфере составляет -80 г/см2. В результате взаимодействия протон теряет
примерно половину своей энергии. Основная доля этой энергии идет на рождение
новых частиц - пионов и каонов. Вклад каонов невелик и равен 15-20%. Вклад мезо-
нов других типов и гиперонов пренебрежимо мал. Часть энергии идет на выбивание
5-нуклонов, средняя энергия которых »160 МэВ, и возбуждение конечного ядра ато-
ма атмосферы, с которым провзаимодействовал первичный протон. При распаде ко-
нечного ядра испускаются протоны, нейтроны, а-частицы и ядра-фрагменты. Прото-
ны с энергией ниже порога образования пионов (-300 МэВ) при взаимодействии те-
ряют энергию на ионизацию и возбуждение ядер атомов воздуха. При еще более
низких энергиях преобладающими становятся ионизационные потери, эффективное
сечение которых быстро растет с уменьшением энергии протона. В результате все
образующиеся малоэнергичные протоны быстро замедляются и поглощаются. Ней-
троны же вплоть до самых низких энергий участвуют в дальнейшем размножении
ядерно-активных частиц.
Нейтроны и заряженные пионы достаточно высокой энергии (выше -100 ГэВ для
пионов и нескольких сотен МэВ для нейтронов), в свою очередь, испытывают взаи-
модействия с ядрами атомов воздуха, в процессе которых генерируются новые час-
тицы. Время жизни заряженных пионов составляет 2,55-10"8 с, и при энергии ниже
-100 ГэВ они распадаются на мюоны, нейтрино и антинейтрино, давая начало мюон-
Рис. 4.4.1. Различные компоненты
атмосферного ливня
ной и нейтринной компонентам:
л+-»ц++ Уц,
71 + V
Нейтральные пионы имеют время жиз-
ни 1,78-10"16 с и распадаются на два
у-кванта, давая начало электронно-фотон-
ной компоненте:
71° —> у 4" у.
Аналогичные распады имеют место и
для К-мезонов. Основным источником
электронно-фотонной компоненты явля-
ются нейтральные пионы. Высокоэнер-
гичные у-кванты при столкновении с
атомными ядрами порождают электронно-
позитронные пары, которые, в свою оче-
редь, испускают тормозные у-кванты и так
далее до тех пор, пока ионизационные
потери электронов и позитронов не станут
ГЛАВА 4.4 РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ В НИЖНЕЙ ЧАСТИ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ 785
сравнимыми с их радиационными потерями. В воздухе это происходит при энергиях
~80 МэВ. Совокупность идущих в равновесии потоков электронов, позитронов и фо-
тонов принято называть мягкой компонентой космических лучей.
Рис. 4.4.1 иллюстрирует схему развития каскадного процесса, возникающего в
толще атмосферы при попадании на ее границу первичной частицы высокой энергии.
В случае, когда первичной частицей является ядро, картина несколько меняется.
Длина свободного пробега первичных ядер в атмосфере уменьшается с ростом атом-
ного номера (для ядер железа она составляет ~14 г/см2). В процессах взаимодействия
первичных ядер с ядрами атомов атмосферы часть нуклонов первичного ядра взаи-
модействует с ядром-мишенью, а оставшаяся часть первичного ядра рассыпается на
свободные нуклоны и ядра-фрагменты. Однако с точки зрения радиационных усло-
вий в толще атмосферы ситуация практически остается аналогичной.
В конечном итоге энергия первичной частицы диссипирует в слое атмосферы по
нескольким каналам. В табл. 4.4.3 (Хаякава, 1973) приведены результаты оценки
вкладов различных каналов, проинтегрированные по спектру первичных космиче-
ских лучей.
Таблица 4.4.3
Диссипация энергии на широте 50°
Канал диссипации Величина диссипации, МэВ-см 2-с ^ср 1
Ионизация в атмосфере 730
Остаточная энергия вторичных частиц на уровне моря 40
Ядерные расщепления 150
Нейтрино 230
Сумма 1150
Видно, что основная доля энергии теряется за счет ионизационных потерь
вторичных заряженных частиц в толще атмосферы. Этот процесс является одним из
основных поражающих факторов и при воздействии радиационного излучения на
живые организмы.
4.4.1.2. Основные каналы диссипации энергии частиц космических лучей
в атмосфере
Ионизационные потери в случае прохождения через вещество тяжелых заряжен-
ных частиц (протонов, мюонов и тяжелых заряженных ионов) в широком диапазоне
энергий описываются формулой Бете-Блохсг.
dE 4тг22е4и (, 2mv2
dx mv2 /2(1-р ) у
где z - заряд частицы; е - заряд электрона; т - масса электрона; v - скорость час-
тицы; /-средний ионизационный потенциал вещества среды; п - число электронов в
единице объема.
786
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Величина п пропорциональна плотности вещества р. Отсюда следует, что вели-
чина dEId(px) примерно одинакова для всех веществ. Величину рх часто принима-
ют за единицу длины, размерность которой г/см2. Если в формуле Бете-Блоха ско-
рость частицы выразить через ее энергию и массу, то видно, что на кривой зависимо-
сти потерь от энергии частицы имеется минимум, лежащий при Е = 2Мс2, где М -
масса частицы. При дальнейшем росте энергии частицы потери растут пропорцио-
нально логарифму энергии.
Формула Бете-Блоха перестает быть справедливой при очень малых и очень
больших энергиях частицы. В области энергий менее нескольких МэВ реальные по-
тери меньше расчетных за счет эффекта перезарядки. В случае протона в области
энергий ~0,1 МэВ кривая потерь достигает максимума и при дальнейшем уменьше-
нии энергии слегка падает. В области энергий выше некоторой (если среда является
газом, то выше —100 ГэВ) реальные потери также меньше расчетных за счет эффекта
плотности (эффекта электрической поляризации среды).
Для мюонов с энергией более ~10 ГэВ ионизационные потери являются основным
каналом потерь энергии при прохождении атмосферы. Мюоны являются нестабиль-
ными частицами, их время жизни 2,2-10"6 с, поэтому в области энергии менее
~10 ГэВ основным процессом становится их распад:
|Г-»е’+ ve+ vg,
|/-»e+ + ve+ vg.
Прохождение через вещество электронов и позитронов качественно отличается от
прохождения всех остальных частиц. Главной причиной является малость их масс.
В этом случае потери описываются другой зависимостью. В предельных случаях -
при нерелятивистских энергиях (Р«: 1) и в ультрарслятивистском случае (E»wc2), -
формулы, соответственно, принимают вид:
dE 4пе4п , mv2
----=-----7“ 1п-
dx mv2 2/2
dE 2пе4пГ E2 f
----=-----— In----- .- + - .
dx me 2Z2V1-P2 8 J
При энергиях свыше нескольких МэВ процессы взаимодействия с веществом
электронов и позитронов протекают одинаково. В области энергий менее нескольких
МэВ позитроны начинают поглощаться быстрее, чем электроны, благодаря тому, что
заметный вклад начинает вносить процесс двухфотонной аннигиляции:
е+ + е~ -» у + у.
Отметим характерные особенности ионизационных потерь для электронов и тя-
желых заряженных частиц. Сопоставление формул показывает, что ионизационные
потери для ультрарелятивистских частиц слабо зависят и от энергий частиц, и от их
масс. Так, при энергии 10 ГэВ величина потерь для электронов отличается от вели-
чины потерь для протонов всего в 2 раза, в то время как отношение масс составляет
2000. В нерелятивистском случае при одной и той же скорости потери примерно
одинаковы для однократно заряженных частиц любых масс. Потери при одной и той
ГЛАВА 4.4
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ В НИЖНЕЙ ЧАСТИ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
787
dE/dx, МэВ/(г/см2)
102 103 104 10s Е, МэВ
Рис. 4.4.2. Плотность потерь энергии
на ионизацию в газах для мюонов с
энергией Е. Пунктирные кривые -
ионизационные потери без учета
эффекта плотности
же энергии в нерелятивистском случае
пропорциональны массе частицы. Таким
образом, потери для протона низкой энер-
гии примерно в 2 000 раз превышают поте-
ри электрона при той же энергии. Потери
растут обратно пропорционально квадрату
скорости частицы. На рис. 4.4.2 и рис. 4.4.3
(Хаякава, 1973) приведена зависимость
величины ионизационных потерь от энер-
гии для мюонов в различных средах.
Прохождение заряженных частиц через
вещество сопровождается тормозным из-
лучением у-квантов. Потери энергии на
тормозное излучение называются радиаци-
онными. Интенсивность тормозного излу-
чения при кулоновском столкновении час-
тицы с заряженным центром обратно про-
порциональна квадрату массы частицы и
прямо пропорциональна квадрату заряда рассеивающего центра. Отсюда следует, что
радиационные потери для протонов примерно в 3-106 раз меньше, чем для элект-
ронов. Для всех тяжелых частиц вклад радиационных потерь в полные потери энер-
гии пренебрежимо мал. Величина радиационных потерь описывается простой фор-
мулой:
(- dE / б/х)рад = £7 tr,
где tr - постоянная, называемая радиационной длиной. Радиационная длина зависит
от рода вещества. Для воздуха tr = 36,2 г/см2. Радиационные потери линейно растут с
энергией и, начиная с какой-то критической энергии £кр, становятся преобладающи-
ми. Для воздуха £кр = 83 МэВ. Из этой зави-
симости следует, что в области энергий, где dE/dx, МэВ/(г/см2)
радиационные потери являются основными,
энергия электронов экспоненциально убы-
вает при прохождении через вещество:
Е = Eq ехр(-х//,).
При сверхвысоких энергиях эффектив-
ные сечения тормозного излучения и об-
разования электронно-позитронных пар
уменьшаются за счет разновидности эф-
фекта плотности (эффект Ландау-Поме-
ранчука-Мигдала'). В плотных средах этот
эффект становится существенным при бо-
лее низких энергиях, чем в газах. В случае
свинца и воздуха эти энергии составляют
соответственно ~1013 эВ и -5-1017 эВ.
Рис. 4.4.3. Плотность потерь энергии на
ионизацию для мюонов с энергией Е в
твердых веществах. Пунктирные кривые -
ионизационные потери без учета
эффекта плотности
788
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Механизм поглощения в веществе у-квантов отличается от механизма поглоще-
ния заряженных частиц. Для у-квантов не существует понятий пробега, максималь-
ного пробега, потерь энергии на единицу длины. При прохождении пучка у-квантов
через вещество их энергия не изменяется, но в результате столкновений интенсив-
ность пучка ослабляется:
/=/оехр(-рх),
где /0 - начальная интенсивность. Величина ц называется коэффициентом погло-
щения. Поглощение у-квантов веществом в основном происходит за счет трех про-
цессов: фотоэффекта, комптон-эффекта и рождения электронно-позитронных пар в
кулоновском поле ядра.
Фотоэффектом называется процесс, при котором атом поглощает у-квант и испус-
кает электрон. Фотоэффект является преобладающим механизмом поглощения при
низких энергиях, а при высоких энергиях его роль становится ничтожной. В области
энергии связи атомных электронов сечение фотоэффекта оу очень велико сравни-
тельно с сечениями других процессов и изменяется скачкообразно. При энергиях,
незначительно больших энергии связи, сечение пропорционально /Г3,5; при энергиях,
намного превышающих энергию связи, сечение падает как Е~\ Сечение фотоэффекта
сильно зависит от типа вещества, его величина пропорциональна Z5.
Комптон-эффект становится существенным в области энергий, значительно пре-
вышающих энергию связи электронов в атоме. Сечение комптон-эффекта ос не зави-
сит от заряда ядра. Коэффициент поглощения за счет комптон-эффекта равен произ-
ведению ос на число электронов в единице объема вещества:
где N - число атомов в единице объема.
Процесс рождения электронно-позитронных
пар в поле ядра состоит в том, что квант поглоща-
ется, а рождаются и вылетают электрон и пози-
трон. Сечение рождения пар о/; равно нулю при
Е < 2тс2. Выше пороговой энергии сечение по-
степенно возрастает, а при очень больших энерги-
ях (порядка 1 000 тс2) практически стремится к
константе.
Относительный вклад сечения рождения пар
и сечения комптоновского рассеяния в зависи-
мости от энергии у-кванта в воздухе приведен на
рис. 4.4.4 (Хаякава, 1973).
В результате всех этих процессов состав вто-
ричного излучения в атмосфере изменяется по
мере развития и затухания каскадных ливней. На
рис. 4.4.5 (Клапдор-Клайнгротхаус и Цюбер, 2000)
приведена зависимость интенсивности различных
компонент вторичного космического излучения
от глубины атмосферы для направлений, близких
Рис. 4.4.4. Зависимость
вероятности комптоновского
рассеяния (1), образования пар (2)
и суммы этих процессов (3) на
одной радиационной единице в
воздухе от энергии у-кванта
ГЛАВА 4.4
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ В НИЖНЕЙ ЧАСТИ АТМОСФЕРЫЗЕМЛИ
789
к вертикали, и геомагнитной широты 60°.
Максимум интенсивности достигается на
высотах между 12 и 16 км в зависимости от
того, рассматривать ли только вертикаль-
ные частицы или также частицы, приходя-
щие по всем направлениям. Высотная зави-
симость у-квантов аналогична кривой для
электронов.
С точки зрения радиационной опасности
есть смысл выделить в отдельную компо-
ненту нейтроны с энергией меньше не-
скольких ГэВ, так как нейтроны этих энер-
гий, в отличие от протонов и пионов, эф-
фективно взаимодействуют с ядрами
вплоть до самых малых - тепловых - энер-
гий. Нейтроны таких энергий, проходя че-
рез вещества, вызывают в них различные
ядерные реакции, а также претерпевают
упругое рассеяние на ядрах. Сечения взаи-
модействий нейтронов с ядрами в среднем
растут при уменьшении энергии нейтрона
по закону 1 / у, где у - скорость нейтрона.
По этому свойству их принято разделять на
Рис. 4.4.5. Состав вторичного излучения
в зависимости от глубины погружения
в атмосферу h
две большие группы - медленных и быстрых нейтронов. Граница между этими груп-
пами лежит в области -1 ООО эВ.
Медленные нейтроны сильно взаимодействуют с ядрами, быстрые значительно
слабее. Медленные нейтроны принято подразделять на «улътрахолодные», «холод-
ные», «тепловые» и «резонансные». Улътрахолодными называются нейтроны с энер-
гией, меньшей З-Ю"7 эВ, холодными - нейтроны с энергиями от З-Ю"7 до -0,025 эВ.
Для этих групп крайне велико сечение захвата ядрами. Тепловыми называются ней-
троны с энергиями -0,025 эВ. Для них сечения поглощения ядрами также достаточно
велики. Нейтроны с энергиями от -0,5 эВ до -1 кэВ называют резонансными. В этой
области сечение для средних и тяжелых ядер довольно велико. Нейтроны с энергия-
ми выше -100 кэВ называют быстрыми. Сечения взаимодействия таких нейтронов с
ядрами значительно меньше, чем для медленных нейтронов.
На рис. 4.4.6 (Хаякава, 1973) приведена зависимость от глубины атмосферы рав-
новесного потока нейтронов различных энергий на геомагнитной широте 44° с. ш. На
рис. 4.4.7 (Хаякава, 1973) показаны энергетические спектры этих нейтронов. Из этих
результатов следует, что на высотах 13-20 км медленные нейтроны вносят примерно
на порядок больший вклад в полный поток космической радиации, чем все остальные
компоненты космических лучей. Медленные нейтроны образуются в процессах
взаимодействия ядерно-активных частиц высокой энергии с ядрами атомов атмосфе-
ры. Расчеты показывают, что основной вклад в образование нейтронов дают вторич-
ные нуклоны с энергиями порядка 100 МэВ.
790
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Поток, 1/(см2-с-МэВ)
Рис. 4.4.6. Равновесный поток нейтронов как функция глубины
погружения в атмосферу h при различных энергиях нейтрона
на геомагнитной широте 44° с. ш. Данные для глубин атмосферы
от 200 до 1030 г/см2 - экспериментальные; для глубин
менее 200 г/см2 - вычисленные
На глубине атмосферы 200 г/см2 экспериментально измеренный поток тепловых
нейтронов в области энергий ниже 0,4 МэВ составил 3,0 ± 0,5 1/(см2-с) (Хаякава,
1973). На больших глубинах атмосферы поток тепловых нейтронов находится в рав-
новесии с ядерно-активной компонентой.
Тепловые нейтроны обладают достаточно большой проникающей способностью:
так, ослабление интенсивности их потока в 10 раз в слое воды достигается лишь при
толщине 6,7 см.
Рис. 4.4.7. Энергетический спектр равновесного потока нейтронов
как функция энергии на различных глубинах в атмосфере на
геомагнитной широте 44° с. ш. Спектры для глубин от 200 до
1030 г/см2 - экспериментальные; для глубин
менее 200 г/см2 - вычисленные
ГЛАВА 4.4
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ В НИЖНЕЙ ЧАСТИ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
791
4.4.2. Биологическое действие космических лучей
Ядерные излучения оказывают поражающее действие на все живые организмы.
Характер и интенсивность повреждений зависят от дозы излучения и от вида частиц.
Первичным действием излучения на организм является повреждение молекул. Суще-
ствует два механизма таких повреждений - прямой и косвенный. В прямом механиз-
ме ядерная частица воздействует (либо непосредственно, либо через промежуточные
электроны или ядра отдачи) на сами макромолекулы. В косвенном механизме излу-
чение производит радиолиз воды, продукты которого (главным образом радикалы
ОН, а также Н, НО2 и перекись водорода) вступают в химические реакции с макро-
молекулами. Радиация оказывает поражающее действие на самые различные части и
системы организма в целом.
У человека наиболее чувствительны к облучению кроветворные органы (костный
мозг, селезенка, лимфатические узлы), эпителий половых желез и слизистой оболоч-
ки кишечника. Любая сколь угодно малая доза облучения может вызвать необрати-
мые генетические изменения хромосом, что приводит к тяжелым наследственным
аномалиям в последующих поколениях.
Гамма-кванты оказывают воздействие в основном через комптон-электроны.
Медленные нейтроны воздействуют в основном через у-кванты с энергией 2,23 МэВ
и протоны с энергией 0,6 МэВ в реакциях:
n + р —> d + у,
n + 7№4 —> 6С14 + р.
Для количественной оценки воздействия ядерных излучений на вещество обыч-
но используемой на практике величиной является доза облучения. Единицей дозы
облучения является фэр (физический
эквивалент рентгена'). 1 фэр соответству-
ет дозе облучения заряженными частица-
ми, нейтронами или у-квантами, при кото-
рой образуется 2,08-109 пар ионов в 1 см3
воздуха при нормальных условиях. Биоло-
гическое действие ядерных излучений
зависит не только от дозы облучения, но и
от их вида. Для дозы облучения живых
организмов используется единица бэр
(биологический эквивалент рентгена).
Коэффициент, учитывающий это различие,
называется относительной биологической
эффективностью (ОБЭ). Значения ОБЭ
для разных типов излучений приведены в
табл. 4.4.4 (Широков и Юдин, 1980).
Различия в величинах ОБЭ для разных
в механизмах их воздействия на организм.
Таблица 4.4.4
ОБЭ для различных излучений
Тип излучения ОБЭ
у-излучение 1
Электроны и позитроны 1
Тепловые нейтроны 5
Быстрые нейтроны 10
Протоны 10
а-частицы 10
излучений обусловлены различием
792
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Гамма-излучение
Действие у-лучей и электронов примерно одинаково потому, что гамма-кванты
оказывают действие на живые ткани
Рис. 4.4.8. Зависимость от энергии
протонов вкладов в поглощенную дозу (3)
электромагнитных (1) и ядерных (2)
взаимодействий протонов с веществом
0,6 МэВ. Это и приводит к тому, что 1
в основном через посредство комптон-
электронов. Тяжелые заряженные частицы
(протоны и ядра) создают высокую плот-
ность ионизации (из-за большой величины
ионизационных потерь). В связи с этим
тяжелые заряженные частицы на порядок
более опасны, чем электроны. То же спра-
ведливо и для быстрых нейтронов, дейст-
вующих на организм через посредство
сильно ионизующих ядер отдачи. Протоны
и нейтроны достаточно высоких энергий
начинают давать вклад в поглощенную
дозу и за счет ядерных взаимодействий с
веществом. Рис. 4.4.8 (Широков и Юдин,
1980) иллюстрирует относительный вклад
этих процессов. Медленные нейтроны воз-
действуют в основном через у-кванты с
энергией 2,23 МэВ и протоны с энергией
) для них имеет величину, промежуточную
между его значениями для у-квантов и тяжелых заряженных частиц.
Степень действия различных доз у-излучения на человека приведена в табл. 4.4.5
(Широков и Юдин, 1980).
Данные табл. 4.4.5 соответствуют облучению всего организма. При облучении
небольшой части тела доза, даже превы-
шающая смертельную, может оказать
сравнительно слабое действие на состоя-
ние организма в целом. Действие одной и
той же дозы облучения заметно зависит
от того, за какой промежуток времени эта
доза получена. Если облучение сильно
(на недели, месяцы) растянуть во време-
ни, то общее поражающее действие будет
меньшим, чем при однократном облуче-
нии суммарной дозой.
В естественных условиях облучение
человека на уровне моря за счет космиче-
ских лучей составляет примерно 0,1 бэр в
год и сравнительно безвредно.
Используя данные о высотной зависи-
мости различных компонент космическо-
го излучения, можно оценить возможную
Таблица 4.4.5
Степень воздействия доз у-излучения
Доза, бэр Действие на человека
0-25 Отсутствие явных повреждений
20-50 Возможное изменение состава
крови
50-100 Изменение состава крови.
Повреждения
100-200 Повреждения. Возможная потеря трудоспособности
200-400 Нетрудоспособность. Возможная
смерть
400 Смертность 50%
600 Смертельная доза
ГЛАВА 4.4
РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ В НИЖНЕЙ ЧАСТИ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
793
степень радиационной опасности длительного пребывания на большой высоте в пре-
делах земной атмосферы. За пределами магнитосферы Земли в период большой сол-
нечной вспышки и при защите из алюминия толщиной 1 г/см2 может быть получена
доза величиной свыше тысячи бэр.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Радиационные условия в нижней части атмосферы Земли практически полностью
обусловлены первичными космическими лучами, приходящими из нашей Галактики.
Благодаря развитию ядерноэлектромагнитных каскадных процессов максимум кос-
мической радиации расположен на высотах 12-16 км. В этой области доза облучения
живых организмов может составить несколько десятков бэр в год. Основной вклад в
эту дозу дают нейтроны низких энергий и гамма-кванты.
ЛИТЕРАТУРА
Мурзин В.С., Сарычева Л.И. Космические лучи и их взаимодействие. М.: Атомиздат, 1968.
Физика космоса. Гл. ред. Сюняев Р.А. М.: Советская энциклопедия, 1986.
Хаякава С. Физика космических лучей. 4. 1. Ядерно-физический аспект. М.: Мир, 1973.
Клапдор-Клайнгротхаус Г.В., ЦюберК. Астрофизика элементарных частиц. М.: Редакция журнала «Успехи
физических наук», 2000.
Широков Ю.М., Юдин Н.П. Ядерная физика. М.: Наука, 1980.
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ
ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
Бусарев В.В., Шевченко В.В., Сурдин В.Г.
Государственный астрономический институт им. П.К. Штернберга МГУ
ВВЕДЕНИЕ
С момента начала исследований Солнечной системы космическими средствами
и по настоящее время принципиальные задачи, стимулирующие развитие этого на-
правления, по сути, остаются прежними. Новая информация, поступающая в ре-
зультате осуществления многочисленных космических миссий, вносит определяю-
щий вклад в решение фундаментальных проблем современного естествознания,
рассматривающих происхождение и эволюцию планетных тел и Солнечной систе-
мы в целом. Приложение этих знаний к пониманию природных процессов, опреде-
ляющих развитие нашей планеты Земля, является не менее важной задачей. Часть
из этих исследований носит также и прикладной характер. Стремительно прибли-
жается время, когда в ряд самых актуальных задач встанет проблема освоения
ближайших тел Солнечной системы с непосредственным использованием внезем-
ных природных ресурсов.
За два десятилетия, истекшие с момента выхода в свет предыдущего издания
«Модели космоса», интенсивность осуществления космических планетных проектов
неуклонно возрастала. Диаграмма на рис. 4.5.1 показывает относительное распреде-
ление по числу осуществленных космических запусков, основной целью которых
являлись указанные объекты Солнечной системы. В нашей стране и в США были
проведены развернутые программы изучения природы Венеры. Уникальные данные
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
795
получены в результате исследований Марса.
Впервые были осуществлены проекты запус-
ков космических аппаратов к малым телам
Солнечной системы - кометам и астероидам.
Немногочисленные, но рекордные по объему
полученной информации проекты изучения
планет-гигантов обеспечили современные
фундаментальные знания о природе внешней
части Солнечной системы.
Первый космический аппарат, запущен-
ный в 1972 г. с целью изучения Юпитера,
Рис. 4.5.1. Распределение по числу
осуществленных за два последних
десятилетия космических проектов
PIONEER-10, спустя десятилетие покинул условные пределы Солнечной системы и
превратился в первое рукотворное тело, пересекающее нашу Галактику. В настоящее
время к границам гелиосферы приближаются аппараты серии VOYAGER, обозначая
начало экспансии человечества в далекий космос.
4.5.1. Луна
4.5.1.1. Общие положения
Единственный естественный спутник Земли составляет вместе с нашей планетой
редчайшую в Солнечной системе структуру, в которой соотношение размеров и масс
обоих тел характеризует их скорее как двойную систему, чем как классическое обра-
зование родительской планеты и спутника. Достаточно напомнить, что масса Луны
составляет около 1/81,3 массы Земли. Аналогичное отношение масс Фобоса и Марса
исчисляется, например, величиной 1/50000000. Крупнейший в Солнечной системе
спутник Ганимед составляет по массе лишь 1/12200 часть центрального тела Юпите-
ра. И только миниатюрная система Плутон-Харон в этом смысле напоминает Землю
с Луной. С точки зрения космической экспансии человечества Луна является естест-
венной инфраструктурой Земли.
В данном параграфе излагаются основные параметры Луны как небесного тела, а
также свойства окружающего ее космического пространства.
4.5.1.2. Строение гравитационного поля Луны
Гравитационный потенциал Луны и планет принято выражать в виде разложения
по сферическим гармоникам (например, Абалакин и др., 1976; Грушинский, 1976), по-
скольку оно хорошо описывает все особенности гравитационного поля планеты (в том
числе гравитационные аномалии, связанные с локальной концентрацией масс):
| l + S(a/r)"S(c„* cosn + 5„* sinЩ P„*(sinq>) (4.5.1)
Г < „=2 *=0 )
где М - масса планеты; а - экваториальный радиус планеты; г, ср, X - сферические
координаты частицы (обычно ср, X - это широта и долгота, а г - радиус-вектор теку-
щей точки пространства); Рпк - присоединенные функции Лежандра (при к > 0); Рп -
796
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
полиномы Лежандра (при к = 0); Jn = CnQ - коэффициенты зональных гармоник раз-
ложения потенциала; Спк и Snk - коэффициенты тессеральных гармоник разложения
потенциала (в частности, при п = к это коэффициенты секториальных гармоник раз-
ложения потенциала); G = (6,6728 ± 0,0016)-10-23 км3/(с2-г) - гравитационная посто-
янная.
Физический смысл коэффициентов зональных, секториальных и тессеральных
гармоник разложения потенциала (например, Грушинский, 1976) состоит в следую-
щем: Jq определяет среднюю величину ускорения силы тяжести на поверхности пла-
неты, J2 = Go выражает степень сжатия планеты, Си и Яц характеризуют эллипсои-
дальность планеты, С22 и S22 определяют эллиптичность экватора, характеризует
величину ассиметрии северного и южного полушарий, и J6 определяют степень
неоднородности распределения масс в недрах и вблизи поверхности планеты.
Пространственная структура внешнего гравитационного поля, как правило, опи-
сывается с помощью эквипотенциальных поверхностей. В каждой точке такой по-
верхности величина U остается постоянной. В случае однородности распределения
гравитирующих масс эквипотенциальные поверхности имеют сферическую форму и
значение потенциала зависит лишь от удаленности текущей точки пространства (ве-
личины г). Поскольку реальное распределение масс в теле Луны не является одно-
родным, локальный избыток или недостаток массы вещества приводит к деформации
моделирующих гравитационное поле системы вложенных эквипотенциальных по-
верхностей в окрестностях аномальной точки.
В настоящее время основным методом изучения гравитационного поля Луны ос-
тается исследование гравитационных возмущений орбит ее искусственных спутни-
ков. Результаты траекторных измерений движения первого ИСЛ ЛУНА-10 позволили
определить значения 11 коэффициентов в разложении гравитационного поля Луны
(Аким, 1966). Дальнейшие исследования позволили установить не только общую асим-
метрию распределения масс в теле спутника, но также выделить местные концентра-
ции масс (масконы), расположенные в пределах верхней мантии в области круговых
морей видимого полушария Луны. Согласно гравитационным исследованиям, прове-
денным на ИСЛ LUNAR PROSPECTOR (1998-1999) с разрешением на поверхности
до 30 км, в разложении гравитационного поля Луны удалось выделить до 100 гармо-
ник. Помимо новых масконов, эта модель выявила гравитационные аномалии, не по-
лучившие пока достоверной интерпретации. Обобщение новой гравитационной мо-
дели позволило впервые оценить конкретные размеры жидкого металлического ядра
Луны, радиус которого, по-видимому, находится в пределах от 250 до 430 км и по
массе не превышает 4% от общей массы лунного шара (Шевченко, 2001).
4.5.1.З. Палеомагнетизм Луны
Многочисленные магнитометрические исследования, проведенные на основе ор-
битальной магнитной съемки и непосредственно на поверхности, установили отсут-
ствие собственного магнитного поля Луны на современном этапе ее истории. Вместе
с тем, в различных районах лунной поверхности зафиксированы местные магнитные
аномалии. Для районов морей видимого полушария напряженность магнитного поля
у поверхности колеблется от 0,1 нТл до нескольких нанотесла. Наиболее значитель-
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
797
ные магнитные аномалии обнаружены на обратной стороне Луны, где напряженность
поля в некоторых случаях достигает более 300 нТл. Согласно определению остаточ-
ной намагниченности лунных пород, доставленных на Землю, можно было бы пред-
положить, что заметное магнитное поле могло существовать у Луны в эпоху от 3,6 до
3,8 млрд, лет назад. Образцы пород с подобным возрастом имеют наибольшую оста-
точную намагниченность (~1 Гс) (Cisowski, Fuller, 1986). В этом случае генерацию
магнитного поля можно было бы объяснить действием механизма динамо в лунном
металлическом ядре.
Результаты глобальной магнитной съемки с ИСЛ LUNAR PROSPECTOR обнару-
жили корреляцию положения основных магнитных аномалий Луны с районами, ан-
типодальными молодым круговым морям видимого полушария (Lin et al., 1998). В то
же время крупнейшие магнитные аномалии совпадают с аномальными диффузными
структурами, отличающимися высоким альбедо и полным отсутствием собственного
рельефа. Согласно одной из гипотез, возникновение магнитных аномалий может
быть непосредственно связано с ударными процессами, сопровождавшими формиро-
вание круговых лунных бассейнов. Эта модель встречается с непреодолимой трудно-
стью согласования возраста бассейнов (около 4 млрд, лет) и диффузных структур (не
более 10 млн. лет). В связи с этим некоторыми авторами разрабатывается гипотеза
возникновения магнитных аномалий вследствие падения кометных тел (Шевченко,
2003). Истинная связь между лунным палеомагнетизмом и наблюдаемыми в настоя-
щее время магнитными аномалиями остается неустановленной.
4.5.1.4. Лунная атмосфера - экзосфера
Малая сила тяжести и практически полное отсутствие механизмов постоянной
подпитки газовой оболочки Луны делает спутник Земли типичным безатмосферным
телом. Различные оценки показывают, что лунная атмосфера на 14 порядков меньше
газовой оболочки Земли. Согласно дистанционным и прямым исследованиям основ-
ной состав газовых частиц, насыщающих окололунное пространство, образуется
атомами и ионами водорода, гелия, неона и аргона (Шевченко, 1980).
В табл. 4.5.1 приведены средние тепловые скорости v движения частиц соответст-
вующих газов для наибольшего значения дневной температуры (400 К). Следует от-
метить, что параболическая скорость для Луны составляет 2,38 км/с. В табл. 4.5.1
приведены также значения шкалы высот Н и времени диссипации t для различных
составляющих лунной атмосферы при максимальных температурах (400 К). Значения
Таблица 4.5.1
Величины средней тепловой скорости, шкалы высот и времени диссипации
для различных составляющих лунной атмосферы
Элементы 'н 2Н 4Не 20Ne 36Аг 40Аг
Тепловая скорость у, км/с 2,76 1,95 1,38 0,62 0,46 0,44
Шкала высот Н, км 2040 1020 510 120 57 51
Время диссипации t 1 час 1 час 2 часа 1 год 4 млн. лет 130 млн. лет
798
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
времени диссипации /, приведенные в таблице, вычислялись с учетом только тепло-
вых процессов. Однако для элементов более тяжелых, чем водород и гелий, сущест-
венную роль играют процесс фотоионизации и связанное с ним увеличение интен-
сивности рассеивания ионов. Под воздействием жесткого ультрафиолетового излу-
чения Солнца нейтральные молекулы и атомы газов вблизи Луны приобретают заряд,
захватываются межпланетным магнитным полем и, ускоряясь им, покидают лунную
атмосферу, двигаясь по спирали вокруг силовых линий.
Суммарная плотность газовых частиц в лунной атмосфере в дневное время со-
ставляет менее 104 молекул/см3. В ночное время предполагаемая концентрация всех
обнаруженных газов достигает около 2-105 молекул/см3, что и соответствует наи-
большей плотности газовой оболочки Луны. Таким образом, лунная атмосфера явля-
ется экзосферой, нижняя граница которой проходит непосредственно у лунной по-
верхности.
4.5.1.5. Плотность метеороидного потока и пылевая составляющая у поверхности
Луны
При практическом отсутствии газовой оболочки Луны даже самые малые метео-
роидные частицы достигают лунной поверхности, вызывая интенсивную эрозию по-
верхностных слоев. Расчетные значения скоростей падения на лунную поверхность
частиц-ударников составляют от 13 до 18 км/с (Zook, 1975). Согласно оценкам раз-
ных авторов, общий поток падающих на Луну твердых тел составляет около
4-10-16 г/(см2-с) при учете объектов с массой от 10-16 г (микрометеориты) до 1018 г
(крупные метеориты и астероиды) (Шевченко, 1980). Встречаемость частиц различ-
ных размеров обычно представляется зависимостью вида N = ciDb, где N - число час-
тиц диаметра D, выпадающее на единицу площади в единицу времени. Тот же самый
вид зависимости используется для представления распределения выпадающих частиц
по массе: N = сМ^. Показатели степени b и d являются отрицательными для реально
наблюдаемых распределений. На рис. 4.5.2 представлены результаты различных се-
рий наблюдений плотности метеороидов в окололунном пространстве и интерпрета-
ция этих данных. Кривая 1 и точки 2 пред-
ставляют обобщения различных серий
наземных наблюдений и результаты, полу-
ченные с борта КА PIONEER-8, 9, PEGAS и
GEOS, приведенные к расстоянию в 1 а. е.
(McDonnel, 1977; Grunetal., 1985). Все
эти данные характеризуют поток микро-
метеороидов с массами приблизительно от
10~17до 102 г.
Распределение 3 представляет собой
обобщенный анализ данных, полученных
по степени метеоритной эрозии доставлен-
ных на Землю образцов лунных поверх-
ностных пород (Chapman, 1972). Результаты
пассивного сейсмического эксперимента,
Рис. 4.5.2. Распределение по массам числа
частиц, выпадающих на лунную поверхность
площади 1 м2 за секунду
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
799
проведенного на лунной поверхности по программе APOLLO, позволили оценить по-
ток метеоритного вещества, реально выпадающего на Луну (Латем и др., 1975). Полу-
ченная по этим данным зависимость представлена на рис. 4.5.2 распределением 4. За-
регистрированный поток оказался в 10-1000 раз меньшим, чем прогнозируемый по
наземным наблюдениям. Более поздние по времени данные, полученные с помощью
пассивного сейсмического эксперимента и относящиеся к потоку с интервалом масс
частиц от 103 до 105 г, показаны распределением 5 (Duennebier et al., 1975).
Приведенные величины метеороидного потока, падающего на Луну, позволяют
предположить постоянное присутствие в приповерхностном окололунном простран-
стве рассеянного мелкодисперсного вещества - своеобразной «аэрозольной состав-
ляющей» лунной экзосферы. Отдельные наблюдения избыточных свечений лунного
неба подтверждают подобные предположения. По данным измерений, проведенных
непосредственно на лунной поверхности, плотность потока микрочастиц с массой
более 10"13г и скоростью падения около 25 км/с составляет 2-10-8 частиц/(см2-с)
(Berg et al., 1974). В этом эксперименте был зарегистрирован эффект повышенной
концентрации микрочастиц вблизи моментов местного восхода и захода Солнца в
течение восьми лунаций. Скорость регистрации микрочастиц возрастала почти в
100 раз за время от нескольких часов до 40 часов перед восходом и в течение
30 часов после восхода. Было установлено, что преимущественное перемещение час-
тиц происходит в направлении от Солнца. Предполагаемый механизм такого гори-
зонтального переноса частиц по лунной поверхности заключается во взаимодействии
электростатических зарядов пылинок с электростатическими полями, возникающими
на лунной поверхности под воздействием солнечного излучения.
4.5.1.6. Ионизующее излучение вблизи Лупы
Поскольку Луна лишена магнитного поля дипольной природы и практически ли-
шена атмосферы, характер облучения лунной поверхности значительно отличается от
соответствующих явлений, наблюдаемых у поверхности Земли. Более разнообразны
виды радиации, достигающие лунной поверхности, а также взаимодействие каждого
из них с покровным веществом.
Ионы солнечного ветра из-за своей малой энергии способны проникать лишь в
очень тонкий верхний слой лунного вещества - не более одного микрометра. По
некоторым оценкам плотность потока частиц солнечного ветра у Луны такова, что
за время более 4 млрд, лет общее число достигших ее атомов может быть эквива-
лентно поверхностному слою лунного вещества толщиной до 10 м (Walker, 1975).
Плотность потока солнечного ветра у Луны обычно принимается равной от 1 • 108 до
8-108 частиц/(см2-с). Несмотря на то, что значительная часть атомов солнечного ветра
в конце концов покидает лунную поверхность, считается, что именно солнечный ве-
тер служит источником таких редких для химического состава лунных пород элемен-
тов, как Н, С, N и некоторых других.
Электроны с энергией около 0,5-1,0 МэВ после значительной солнечной вспышки
достигают окрестностей Луны за время от 10 мин до 10 часов. Солнечные протоны с
энергией от 20 до 80 МэВ, продвигаясь вдоль силовых линий межпланетного поля,
появляются в окололунном пространстве через время от нескольких часов до 10 ча-
800
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
сов (Hollebeke et al., 1975). Большая часть солнечных космических лучей проникает в
лунное вещество не глубже нескольких сантиметров. В самом верхнем слое эти час-
тицы могут вызывать реакции, которые оставляют следы каскадного вида. Слой око-
ло 100 г/см2 обычно служит достаточной преградой для проникновения вторичных
частиц. Многие образцы лунных пород, доставленные на Землю, хорошо сохранили
следы частиц солнечных космических лучей, по которым можно судить об интенсив-
ности солнечного ветра в прошлом за период примерно 107 лет, а также определять
экспозиционный возраст самих лунных пород.
Тяжелые ядра галактических космических лучей обычно не проникают в лунные
породы глубже примерно 10 см. Несмотря на то, что эти частицы вызывают реакции
в лунном веществе и индуцируют цепные явления, последние затухают в слое в не-
сколько г/см2. Напротив, легкие ядра в составе галактических космических лучей, к
которым обычно относятся протоны и альфа-частицы, могут глубоко проникать в
лунный грунт и инициировать каскады вторичных частиц, распространяющиеся на
несколько метров вокруг. Число вторичных частиц, как правило, в несколько раз
превышает количество частиц в первичном потоке. Например, поток первичных час-
тиц галактических космических лучей с плотностью 2 частиц/(см2-с) может индуци-
ровать поток с плотностью около 13 нейтрон/(см2-с) (Reedy et al., 1983). Одним из
процессов, сопровождающих бомбардировку лунного покровного вещества частица-
ми галактических космических лучей, является «выбивание» гамма-квантов и нейт-
ронов, которые создают поток излучения от Луны, энергетический спектр которого
указывает на химический состав вещества мишени. Это явление было положено в
основу дистанционного метода определения содержания в лунных породах таких
элементов, как Th, Ti, Fe, Mg, К и др., с помощью орбитальных космических аппара-
тов (Heiken et al., 1995).
4.5.1.7. Отраженное и собственное излучение Луны. Физические свойства лунного
реголита
Лунное излучение включает отраженный компонент (рассеянное лунной поверх-
ностью солнечное излучение в видимой и ближней ИК областях спектра), а также
собственное излучение Луны, в основном лежащее в далекой ИК-области. На
рис. 4.5.3 кривая 1 схематически показывает распределение энергии Е в спектре сол-
нечного излучения в диапазоне от рентгеновского до инфракрасного. Величина Е
выражена в единицах эрг/(см2-с) на интервал длин волн, равный 1 мкм. Отдельные
детали в спектре солнечного излучения сглажены.
Вид кривой 2 (рассеиваемая лунной поверхностью солнечная радиация) в основ-
ном повторяет характер распределения энергии в солнечном спектре с учетом изме-
нения спектрального геометрического альбедо (Шевченко, 1980). Этим последним
обстоятельством объясняется резкое падение величины излучения в ультрафиолето-
вой области и более пологая ветвь кривой в инфракрасной области спектра. Низкая
отражательная способность лунного поверхностного слоя приводит к тому, что около
90% падающей на Луну солнечной радиации переходит в тепло. В результате этого
Луна имеет собственное тепловое излучение в инфракрасной области спектра и час-
тично в радиодиапазоне. Собственное излучение Луны можно представить планков-
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
801
Рис. 4.5.3. Распределение энергии
в спектрах солнечного излучения (1),
отраженного лунной поверхностью
солнечного излучения(2)
и собственного излучения Луны (3)
ской кривой, рассчитанной для Г=400К
(в подсолнечной точке освещенного полу-
шария). Результаты подобных расчетов
представлены кривой 3 на рис. 4.5.3. Коэф-
фициент излучения лунной поверхности
принимался близким к 1.
Максимум отраженного излучения Лу-
ны приходится на X « 0,6 мкм, в то вре-
мя как максимум распределения энергии
в солнечном спектре лежит вблизи
X = 0,47 мкм. Из этого следует, что отра-
женный лунной поверхностью солнечный
свет приобретает красноватый оттенок.
Максимум собственного излучения Луны
лежит в области X = 7 мкм. Измерения теп-
лового излучения неосвещенной части лун-
ного диска в процессе смены фаз или во
время лунных затмений позволяют оценить
тепловую инерцию покровного вещества. У лунного грунта она оказывается на два
порядка меньше, чем у земных горных пород. По этой характеристике можно судить
о степени раздробленности вещества, поскольку подобное низкое значение тепловой
инерции свойственно только сильно измельченным породам, помещенным в условия
высокого вакуума.
Правая ветвь кривой 3 на рис. 4.5.3 продолжается и в область радиоволн. Однако
низкий уровень излучения Луны в радиодиапазоне нс допускает детальных исследо-
ваний. Вместе с тем, измерения радиояркостной температуры содержат информацию,
которая позволяет определить тепловой режим слоев, расположенных на глубине
нескольких длин волны под поверхностью Луны. Радиоизмсрения этого типа, в част-
ности, установили, что на глубине около одного метра температура лунного реголита
не претерпевает существенных изменений. Этот вывод впоследствии был подтвер-
жден зондированием в процессе эксперимента по бурению грунта экипажами
APOLLO (Heiken et al., 1995).
Рыхлый слой обломочного материала, сформировавшийся в результате дли-
тельной переработки вещества ударными и другими процессами, происходящими в
открытом космическом пространстве, называют реголитом.
4.5.2. Меркурий
4.5.2Л . Общие положения
Уникальное положение Меркурия как ближайшей к Солнцу планеты определяет
основной интерес к изучению этого тела. По современным, далеко не полным дан-
ным, эта сравнительно небольшая планета обладает самым большим (относительно
полной массы планеты) металлическим ядром. Меркурий представляет собой единст-
венный случай небольшого планетного тела, обладающего значительным магнитным
802
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
полем; при этом при наличии магнитосферы у планеты отсутствует ионосфера. По-
видимому, на Меркурии можно обнаружить процессы образования газовой оболочки,
общие для спутников и комет, а также геологические процессы, одинаково форми-
рующие структуры рельефа больших планет и спутников. По величине эксцентриси-
тета орбиты Меркурий среди планет Солнечной системы уступает только Плутону
(0,20564). Наконец, Меркурий представляет собой уникальный случай образования
планетного тела в значительной близости к Солнцу, при весьма высоких темпера-
турах.
Основные фактические данные о Меркурии получены при трех сближениях с ним
КА MARINER-10 (1974-1975) и с помощью наземных радиолокационных наблюде-
ний. Использование оптических наземных телескопов для исследования деталей по-
верхности Меркурия малоэффективно.
4.5.2.2. Возможные особенности строения гравитационного поля Меркурия
Достоверные сведения о внутреннем строении Меркурия, очевидно, можно бу-
дет получить только на основании точного определения коэффициентов J2 и С22 в
разложении гравитационного потенциала по гармоникам (4.5.1) на основании ра-
диоизмерений параметров орбиты будущего искусственного спутника планеты
вместе с результатами детальной гравитационной съемки, проведенной на самой
поверхности Меркурия. До получения этих данных характеристики фигуры плане-
ты и особенности структуры ее гравитационного поля будут строиться на основе
моделирования.
Поскольку Меркурий формировался при высокой температуре и, по-видимому,
прошел стадию ранней дифференциации, закономерно было бы предположить суще-
ствование у планеты значительного металлического ядра. Чтобы объяснить высокую
среднюю плотность вещества Меркурия, ранее было высказано убедительное пред-
положение, что железо должно составлять от 60 до 70% массы планеты (Urey, 1951,
1952). Наблюдаемое в настоящее время магнитное поле Меркурия считается сви-
детельством того, что большое по размерам железо-никелевое ядро у планеты суще-
ствует и находится (по крайней мере, частично) в расплавленном состоянии. До по-
явления новых наблюдательных данных общепризнанной считается модель внутрен-
него строения Меркурия, в которой железо-никелевое ядро имеет радиус около 3/4
радиуса планеты, а над ним находится силикатная мантия.
На рис. 4.5.4 показано рассчитанное согласно такой модели распределение с глу-
биной плотности и давления вещества. Модель предполагает, что Меркурий в на-
стоящее время находится в полностью дифференцированном состоянии (Siegfried и
Solomon, 1974). Как видим, на глубине около 600 км отмечается переход от силикат-
ной мантии к металлическому ядру. На этом же уровне меняется вид функции роста
давления с глубиной.
С моделью выделенного металлического ядра (в отличие от варианта однород-
ного распределения железа в теле Меркурия) согласуется расчетное значение ве-
личины //(MR)2, содержащее осевой момент инерции I. Величины М и R в этом
выражении обозначают, соответственно, массу и радиус Меркурия. Используя из-
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
803
Рис. 4.5.4. Распределение плотности р (а) и давления Р (б) как функции глубины D
согласно модели полностью дифференцированного Меркурия
мерения коэффициентов гравитационного разложения J2 и С22 косвенным путем,
привлекая величину амплитуды физической либрации оси Меркурия с периодом
88 суток и другие известные параметры движения планеты, удалось вычислить ве-
личину момента инерции (Peale, 1976, 1981). Расчеты дали значение I/(MR)2 = 0,34,
которое полностью соответствует модели с выделенным металлическим ядром
(Peale, 1988).
Наземные радиолокационные наблюдения обнаружили глобальные неоднородно-
сти распределения масс в теле Меркурия, которые, возможно, объясняют некоторые
аномальные явления в движении планеты вокруг оси и вокруг Солнца.
Поскольку период обращения планеты по орбите относится к периоду ее враще-
ния вокруг собственной оси как 3:2 (резонансное движение), наибольшая ось дина-
мической фигуры Меркурия в момент прохождения планетой перигелия устанавли-
вается в направлении подсолнечных точек с планетографическими долготами 0° и
180°. Многолетние радиолокационные наблюдения, проведенные на обсерватории
Аресибо (Harmon, Campbell, 1988), показали, что физическая фигура Меркурия, оп-
ределяемая глобальным рельефом поверхности, приблизительно совпадает с формой
динамической фигуры планеты. Согласно этим результатам, в экваториальной облас-
ти существуют две планетарных возвышенности, расположенные на концах диаметра
с долготами 10° и 190° западной долготы соответственно.
Согласно другим расчетам, можно предположить существование локальных по-
ложительных гравитационных аномалий, аналогичных лунным масконам, в районах
кольцевых впадин планетарного масштаба (Melosh, Dzurisin, 1978).
4.5.2.3. Магнитное поле Меркурия
Магнитное поле Меркурия было обнаружено и исследовано в процессе трех про-
хождений вблизи планеты КА MARINER-10. Окончательные доказательства и ос-
новные параметры были получены при третьем сближении аппарата с Меркурием
(Connemey, Ness, 1988). Минимальные зафиксированные значения напряженности,
по-видимому, относящиеся к межпланетному магнитному полю, составили около
804
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
20 нТл. При пересечении магнитосферы на ближайшем от планеты расстоянии, рав-
ном 1,14 радиуса Меркурия от его центра, была зафиксирована максимальная вели-
чина индукции 402 нТл. Магнитное поле Меркурия имеет дипольный характер с
осью, близкой к оси вращения планеты (наклон диполя к нормали к плоскости орби-
ты составляет 12°).
Сопоставление различных моделей происхождения столь значительного поля у
небольшой медленно вращающейся планеты приводит к выводу о его внутренней
природе. Однако чтобы такое поле могло генерироваться ядром Меркурия, необхо-
димо предположить действие современного динамо-процесса. Для объяснения этого
явления, в свою очередь, было выдвинуто предположение о наличии в ядре планеты
достаточного количества серы, благодаря чему определенная его часть продолжает
оставаться неохлажденной и не затвердевшей (Schubert et al., 1988). Другая гипотеза
рассматривает интенсивный разогрев переходного слоя на границе «нижняя мантия -
ядро» в результате приливных воздействий со стороны Солнца в процессе движения
Меркурия по его вытянутой орбите (Balogh, 1996).
4.5.2.4. Атмосфера и магнитосфера Меркурия
Меркурий окружен очень разреженной газовой оболочкой. При существующем
давлении атмосферы планеты около 10-12бар атомы образующих ее газов сталкива-
ются в основном не между собой, а с поверхностью планеты (Sprague, 2001). Подоб-
ную газовую оболочку можно было бы назвать экзосферой, если бы она была одно-
родной, а распределение скоростей атомов было бы близким к максвелловскому. Но
в газовой оболочке Меркурия эти параметры иные. Возможно, наблюдаемые неодно-
родности атмосферы объясняются тем, что составляющие ее компоненты имеют раз-
личные источники. Кроме Н и Не, в состав атмосферы Меркурия входят в значитель-
ном количестве Na и К. Концентрация паров Na и К над поверхностью составляет
1,2-104 1/см3 и 1,4-103 1/см3 соответственно (Sprague, 1990).
При малой плотности атмосфера планеты имеет большую протяженность. Напри-
мер, согласно наблюдениям подсолнечной области на лимбе Меркурия, гелиевая со-
ставляющая простирается до расстояний 3 000-4 000 км от поверхности планеты
(Smith et al., 1978). Натриевый хвост простирается в противосолнечном направлении
на расстояние около 40 000 км от Меркурия (Potter et al., 2001).
Основным источником водорода и гелия, очевидно, служит солнечный ветер. Ис-
точником натрия, калия и кислорода предполагаются породы поверхности планеты
или падающие на нее метеориты. Эти составляющие атмосферы могут постоянно
пополняться в процессе испарения вещества поверхностных пород и метеоритов в
результате ударно-взрывных явлений (Hunten et al., 1988).
Отсутствие плотной атмосферы приводит к значительным суточным перепадам
температуры поверхности - от примерно 700 К в подсолнечной точке при прохожде-
нии Меркурием перигелия до 100 К в экваториальных областях ночного полушария.
По сравнению с другими планетами, обладающими магнитным полем, магнито-
сфера Меркурия представляет собой уникальное явление. Обтекая планету, плазма
солнечного ветра формирует каплеобразную магнитосферу с длинным хвостом в
противосолнечном направлении. Плотность потока солнечного ветра на уровне орби-
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
805
ты Меркурия настолько велика, а планетный магнитный момент настолько мал, что
фронт головной ударной волны подходит очень близко к поверхности планеты.
Вследствие этого абсолютные размеры магнитосферы Меркурия малы, и для радиа-
ционного пояса в буквальном смысле не хватает места (Russell, 2001). При среднем
радиусе Меркурия 2 439,7 км примерные размеры его магнитосферы в направлении
оси вращения составляют около 6 радиусов, в противосолнечном направлении - бо-
лее 10-15 радиусов (Russell et al., 1988).
Из-за отсутствия ионосферы у Меркурия поток солнечного ветра, достигнув со-
ответствующего давления, проникает внутрь магнитосферы и взаимодействует не-
посредственно с поверхностью планеты. В связи с этим предполагается, что магни-
тосферные процессы на Меркурии протекают совершенно по-иному, чем на Земле.
Благодаря близости Солнца уровень эмиссии фотоэлектронов может в 10 раз превы-
шать соответствующую величину в околоземном пространстве и приводить к не-
обычным электростатическим явлениям на орбитальных аппаратах и поверхности
Меркурия (Grard, Laakso, 2001).
4.5.2.5. Метеороидпый поток вблизи Меркурия
Процессы космического выветривания на поверхности Меркурия, включающие
микрометеоритную эрозию покровного вещества, подобны аналогичным процессам,
происходящим на лунной поверхности. Вместе с тем положение Меркурия в Солнеч-
ной системе приводит к некоторым количественным изменениям. Близость Мерку-
рия к Солнцу определяет большую интенсивность потока частиц, падающих на его
поверхность. Согласно расчетам, поток микроударников в 5,5 раз превышает лунный
(Noble, Pieters, 2001). При этом в процессе каждого ударного явления испаряется в 20
раз большая масса вещества, чем в аналогичных условиях на Луне (Нарке, 2001). Со-
гласно дистанционным исследованиям, общая структура поверхностного слоя рего-
лита на Меркурии должна быть практически аналогична структуре лунного реголита
при несколько большей степени сглаженности и, вероятно, с большей долей тонко-
зернистой фракции. Зрелость грунта соответствует содержанию примерно 80% вто-
ричных частиц. Вместе с тем, экспозиционный возраст грунта при той же степени зре-
лости меньше, чем грунта, формируемого в лунных условиях (Шевченко, 2002).
4.5.3. Венера
4.5.З.1. Общие положения
Венера - ближайшая к Земле большая планета. Размер и масса Венеры практиче-
ски идентичны земным. В связи с этим особый научный интерес представляет отли-
чие физических условий на поверхности Венеры, а также строения и параметров ее
атмосферы, от аналогичных характеристик Земли. Благодаря тому, что планета ок-
ружена плотным слоем облаков, отражательная способность которых составляет
около 75%, Венера является наиболее ярким (после Луны) объектом на небесной
сфере. Для земного наблюдателя изменяются фазы и угловой диаметр видимого дис-
ка Венеры. Наибольший диаметр диска наблюдается в нижнем соединении, когда
806
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
планета находится между Землей и Солнцем; в этот момент к Земле обращено ночное
полушарие Венеры (фаза, аналогичная новолунию). В верхнем соединении (к Земле
обращено дневное полушарие планеты) Венера находится почти точно за Солнцем.
Интенсивные исследования Венеры с помощью космических аппаратов в
1961-1994 гг., а также радиоастрономические исследования с Земли показали, что
вторая от Солнца планета обладает рядом уникальных особенностей, важнейшие из
которых - мощная газовая оболочка, необычный термический режим и параметры
осевого вращения.
4.5.3.2. Гравитационное поле Венеры
Первые определения параметра J2 для фигуры Венеры показали, что ее сжатие на
несколько порядков меньше, чем сжатие фигуры Земли. Согласно данным, получен-
ным по результатам траекторных измерений КА ВЕНЕРА-9 и ВЕНЕРА-10, значение
параметра сжатия было определено величиной J2 = (4,0 ± 1,5)-10~6 (Аким и др., 1978).
По данным, полученным в процессе наблюдений за КА PIONEER VENUS,
J2 = (5,87 ± 0,35)-10-6 (Williams et al., 1983). Согласно этим данным, Венера относится
к самым неравновесным планетным телам Солнечной системы, что может объяс-
няться замедлением в прошлом ее вращения приливным трением (Жарков, 1983).
В настоящее время внешний гравитационный потенциал Венеры, представленный
в виде суммы сферических гармоник (4.5.1), включает 120 гармоник для большей
части поверхности планеты и около 180 гармоник для области экваториального поя-
са, вычисленных по результатам траекторных измерений КА MAGELLAN (Kaula,
1996, Sjogren et al., 1997). Подробные карты гравитационного поля Венеры показы-
вают наличие около десятка крупных гравитационных аномалий, связанных в основ-
ном с возвышенными областями или горными образованиями.
В табл. 4.5.2 приведены осредненные значения аномалий гравитационного поля у
поверхности, рассчитанные для некоторых крупных образований (Sjogren et al.,
1997). Долгота на Венере отсчитывается от 0 до 360° в направлении орбитального
движения планет (на Земле это направление на восток, которое совпадает с направ-
лением вращения нашей планеты, но для Венеры - это фактически западное направ-
ление, поскольку она вращается в противоположную сторону; тем не менее пока
формально принимается, что на Венере отсчет долготы также ведется в восточном
направлении, а Солнце восходит на западе). За ноль-пункт системы венерианских
Таблица 4.5.2
Значения аномалий гравитационного поля для крупных образований
Образование Долгота, град. в. д. Широта, град., с. ш. Аномалия, мгал
Область Бета 282,8 25,3 254
Горы Максвелла 3,3 65,2 239
Гора Маат 194,6 0,5 358
Гора Гулы 359,1 21,9 158
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
807
координат принята центральная горка кратера Ариадна, расположенного в Области
Альфа.
В соответствие с данными о гравитационном поле Венеры был сделан вывод, что
современная кора планеты имеет мощность от 20 до 50 км с преимущественным зна-
чением 30 км, что соответствует по объему от 1 до 2% от общего объема планетного
тела (Grimm, Hess, 1997).
4.5.3.3. Атмосфера Венеры
Венера окружена плотной, разогретой до высоких температур газовой оболоч-
кой. На уровне среднего радиуса планеты (6 051,5 км) температура достигает
737 К. При этом температурный градиент в атмосфере равен 8,06 К на километр
высоты. Среднее давление у поверхности составляет 95,0 бар, что соответствует
плотности 66,47 кг/м3. Атмосфера состоит в основном из СО2, на долю которого
приходится 0,965 ± 0,008 газовой оболочки. Другим компонентом является N2, доля
которого составляет 0,035 ± 0,008. В весовом отношении на каждый грамм общей
массы планеты приходится (2,67 ± 0,30)4 0~5 г СО2 (Donahue, Russell, 1997). На до-
лю остальных газовых составляющих атмосферы приходится менее 0,001. Из них
наибольшее значение имеют SO2 (0,02%), Аг (0,007%), Ne (0,001%) и Н2О (0,01%)
(Encrenaz et al., 1990). Общий ход основных параметров атмосферы Венеры показан
на рис. 4.5.5.
Контраст между температурами криосферы и термосферы должен приводить к
возникновению интенсивного горизонтального переноса, т. е. сильных ветров в
верхней атмосфере с возможными скоростями до 100-200 м/с (Маров, 1986). Ат-
мосферный слой в промежутке высот 160-100 км в различных моделях относится к
мезосфере. Ниже, до высоты примерно 65 км, располагается стратосфера. Ниже
этого уровня простирается тропосфера венерианской атмосферы. Важной харак-
Рис. 4.5.5. Строение атмосферы Венеры - распределение по высоте температуры (а)
и давления (б). Кривые 1 и 2 представляют распределение температуры по высоте (Fox,
Bougher, 1991): 1 - условия ночного полушария (криосфера) выше 100 км; 2 - параметры
дневной стороны (термосфера). Кривая 3 показывает ход давления с высотой
в нижних слоях атмосферы Венеры (Avduevsky et al., 1983)
808
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
теристикой атмосферы Венеры является слой плотных облаков и дымки (или ту-
манов). Нижняя граница подоблачной дымки проходит на высоте около 30 км, а
верхняя граница надоблачной дымки доходит до высоты около 90 км. При этом
основной слой плотных облаков располагается на высотах от 45-50 км до 70 км
(Esposito et al., 1997). Облака состоят из частиц H2SO4, средний размер которых не
превышает 10"2мм. Образование подобной аэрозольной составляющей атмо-
сферы, по-видимому, можно объяснить реакцией SO2 с Н2О под воздействием сол-
нечного ультрафиолета. Излучение с длиной волны менее 200 нм проникает до
высоты около 60 км. Благодаря конвекции указанные составляющие выносятся
к верхней границе плотных облаков, где и происходит упомянутая реакция (Епсге-
naz et al., 1990).
4.5.3.4. Ионосфера Венеры
Впервы дневная ионосфера Венеры была обнаружена при наблюдениях радио-
затмения К/ MARINER-5 в 1967 г. Современные данные базируются на результатах,
полученных различными космическими аппаратами с 1974 по 1992 гг. (Fox, Kliore,
1997). Значение электронной концентрации в ионосфере Венеры существенно зави-
сит от уровня солнечной активности. Максимальная дневная концентрация ионов
была зафиксирована на высоте около 140 км и составляла более 5-105 см-3. Но уже на
высоте около 500 к 4 профиль значений ионной концентрации резко обрывался и об-
наруживалась плазмопауза, т. е. граница, отделяющая ионосферную плазму от сол-
нечного ветра. Ночная ионосфера Венеры простирается до больших высот (несколь-
ко тысяч километров), но пик электронной концентрации в ней не превышает
104см"3. Измерения, проведенные около Венеры, показали, что источником элект-
ронов в ночной ионосфере служат ионы, мигрирующие с дневной стороны планеты.
В химическом составе ионосферы Венеры присутствуют О+, О2+, СОг+ и группа ио-
Рис. 4.5.6. Высотные профили общей ионной концентрации (а) и температуры (б) в дневной
ионосфере Венеры: 1 - обобщенные результаты измерений (Spenner et al., 1995);
2 - результаты аналитического моделирования (Theis, Brace, 1993); 3 - результаты,
полученные в процессе наблюдений радиозатмения КА PIONEER VENUS (Kliore et al., 1972);
4 - высотный профиль температуры по данным измерений (Miller et al., 1980)
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
809
нов с массовым числом около 29, представленная суммой (NO++ СО++ N2+) (Fox,
Kliore, 1997; Nagy, Gravens, 1997).
На рис. 4.5.6a как пример приведен средний высотный профиль общей ионной
концентрации, соответствующий составу (О+, Н+ и О2+), определенный по измерени-
ям на КА PIONEER VENUS при низкой солнечной активности на высотах примерно
от 150 до 450 км (Spenner et al., 1995). Приведенный график показывает, что при ука-
занных условиях общая плотность электронов была низкой. При большей солнечной
активности пик ионной концентрации на высоте 140-150 км может возрастать на
порядок. Данные измерений высотного профиля температуры ионосферы, приведен-
ные на графике рис. 4.5.66, аппроксимируются выражением (Theis, Brace, 1993; Nagy,
Gravens, 1997):
lgrc =3,471-
1921,9
(Я-98,078)2
+ 8,5257//,
где температура Тс выражена в кельвинах, а высота Я - в километрах.
4.5.3.5. Парниковый эффект
Кроме необычно плотной атмосферы Венера обладает уникальным тепловым ре-
жимом. В формировании энергетического баланса Венеры определяющую роль иг-
рают парниковый эффект, который к настоящему времени приобрел уже необра-
тимый характер, и динамические процессы различного масштаба - от планетарной
циркуляции до турбулентного переноса. Модели теплового режима Венеры учиты-
вают высотные профили суммарных потоков нисходящего солнечного излучения и
уходящего излучения в инфракрасном диапазоне. Решающим параметром оказывает-
ся практически полная непрозрачность облачного слоя Венеры в инфракрасной об-
ласти спектра, которая приводит к аккумуляции теплового излучения в подоблачном
слое нижней атмосферы, т. е. к формированию собственно парникового эффекта.
Существенную роль в этом процессе играют взаимосвязи радиационного и динами-
ческого теплообмена (Marov, Grinspoon, 1998).
Несмотря на то, что SO2 и Н2О имеют незначительное содержание в атмосфере
Венеры по сравнению с СО2, присутствие этих газов способствует активному разви-
тию парникового эффекта. Диоксид серы и водяной пар влияют на перенос теплового
излучения вне основных полос поглощения углекислой атмосферы, причем более
значительную роль в формировании непрозрачности среды играет водяной пар. Рас-
четы переноса теплового излучения для влажной углекислой атмосферы в инфра-
красном диапазоне спектра от 1,5 до 1000 мкм, совпадающие с результатами изме-
рений тепловых потоков на КА PIONEER VENUS, показали, что высокоширотная
атмосфера планеты существенно обеднена парами воды по сравнению с атмосферой
средних и низких широт (Шари, 2003). Согласно этим данным, развитие необратимо-
го парникового эффекта и плотной углекислой атмосферы происходило в едином
процессе. При этом не исключается возможность того, что в начальный период фор-
мирования планет Солнечной системы Венера могла обладать более умеренным кли-
матом, поддержание которого обеспечивалось карбонатно-силикатным циклом и
«влажным» парниковым эффектом.
810
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.5.4. Марс
4.5.4.1. Общие положения
Несмотря на меньшие размеры и массу, Марс как планета обладает некоторыми
особенностями, сходными с природными особенностями Земли. В определенном
отношении Марс можно рассматривать как более простую, схематическую модель
нашей планеты. Угол наклона к эклиптике оси вращения Марса, близкий по вели-
чине земному, является, как и на Земле, первопричиной сезонных изменений и
формирования аномальных по природе приполярных регионов. Уже сам цвет по-
верхности Марса служил первым указанием на гидратацию покровных пород и,
соответственно, на возможную роль воды в минералогической эволюции планеты.
Современные исследования, практически доказавшие существование жидкой воды
на поверхности Марса в ранние эпохи его формирования, постоянно вызывают во-
просы о возможности зарождения тогда же в том или ином виде органической суб-
станции. Мегарельеф планеты носит явные следы интенсивной вулканической и
тектонической активности недр Марса. Среди исследователей планет распрос-
транены представления, согласно которым детальное изучение природы Марса
может привести к разрешению многих не до конца еще ясных проблем в истории
эволюции Земли.
В течение последнего десятилетия Марс занимал приоритетное положение по
сравнению с другими объектами Солнечной системы по числу осуществленных кос-
мических проектов и по объему полученной информации. Среди планируемых пла-
нетных миссий полеты к Марсу также занимают ведущее положение. Следует учесть,
что некоторые данные, приведенные в этом параграфе, могут уточняться на основа-
нии самых последних результатов, получаемых в момент составления настоящего
сборника с борта работающих на орбитах вокруг Марса и на его поверхности косми-
ческих аппаратов.
4.5.4.2. Гравитационное поле и внутреннее строение Марса
Первые определения величины гравитационного сжатия Марса были получе-
ны еще в XIX веке из наблюдений орбитального движения естественных спутников
планеты - Фобоса и Деймоса. Современное значение этого параметра составляет
J2 = 1 960,454-10-6 (Balmino et al., 1982). Используемое в настоящее время значение
GM= 42 828,3 ± 0,1 км3/с2 было получено по доплеровским измерениям во время
пролета КА MARINER-4 (Null, 1969). При среднем радиусе R = 3389,92 ± 0,04 км
ускорение свободного падения у поверхности составляет g = 3,72 м/с2 (Esposito et al.,
1992). Средняя плотность вещества планеты достигает 3 933,5 ± 0,4 кг/м3. Значение
безразмерного среднего момента инерции, которое указывает на неоднородности в
распределении плотности относительно центра сфероида, по данным, полученным
КА MARS PATHFINDER, составляет 0,3642-0,3678 (Folkner et al., 1997). Согласно
последним оценкам эта величина равна 0,3649 ± 0,0017 (Khan et al., 2004). Одна из
современных моделей внутреннего строения Марса, соответствующая значению без-
размерного коэффициента инерции 0,3662, предполагает среднюю толщину коры
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
811
50 км и радиус собственно ядра 1662 км (Жарков, 2003). Согласно этой же модели,
так называемое железное число Fe/(Fe + Mg) = 0,22; содержание серы в ядре со-
ставляет 14% по весу, а содержание водорода в ядре 50% (мол.). Масса ядра может
составлять 19,6% от общей массы планеты. Давление на границе «ядро-мантия»
достигает 20,8 ГПа. Содержание Fe в планете согласно описываемой модели мо-
жет составлять 25,6% по весу, а относительное содержание Fe/Si равно 1,55. Со-
гласно другим оценкам мантия, толщина которой составляет несколько сотен ки-
лометров, состоит из оливинов (Mg, Fe)2SiO4 и оксида железа FeO (Encrenaz et al.,
1990). Приведенные параметры моделей подтверждаются данными самых по-
следних исследований, согласно которым нижняя граница мантии располагает-
ся на глубине до 1 800 км и радиус ядра соответственно составляет 1 500-1600 км
(Khan et al., 2004).
Анализ начальных гармоник в разложении рельефа показал, что центр фигуры
Марса смещен относительно центра масс на 2,50 ± 0,07 км в направлении точки по-
верхности с координатами 62,0° ± 3,7° ю. ш. и 272,3° ± 3,0° в. д. Эта точка располо-
жена несколько восточнее и значительно южнее центра области Фарсида
(Esposito et al., 1992). В настоящее время разложение внешнего гравитационного
потенциала (4.5.1) Марса включает гармоники до 90-го порядка (Zuber et al., 2004).
Глобальные гравиметрические карты показывают, что некоторым формам рельефа
сопутствуют крупные гравитационные аномалии. Положительными гравитацион-
ными аномалиями характеризуются Гора Олимп (около 300 мгал), Гора Элизий,
Гора Арсия, Гора Павонис, Патера Альба и Равнина Утопия. Следует обратить
внимание, что большая часть положительных гравитационных аномалий по своему
положению совпадает с образованиями вулканического типа. Сложным строением
отличается Равнина Исиды, в центре которой отмечена высокая напряженность
гравитационного поля, в то время как по краям этого равнинного образования на-
блюдаются отрицательные аномалии.
Разложение внешнего гравитационного потенциала с учетом большого числа гар-
моник и сопоставление этих данных с высокоточными топографическими измере-
ниями указывают также на неоднородность мощности коры Марса. Локальные зна-
чения толщины коры могут меняться от 5 до 100 км. При этом модальное значение
толщины коры для северного полушария составляет 32 км, а для южного - 58 км
(Zuber et al., 2004).
4.5.4.3. Магнитное поле и ионосфера Марса
Магнитное поле Марса составляет всего лишь ~10“4 земного магнитного поля.
Дипольный момент марсианского магнитного поля не превышает примерно
1012Тл/м3. Совокупность современных данных предполагает, что в настоящее вре-
мя ядро Марса находится практически в твердом состоянии, что исключает образо-
вание магнитного поля путем классического планетного динамо (Luhmann et al,
1992). Но это не исключает наличия более интенсивного магнитного поля на плане-
те в прошлом. По исследованию остаточной намагниченности вещества марсиан-
ских метеоритов (шерготтитов) палеомагнитная напряженность поля в период
812 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ РАЗДЕЛ 4
около 1,3 млрд, лет назад была оценена величинами от 250 до 1 000 нТл (Cisowski,
1986). Объяснением этих свойств метеоритов с Марса может быть предположе-
ние о существовании активных процессов динамо в марсианском ядре около
1,3 млрд, лет назад, когда и вся планета находилась в стадии геологической ак-
тивности. По оценкам, указанные процессы могли генерировать поле, магнитный
момент которого был больше 1013Тл/м3. Кроме того, наличие в марсианских ме-
теоритах следов остаточной намагниченности может указывать на существова-
ние более значительного, чем сейчас, глобального магнитного поля всего лишь
180 млн. лет назад.
Детальные данные, полученные с борта КА MARS GLOBAL SURVEYOR на
низких высотах (около 110 км), показали, что при среднем значении индукции поля
400 нТл оно распадается на большое число отдельных аномалий (Kerr, 1997; Ravat
and Miller, 2004). Поскольку оказалось, что ориентация полей в различных анома-
лиях противоположна, возникло предположение о многократном изменении ориен-
тации ранее существовавшего магнитного поля Марса (Richmond, Hood, 2003). На-
пример, значительная магнитная аномалия находится в области с координатами
4° ю. ш. и 37° в. д. Одна из групп магнитных аномалий концентрируется вокруг
точки с координатами 40° с. ш. и 210° в. д. северо-западнее Горы Олимп внутри
бассейна Фарсида в пределах области с радиусом примерно 30° (Hood, Young,
2004). В связи с тем, что в области Фарсида отмечена также крупная гра-
витационная аномалия, высказывается предположение, что переориентация маг-
нитного поля могла быть связана с глобальными вулканическими процессами. По
времени эта эпоха относится к Нойскому периоду, когда происходило формиро-
вание бассейна Фарсида, т. е. около 4,4 млрд, лет назад (Connerney et al., 2004). Со-
гласно другой версии, появление магнитных аномалий, связанных с переориента-
цией магнитного поля, было вызвано ударными явлениями, сформировавшими
крупнейшие бассейны Марса в тот же Нойский период (Hood, 2003).
При слабом магнитном поле Марса плазма солнечного ветра проникает не-
посредственно в атмосферу планеты, создавая среду, отличающуюся от типич-
ной ионосферы планетных тел с сильным магнитным полем. Наблюдения радио-
затмений в процессе пролетных и орбитальных движений около Марса различных
космических аппаратов показали, что типичный пик плотности ионосферной плаз-
мы составляет около 2-105 частиц/см3 и приходится на высоту примерно 135 км над
поверхностью планеты. Этот пик в основном создается за счет ионов О2+. Кроме
того, в ионосфере Марса присутствуют СО2+, О+, NO+ и Н+ (Barth et al., 1992).
Общие характеристики марсианской ионосферы представлены на рис. 4.5.7а, б.
Превалирование О2+ было обнаружено в процессе полетов КА MARINER-6, 7 по
данным ультрафиолетового спектрометра и тогда же объяснено как результат
ионных молекулярных реакций, превращающих исходные СО2+ и О+ в О2+ (Stewart,
1972):
со2+ + о-> о2+ + со,
о+ + со2—> о2+ + со.
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
813
Рис. 4.5.7. Высотные профили концентрации ионов (а) и распределения температуры (б)
в ионосфере Марса: 1,2- результаты наблюдений радиозатмений КА MARINER-9 при
значениях зенитных расстояний Солнца 55° и 47° соответственно (Kliore et al., 1972);
3,4- высотные профили концентрации и температуры по результатам измерений
на спускаемых модулях КА VIKING-1, 2 (Hanson et al., 1977; Luhmann et al., 1987)
Позднее результаты, полученные KA VIKING, подтвердили повышенную концент-
рацию С>2+, наличие СС>2+ и О+ и показали, что на высотах приблизительно более
280 км концентрация О+ становится сравнимой с концентрацией ионов О2+ (Barth
etal., 1992).
4.5.4.4. Атмосфера Марса
Незначительная по массе и протяженности атмосфера Марса может служить
весьма наглядной моделью газовой оболочки планет земного типа благодаря разно-
образию динамических процессов, проходящих в ней. Атмосферная динамика и кли-
матические процессы на Марсе определяются, в свою очередь, характером движения
планеты и ориентацией в пространстве ее оси вращения. Марсианская атмосфера
претерпевает значительные климатические сезонные изменения вследствие того, что
ось вращения планеты имеет наклон к плоскости орбиты 25,19°. Эксцентриситет ор-
биты существенно больше, чем у Земли и Венеры, и составляет 0,0934. В результате
марсианский год, имеющий продолжительность 668,56 марсианских средних солнеч-
ных суток, или 686,94 земных суток, делится моментами равноденствий и солнце-
стояний на четко выраженные сезоны неравной длительности. В северном полуша-
рии весна, лето, осень и зима продолжаются 194, 178, 143 и 154 марсианских суток
соответственно. Наиболее высокие температуры наблюдаются в течение лета в юж-
ном полушарии, когда планета находится на ближайшем расстоянии от Солнца. С
другой стороны, этот сезон короче, чем лето в северном полушарии, на 24 марсиан-
ских суток.
Мощнейшими катализаторами атмосферной динамики и климатических изме-
нений служат полярные шапки Марса, состоящие в основном из замерзшей углеки-
слоты с небольшим добавлением водяного льда. В периоды сезонной конденсации
814
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
и сублимации полярных шапок общая масса газовой оболочки Марса изменяется на
25%, что приводит к вариациям величины атмосферного давления в течение года
на 30% (Encrenaz et al., 1990; Zurek, 1992). Дистанционные исследования, прове-
денные с помощью Фурье-спектрометра с борта КА MARS EXPRESS, показали,
что поздним летом в южном полушарии эффективный размер частиц твердой угле-
кислоты в полярной шапке достигает 5 мм при загрязнении пылевой составляющей
на 0,05% и с добавлением 9 мкг/г (по весу) водяного льда. На границах полярной
шапки наблюдалось уменьшение размеров частиц с одновременным увеличением
доли водяного льда (Giuranna et al., 2004).
Наблюдения с помощью марсоходов SPIRIT и OPPORTUNITY, проведенные не-
посредственно на поверхности планеты, показали, что некоторое количество аэро-
золей постоянно находится во взвешенном состоянии в атмосфере. По изображениям
диска Солнца вблизи горизонта и наблюдениям сумеречного неба было установлено,
что из-за присутствия пыли оптическая плотность приповерхностных слоев атмосфе-
ры составляет около единицы (Lemman et al., 2004; Smith et al., 2004).
Одно из глобальных климатических явлений на Марсе - пылевые бури, периоди-
чески охватывающие всю поверхность планеты. Перепады давления, о которых ска-
зано выше, вызывают циклоны и антициклоны, сопровождающиеся ветрами со ско-
ростью в десятки метров в секунду. Эти перемещения воздушных масс усугубляются
интенсивными сезонными потоками в направлении из одного полушария в другое (в
соответствии с изменением времен года). В результате значительная масса пыли под-
нимается в атмосферу до высот около 50 км, изменяя, в свою очередь, прозрачность и
распределение температуры по высоте.
Рис. 4.5.8. Распределение температуры атмосферы Марса по высоте
в различных условиях: 1 - в условиях относительно прозрачной
атмосферы; 2, 3 - в период глобальной пылевой бури; 4 - изменения
температуры с учетом 11-летнего солнечного цикла; 5 - смещение
кривой распределения температуры в верхней атмосфере вследствие
нагрева пыли в нижней атмосфере Марса. Линии 6 и 7 указывают
границы: 6 - между нижней атмосферой и мезосферой; 7 - между
мезосферой и верхней атмосферой (термосферой)
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
815
На рис. 4.5.8 приведена схема «стандартной» атмосферы Марса, соответствую-
щая средним глобально выровненным условиям (Zurek, 1992). Отсчеты высот ве-
дутся от нулевого уровня, в качестве которого используется поверхность, на ко-
торой давление атмосферы составляет 6,1 мбар, что соответствует положению
тройной точки (273 К) на фазовой диаграмме воды. С учетом вариации высот рель-
ефа на Марсе атмосферное давление у поверхности может колебаться в пределах
примерно от 1 до 12 мбар (от вершин наиболее высоких вулканических гор до глу-
боких низин в тектонических разломах). В верхних слоях нижней атмосферы дав-
ление падает до 0,1 мбар. У верхней границы мезопаузы оно не превышает
0,0001 мбар. Во время глобальных пылевых бурь эти значения несколько смещают-
ся по шкале высот вверх (Zurek, 1992).
Суточные и сезонные колебания температуры на поверхности Марса значитель-
ны. Суточные колебания в средних широтах могут достигать 50°С. Высотный про-
филь температуры в экваториальных широтах значительно отличается от этого
профиля в высоких широтах. Сезонные вариации температуры также имеют сущест-
венную широтную зависимость. В области южного полюса в зимний период темпе-
ратура может опускаться ниже -125°С. При этом достигаются значения ниже темпе-
ратуры фазового перехода углекислого газа (148 К), и СО2 превращается в сухой лед.
Наиболее высокие температуры были отмечены в летний период вблизи экватора и
незначительно превышали отметку 0°С (Encrenaz et al., 1990). Сильные изменения
высотного хода температуры наблюдаются в период пылевых бурь (рис. 4.5.8).
Основной химической составляющей газовой оболочки Марса служит углекис-
лый газ. Состав нижней марсианской атмосферы следующий: СО2 - 95,32%, N2 -
2,7%, 40Аг - 1,6%, О2 - 0,13%, СО - 0,07%, Н2О - 0,03%, а также незначительные ко-
личества благородных газов - неона, криптона и ксенона (2,5-0,08 мкг/г) (Owen,
1992). Общее количество водяного пара в атмосфере Марса весьма незначительно и
может быть эквивалентно от 1 до 2 км3 льда (Zurek, 1992). Однако в последнее время
получены неоспоримые доказательства существования на планете обширных облас-
тей вечной мерзлоты, по-видимому, содержащей большие запасы химически связан-
ной воды. Так, согласно данным, полученным с борта КА MARS ODYSSEY, в преде-
лах широтных поясов 55-65° к северу и к югу от экватора обнаружены обширные
области, в которых под слоем относительно сухого грунта толщиной от 20 до 50 г/см2
располагается порода, насыщенная ледяной составляющей на 35-50%. Суммарная
площадь обнаруженных районов вечной мерзлоты на Марсе достигает 15% (Митро-
фанов и др., 2003; Mitrofanov et al., 2004).
Обнаружение обширных областей вечной мерзлоты в сочетании с многочислен-
ными геологическими и морфологическими свидетельствами присутствия в прошлом
на марсианской поверхности жидкой воды приводит к выводу о резких климатиче-
ских изменениях в природе раннего Марса. По-видимому, первые 20% марсианской
истории (более чем 3,6 млрд, лет назад) были связаны с периодом потепления на
планете, когда температура воды могла достигать 277 К. Возможно, что геологически
этот период был достаточно коротким (около 104лет), но характеризовался такими
особенностями, как появление русел текущей воды, таянием криолитосферы и фор-
мированием глобального гидростатического равновесия (Head, Mustard, 2004).
816
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.5.5. Юпитер
4.5.5.1. Общие положения
Юпитер - самая большая планета Солнечной системы. Он превосходит Землю в
11,2 раза по диаметру и в 318 раз по массе, состоит в основном из водорода и излуча-
ет энергии больше, чем получает от Солнца. Иногда Юпитер вместе со спутниками
называют Солнечной системой в миниатюре, так как размеры его двух самых круп-
ных спутников превосходят размеры таких планет, как Меркурий и Плутон, а общее
количество открытых юпитерианских спутников уже достигло 63. Преобладающий
объем информации о Юпитере передан сближавшимися с ним американскими кос-
мическими аппаратами PIONEER-Ю, И, VOYAGER-1,2 и GALILEO, который был
его искусственным спутником в течение восьми лет, хотя много данных о нем было
получено и с помощью наземных телескопов и космического телескопа HUBBLE
SPACE TELESCOPE.
4.5.5.2. Гравитационное поле Юпитера
Гравитационный потенциал Юпитера представляется в соответствии с формулой
(4.5.1). Коэффициенты разложения приведены в табл. 4.5.8 (Jacobson, 2001а, 2001b).
В частности, большое значение J2 указывает на значительное сжатие тела планеты,
вызываемое его быстрым вращением. Величина J3 мала, поскольку асимметрии се-
верного и южного полушарий Юпитера практически нет. В то же время величины J4
и J6 показывают, что имеются значительные неоднородности в распределении масс,
как в недрах, так и у поверхности планеты. Аналогичный физический смысл имеет и
безразмерный момент инерции (77Л/7?2), который несет информацию о структуре
недр планеты.
Сила тяжести на экваторе Юпитера в 2,6 раза больше, чем у поверхности Земли,
ускорение свободного падения составляет 24,79 м/с2 (на уровне атмосферы с давле-
нием 1 бар), а безразмерный момент инерции равен 0,254 (Fukushima, 1990; Jacobson,
2001а, 2001b). Его экваториальный радиус (71 400 км) на 7% больше полярного, что,
как отмечалось, вызвано быстрым вращением планеты.
4.5.5.3. Атмосфера и внутреннее строение Юпитера
Юпитер в основном состоит из водорода и гелия: по объему содержания этих га-
зов составляют 89% водорода и 11% гелия (соответственно 80% и 20% по массе). В
атмосфере Юпитера в малых количествах (не более десятых долей процента) имеют-
ся также метан СН4, аммиак NH3, водяной пар и более сложные углеводородные,
сернистые и даже фосфорные соединения (Taylor et al., 2004; West et al., 2004). Водо-
родно-гелиевая атмосфера Юпитера имеет огромную протяженность. Облачный по-
кров расположен на высоте около 1000 км над так называемой «поверхностью», где
газообразное состояние вещества постепенно переходит в газо-жидкое. Что эта по-
верхность жидкая, показывает анализ движения космических аппаратов в гравитаци-
онном поле Юпитера (Atreya et al., 1999; Taylor et al., 2004).
ГЛАВА 4.5 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ 817
Вся видимая поверхность Юпитера - это плотные облака, образующие многочис-
ленные полосы желто-коричневых, красных и голубоватых оттенков. Главным ком-
понентом верхнего слоя юпитерианских облаков является аммиак, хотя в их состав
входят также метан и более сложные углеводородные соединения (Taylor et al., 2004;
West et al., 2004). В интегральном спектре отражения всего видимого диска Юпитера
в видимой и ближней инфракрасной областях преобладают полосы поглощения ме-
тана (Karkoschka, 1994; рис. 4.5.9). Последовательные снимки с космических аппара-
тов показали, что облачные массы красного, оранжевого, желтого, коричневого и
синего цветов постоянно меняются в атмосфере Юпитера. Полосы вихревых потоков
захватывают друг друга, сужаясь или расширяясь. Распределение скорости зональ-
ных ветровых потоков, измеренной относительно внутренних слоев Юпитера (Inger-
soll, 1999), в зависимости от его широты изображено на рис. 4.5.10.
Большое Красное Пятно (овальное образование изменяющихся размеров, распо-
ложенное в южной тропической зоне; в настоящее время его размер 15 х 30 тыс. км),
зажатое между более быстро движущимся к западу темным экваториальным поясом
и южным умеренным, вращается против часовой стрелки. Периоды обращения плот-
ных облаков, образующих систему темных поясов и светлых зон к северу и югу от
экватора до параллелей 40° северной и южной широты, разные. На 18° с. ш. этот пе-
Геометрическое альбедо
Уран
Геометрическое альбедо
400 600 800 X, мм
Нептун
400 600 800 X, мм
Рис. 4.5.9. Спектральное геометрическое альбедо планет-гигантов (Юпитер, Сатурн, Уран и
Нептун). У всех в отраженном свете доминируют линии поглощения СН4 (Karkoschka, 1994)
818
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Рис. 4.5.10. Скорости зональных ветровых потоков в восточном направлении в зависимости
от широты у планет-гигантов (Юпитер, Сатурн, Уран и Нептун), измеренные
относительно внутренних слоев планеты (Ingersoll, 1999)
риод составляет 9 ч 56 мин, а на 23° с. ш. - 9 ч 49 мин. Оказалось, что пояса и зоны -
это области нисходящих и восходящих потоков в атмосфере. Атмосферные течения,
параллельные экватору, формируются под влиянием кориолисовой силы, действую-
щей на разогретые потоки газа, поднимающиеся из глубины быстро вращающегося
Юпитера к его поверхности. Севернее экватора потоки в зонах, направленные к севе-
ру, отклоняются кориолисовой силой к востоку, а направленные к югу - в западную
сторону. Видимая поверхность зон расположена на 20 км выше поясов. На границах
поясов и зон наблюдается сильная турбулентность. Скорости движения восходящих
и нисходящих газовых потоков здесь достигают 100-150 м/с (Ingersoll et al., 2004).
Интересно, что «трассерами» атмосферных течений на Юпитере являются ацети-
лен и этан, обнаруженные в его атмосфере в небольших количествах (Kunde, 2004).
Анализ цветных изображений облачного слоя, полученных фотополяриметром КА
GALILEO, позволил выявить особенности и структуру облаков. Высота облаков ока-
залась разной в поясах и зонах. Светлые зоны и Большое Красное Пятно характери-
зуются восходящими течениями в атмосфере. Облака в них расположены выше, а
температура их ниже, чем в соседних областях поясов. По современным представле-
ниям, самая известная деталь Юпитера - Большое Красное Пятно - это долгоживу-
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
819
щий свободный вихрь в атмосфере Юпитера, совершающий полный оборот за 6 зем-
ных суток (Ingersoll et al., 2004).
Окраска поясов, скорее всего, объясняется наличием аммонийных соединений,
полисульфидов и фосфинов, хотя это и очень малые составляющие юпитерианской
атмосферы (в пределах 10“4-10“7). В частности, верхний ярус облаков на Юпитере
может состоять из кристаллов NH3, средний - из кристаллов HN4SH, а нижний - из
кристаллов Н2О (Taylor et al., 2004). В высоких широтах облака образуют сплошное
поле с коричневыми и голубоватыми пятнами поперечником до 1 000 км. На снимках
облачного покрова планеты видны концентрические полосы серебристо-серого,
оранжевого, желтого, коричневого и синего цветов. Обнаружено белое пятно попе-
речником более 10000км (Westetal., 2004). По данным ультрафиолетового фото-
метра планета имеет водородную и гелиевую короны (Stallard, Miller, 2002; Yelle,
Miller, 2004).
Средняя температура на уровне видимых облаков близка к 130 К (-143°С). Инте-
ресно, что между полярными и экваториальными областями планеты не обнаружено
существенной разницы температур. Это свидетельствует о том, что внутреннее тепло
планеты играет более важную роль в динамике ее атмосферы, чем энергия, получае-
мая от Солнца. Еще наземными методами было установлено, что поток тепла из недр
Юпитера примерно вдвое превышает солнечный. Более точные измерения с косми-
ческих аппаратов показали, что отношение юпитерианского и солнечного тепловых
потоков составляет 1,9 (Hannel et al., 2003). Что может собой представлять источник
энергии в недрах Юпитера? Масса планеты недостаточно велика для начала в ее цен-
тре термоядерных реакций. Один из вероятных, хотя и не таких мощных источников
энергии на Юпитере, - химическая дифференциация вещества в планетарном мас-
штабе. В частности, погружение к центру планеты более тяжелых веществ (напри-
мер, гелия и дейтерия) и всплывание легких может приводить к значительному выде-
лению тепловой энергии (Guillot et al., 2004; Saumon and Guillot, 2004). Метеоритные
потоки в зоне Юпитера также могут быть источником выделения тепловой энергии в
его поверхностных слоях, поскольку плотность метеоритных потоков на единицу
поверхности там в 170 раз больше, чем вблизи Земли (Kruger et al., 2004).
В соответствии с современными моделями внутреннее строение Юпитера можно
представить в виде оболочек с плотностью, возрастающей по направлению к центру
планеты. На дне уплотняющейся вглубь атмосферы толщиной 1 500 км находится
слой газо-жидкого водорода толщиной около 7 000 км. На уровне около 0,9 радиуса
планеты, где давление составляет около 0,7 Мбар, а температура 6 200°С, водород
может переходить в жидко-молекулярное состояние с увеличением плотности до
0,7 г/см3, а на уровне примерно 0,8 радиуса планеты - в жидкое металлическое со-
стояние. Наряду с водородом и гелием в состав слоев может входить небольшое ко-
личество тяжелых элементов. Внутреннее ядро диаметром 25 000 км - металло-сили-
катное, включающее воду, аммиак и метан, - должно быть окружено гелием. В соот-
ветствии с адиабатической моделью Юпитера температура в его центре составляет
22000 К, а давление - 70 Мбар. Для неадиабатической модели температура оказыва-
ется несколько ниже, а давление - выше. Похожее строение может иметь и Сатурн
(Gudkova and Zharkov, 1999; Guillot, 1999; Marley, 1999; Guillot et al., 2004).
820
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.5.5.4. Магнитное поле и магнитосфера Юпитера
У Юпитера мощное магнитное поле, напоминающее земное, хотя и намного
сильнее его. Дипольная составляющая юпитерианского поля на уровне облачного
слоя имеет индукцию 4-5 Гс (на Земле 0,35 Гс), а в районах магнитных полюсов -
11 и 14 Гс. Ось диполя на 11° наклонена к оси вращения планеты (как у Земли), а
направление полюсов обратно земному. В то же время, на расстояниях менее 3 ра-
диусов от центра планеты значительный вклад в напряженность поля дают квад-
рупольная и октупольная составляющие с числом полюсов 4 и 8 соответственно, ко-
торые сильно усложняют структуру поля. Как предполагается, их происхождение
связано с относительно небольшой глубиной электропроводящего слоя. Вышеупомя-
нутые расчеты внутреннего строения Юпитера показывают, что на уровне 0,91 его
радиуса, ниже «жидкой» поверхности, давление и температура достигают значений,
достаточных для освобождения из вещества электронов проводимости. Вероятно,
начиная с этого уровня, формируется магнитное поле. По-видимому, структура недр
Юпитера заметно отличается от внутреннего строения Земли. Зоны в недрах Земли,
где работает механизм магнитного динамо, находятся в ее расплавленном металличе-
ском ядре, на расстоянии 0,25-0,30 радиуса от центра. У Юпитера же зона электрон-
ной проводимости находится даже выше металлической поверхности (около
0,8 радиуса) (Stevenson, 2000). Вероятно, поэтому юпитерианское магнитное поле
имеет сложную структуру: множество магнитных полюсов, из которых два (север-
ный и южный), соответствующие дипольной составляющей, примерно в 5 раз силь-
нее остальных. Как видим, исследование магнитного поля Юпитера пролило свет на
некоторые особенности его внутреннего строения (Khurana et al., 2004; Kivelson et al.,
2004).
Почти одновременно с открытием радиационных поясов Земли было зарегистри-
ровано дециметровое радиоизлучение Юпитера. После того, как был установлен не-
тепловой характер этого излучения, возникло подозрение, что и у Юпитера имеются
радиационные пояса и что источник дециметрового радиоизлучения находится в них.
Еще в 1964 г. было показано, что радиоизлучение исходит из пространства, намного
превышающего диаметр Юпитера, причем в основном из двух областей, располо-
женных симметрично на расстояниях около 177000 км от центра планеты. В даль-
нейшем было показано, что благодаря наличию магнитного поля у Юпитера имеется
весьма протяженная магнитосфера и радиационные пояса, похожие на земные, но
превышающие их во много раз по напряженности поля и размерам (Yelle and Miller,
2004). Анализ космических лучей, приходящих на Землю от Юпитера, показал, что
значительная часть электронов низкой энергии (3-30 МэВ) имеет характерную
10-часовую периодичность, связанную с вращением Юпитера. По существу, радиа-
ционные пояса Юпитера представляют собой гигантский природный ускоритель за-
ряженных частиц, в котором задействованы ближайшие спутники планеты, особенно
Ио, обращающийся на расстоянии 442 тыс. км от центра планеты, на котором обна-
ружены действующие вулканы (Kivelson et al, 2004; Saur J. et al., 2004). Моделирова-
ние динамики потоков заряженных частиц в магнитосфере Юпитера показывает, что
скорости этих потоков могут превосходить 1 км/с (Millward et al., 2005). Общие раз-
меры магнитосферы Юпитера настолько велики, что ес шлейф обнаружен даже за
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
821
102 103 104 We, СМ’3
Рис. 4.5.11. Плотность электронов wc в ионосферах Юпитера (Atreya and Donahue, 1976),
Сатурна (Kliore et al., 1980), Урана (Lindal, 1987) и Нептуна (Lindal, 1992). Сплошные
линии - утро, штриховые - вечер. Высота указана от уровня в атмосфере с давлением 1 бар
пределом орбиты Сатурна (Khurana et al., 2004). Модельное распределение плотности
электронов в ионосфере Юпитера (Atreya and Donahue, 1976), согласующееся с дан-
ными PIONEER-10, приведено на рис. 4.5.11.
4.5.5.5. Кольца и система спутников Юпитера
С помощью VOYAGER было обнаружено такое удивительное образование, как
узкое кольцо Юпитера. Ширина его наиболее плотной части, расположенной ближе
к Юпитеру, которая называется Главным кольцом, около 5 200 км. Внешняя граница
Главного кольца лежит на расстоянии 128 тыс. км от центра планеты, где проходят
орбиты двух маленьких ближайших спутников Юпитера - Метиды и Адрастеи (ор-
бита последней дальше от Юпитера на 1 000 км, чем орбита Метиды). В дальней, бо-
лее разреженной части кольца лежат орбиты еще двух спутников - Амальтеи и Тебы.
Схематическая диаграмма, изображающая кольцо Юпитера и четыре его внутренних
спутника, представлена на рис. 4.5.12. Кольцо состоит из частиц микронных разме-
ров, о чем говорит его сильное рассеяние света вперед. Но средняя плотность веще-
ства в кольце так мала, что оно в тысячи раз прозрачнее хорошего стекла. Как пред-
822
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Рис. 4.5.12. Кольца и внутренние спутники планет-гигантов.
Все расстояния масштабированы к экваториальному радиусу
соответствующей планеты. Штриховая линия показывает
расстояние, на котором орбитальный период равен периоду
вращения планеты, штрихпунктирная - предел Роша для
жидких тел плотностью 1 г/см3 (de Pater and Lissauer, 2004)
полагают, пылинки поставляются в кольцо упомянутыми четырьмя спутниками
вследствие очень сильного приливного воздействия на них со стороны Юпитера, а
также их бомбардировки микрометеоритами. Те же спутники своими гравитацион-
ными полями формируют внутреннюю и внешнюю структуру кольца (Bums et al.,
2004; de Pater and Lissauer, 2004).
За последние несколько лет по результатам глубоких обзоров (до 27-й звездной
величины) ближайших окрестностей Юпитера, выполненных на крупнейших назем-
ных телескопах (диаметрами 8-10 м), открыто 46 его внешних малых спутников, а
общее их число достигло 63 (Jewitt et al., 2004). Полученные сведения обо всех из-
вестных спутниках Юпитера приведены в табл. 4.5.6 и 4.5.7. Юпитерианские спутни-
ки можно разделить на две группы - внутреннюю и внешнюю. Восемь спутников
внутренней группы обращаются почти по круговым орбитам, практически совпа-
дающим с плоскостью экватора планеты, и совершают синхронное с орбитальным
суточное вращение. Из спутников внутренней группы четыре самых близких к пла-
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
823
нете (вышеупомянутые Метида, Адрастея, Амальтея и Теба) имеют диаметры при-
мерно от 20 до 260 км и находятся в пределах 1-3 радиусов Юпитера. Своими разме-
рами они резко отличаются от следующих за ними четырех спутников, открытых еще
Галилеем (и поэтому называемых «галилеевыми»), расположенных на расстоянии от
6 до 26 радиусов Юпитера и имеющих размеры, близкие к размеру Луны. Предпола-
гают, что спутники внутренней группы являются «настоящими» спутниками Юпите-
ра, поскольку могли сформироваться in situ, в результате аккреции из протоспутни-
кового диска планеты (Bums et al., 2004). Практически все спутники внешней группы
имеют малые размеры (от одного до нескольких километров) и движутся по сильно
эксцентричным и наклоненным к экваториальной плоскости планеты орбитам
(табл. 4.5.6). Ряд внешних спутников (в частности, Ананке, Карме, Пасифе и Синопе)
обращается в обратном направлении. Разнообразие параметров орбит спутников
внешней группы свидетельствует о том, что эти тела могли быть гравитационно за-
хвачены Юпитером (Sheppard and Jewitt, 2002; Jewitt et al., 2004; Morbidelli et al.,
2005).
Остановимся подробнее на галилеевых спутниках: Ио, Европе, Ганимеде и Кал-
листо. Детальная съемка этих спутников с космических аппаратов показала, что их
поверхности чрезвычайно разнообразны.
Диаметр ближайшего к Юпитеру галилеева спутника Ио 3 630 км, а средняя плот-
ность вещества 3,55 г/см3. Как уже говорилось, на нем обнаружены действующие
вулканы. Сернистый газ и пары серы выбрасываются со скоростью около 1 км/с на
высоту в сотни километров над поверхностью спутника. Недра Ио разогреваются под
действием приливных сил Юпитера, поскольку спутник движется по слегка эллип-
тичной орбите (из-за возмущений со стороны Европы и Ганимеда). Интенсивность
приливного воздействия на Ио значительно выше, чем на другие галилеевы спутни-
ки. Приливные силы изгибают литосферу Ио и разогревают ее. При этом накопив-
шаяся энергия вырывается на поверхность в виде вулканов. Результатом разогрева
поверхности, вероятно, является наблюдаемое отсутствие воды. Если в районе эква-
тора температура составляет 130 К, то в горячих пятнах размером от 75 до 250 км
температура достигает 310-600 К. Возраст поверхности Ио, сложенной из сернистых
продуктов извержений и имеющей оранжевый цвет, оценивается в 1 млн. лет. Рельеф
Ио в основном равнинный, но есть несколько гор высотой от 1 до 10 км. Атмосфера
Ио сильно разрежена, но вдоль его орбиты обнаружено свечение водорода, кислоро-
да, серы и даже паров натрия - продуктов вулканических извержений (McEwen et al.,
2004; Saur et al., 2004; de Pater and Lissauer, 2004).
Европа, второй из галилеевых спутников, размером несколько меньше Луны: его
диаметр 3138 км, а средняя плотность 3,01 г/см3. Поверхность спутника, оранжево-
коричневая и довольно гладкая, испещрена сетью светлых и темных линий. По-
видимому, это трещины в ледяной коре, возникшие в результате тектонических
процессов. Ширина этих разломов составляет от единиц до сотен километров, а
протяженность достигает нескольких тысяч километров. Оценка толщины коры
колеблется от нескольких километров до десятков километров. Наиболее вероятно,
что в недрах Европы также выделяется приливная энергия, которая и поддерживает в
жидком виде мантию - подледный водный океан. Не исключено наличие простейших
824
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
форм жизни в этом океане, поскольку он может быть теплым. Исходя из средней
плотности Европы, под океаном могут быть силикаты. Поскольку кратеров на Европе
очень мало, возраст ее поверхности оценивается от сотен тысяч до нескольких мил-
лионов лет. На снимках высокого разрешения, полученных КА GALILEO, видны
отдельные поля неправильной формы с вытянутыми параллельными хребтами и
долинами, напоминающими шоссейные дороги. В ряде мест видны темные пятна,
являющиеся, скорее всего, отложениями вещества, вынесенного из-под ледяной
поверхности (Greeley et al., 2004; de Pater and Lissauer, 2004).
Крупнейший спутник в системе Юпитера и вообще в Солнечной системе - Гани-
мед - имеет радиус 2 631 км. Его средняя плотность лишь вдвое превосходит плот-
ность воды, поэтому около 50% его массы, вероятно, приходится на лед. Множество
кратеров, покрывающих участки темно-коричневого цвета, свидетельствует об их
древнем возрасте (3-4 млрд. лет). Более молодые участки покрыты системами парал-
лельных борозд, сформированных более светлым материалом в результате растяже-
ния ледяной коры. Глубина этих борозд - несколько сотен метров, ширина - десятки
километров, а протяженность может доходить до нескольких тысяч километров. У
некоторых кратеров Ганимеда встречаются не только светлые, но и темные лучевые
системы (Pappalardo et al., 2004; de Pater and Lissauer, 2004).
Диаметр Каллисто - 4 800 км. Исходя из его средней плотности 1,83 г/см3, можно
предположить, что водяной лед составляет около 60% его массы. Толщина ледяной
коры, как и у Ганимеда, оценивается в 75 км. Вся поверхность Каллисто испещрена
кратерами разных размеров. Возраст поверхности оценивается в 3,5 млрд. лет. На ней
нет протяженных равнин или систем борозд. Отличительная деталь рельефа Калли-
сто - многокольцевая структура диаметром 2 600 км, состоящая из 10 концентриче-
ских колец. У спутника обнаружено дипольное магнитное поле, указывающее на
возможное наличие металлического ядра. Кратеры на Каллисто имеют слабо выра-
женный вал и небольшую глубину. Температура поверхности на экваторе в полдень
достигает 150 К (Moore et al., 2004; de Pater and Lissauer, 2004).
Как отмечалось, рождение галилеевых спутников могло быть связано с прото-
спутниковым субдиском Юпитера. Из современных космогонических моделей (Саф-
ронов, 1969; Weidenschilling, 1977; Pollak et al., 1996; Дорофеева и Макалкин, 2004)
следует, что «опережающий» рост Юпитера был обеспечен конденсацией и замерза-
нием летучих соединений (в первую очередь - воды) в солнечной протопланетной
туманности на гелиоцентрических расстояниях более 5 а. е. Состав вещества, по-
шедшего на формирование Юпитера и планетезималей его зоны, оценивается при-
мерно равной пропорцией силикатов, углеводородных соединений (органики) и воды
(Pollak et al., 1996). Но даже если начальный состав вещества юпитерианского суб-
диска практически совпадал с солнечным, то в дальнейшем этот состав мог быть
обеднен летучими и обогащен тяжелыми элементами. В работах российских авторов
(Макалкин и др., 1999; Макалкин и Рускол, 2003) показано, что обеднение вещества
галилеевых спутников летучими элементами, вероятно, произошло на этапе их фор-
мирования в соответствии с моделью маломассивного аккреционного диска. Этими
процессами и определяется состав и современная внутренняя структура галилеевых
спутников Юпитера (Canup and Ward, 2002; Макалкин и Рускол, 2003). Значения
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
825
средней плотности и моментов инерции галилеевых спутников по данным КА
GALILEO, а также результаты моделирования их внутренней структуры показывают,
что Ио, Европа и Ганимед, скорее всего, подобны по внутреннему строению. В част-
ности, все они могут иметь массивное металлическое ядро, в котором генерируется
магнитное поле. По поводу ядра Каллисто однозначного мнения пока нет (Кусков и
Кронрод, 1998; Kuskov and Kronrod, 2001; Schubert et al., 2004).
Следует упомянуть об уникальном катастрофическом событии, связанном с Юпи-
тером, которое произошло 16-22 июля 1994 г. Уникальность его в том, что оно не
только было предсказано астрономическими методами, но и впервые наблюдалось с
помощью всех возможных наземных и космических средств (включая космический
телескоп HUBBLE и КА GALILEO). Речь идет о столкновении с Юпитером кометы
Шумейкеров-Леви 9 (Ш-Л 9), а точнее - обломков ее ядра. Цепочка из 21 фрагмента
(размером до 2 км) была обнаружена в начале 1993 г. вдоль орбиты, проходящей в
непосредственной близости от Юпитера. Как показал расчет, ядро кометы распалось
в июле 1992 г. при очень тесном сближении с Юпитером, внутри сферы Роша, под
действием сильных приливных напряжений. Это мог быть либо один из его богатых
льдами летучих соединений малых спутников, либо захваченное незадолго до этого
ядро кометы. К сожалению, наблюдать столкновения фрагментов с атмосферой
Юпитера не удалось, поскольку места их падения пришлись на невидимое с Земли
ночное полушарие Юпитера. Благодаря вращению Юпитера следы столкновений
оказались видны с Земли только через 1-2 часа после ударов. Столкновения фраг-
ментов кометы с атмосферой Юпитера происходили под углом около 45° при скоро-
стях около 60 км/с. Наиболее эффектными оказались последствия падений самых
крупных фрагментов (А, Е, G, Q1 и R), давшие специалистам редкую возможность
исследовать свойства и динамику юпитерианской атмосферы в ходе естественных
ударных процессов (Harrington et al., 2004). Кратко упомянем лишь о некоторых эф-
фектах, зарегистрированных в атмосфере Юпитера как в моменты столкновений с
фрагментами кометы Ш-Л 9, так и во время последующего многолетнего мониторин-
га мест столкновений.
В местах падений крупных фрагментов размер «плюмов» (вертикальных выбро-
сов) достигал 3 000 км, а температура вещества в них (по ИК-данным) - 2 000-5 000 К
(Kim et al., 1999). От эпицентров взрывов распространялись круговые волны с посто-
янной скоростью (около 450 м/с) независимо от энергии взрыва (Chen and Bao, 2003).
Привнос в стратосферу Юпитера с фрагментами кометы такого нетипичного вещест-
ва, как цианид водорода HCN, позволил проследить динамику потоков в стратосфере
Юпитера в меридиональных направлениях. Спектроскопия в миллиметровом диапа-
зоне молекулы HCN и некоторых других новых соединений (СО, CS) позволила ус-
тановить, что на Юпитере, как и на Земле, полярные регионы являются динамически
изолированными от более низких широт (Griffith et al., 2004). Исследование спект-
ральных (авроральных) эффектов в термосфере и ионосфере Юпитера в «послеудар-
ный» период позволило установить, что наряду с обычными ионами Н3+ там появля-
лись такие новые ионы, как S+, H3CS+ и СН4+. В тот же период (в течение нескольких
дней после столкновений) электронная плотность в юпитерианской термосфере и
ионосфере возрастала в 10 раз (Maurellis and Cravens, 2001).
826
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.5.6. Сатурн
4.5.6.1. Общие положения
Наиболее примечательной особенностью Сатурна, второй по размерам планеты
Солнечной системы, является его большая и во многом еще загадочная система ко-
лец. Сатурн превосходит Землю по массе в 95,1 раза, но его средняя плотность
меньше земной примерно в 8 раз и даже меньше плотности воды (0,7 г/см3). Обраща-
ясь вокруг Солнца по орбите, близкой к круговой, на расстоянии в 2 раза большем,
чем Юпитер, Сатурн совершает полный оборот за 29,5 земных лет. Экваториальная
плоскость Сатурна наклонена на 27° к плоскости его орбиты, поэтому для него ха-
рактерны большие сезонные изменения.
Во многих отношениях Сатурн подобен Юпитеру. Он тоже представляет собой
быстро вращающийся эллипсоид, окутанный мощным слоем атмосферы и состоящий
преимущественно из жидкого водорода и гелия. Сатурн выделяет примерно в 2,5 раза
больше тепла, чем получает от Солнца. Сейчас у Сатурна известно 56 спутников, из
которых самый большой - Титан (диаметр 5150 км), имеющий самую массивную
атмосферу по сравнению с другими спутниками, и еще четыре спутника диаметром
более 1 000 км, а остальные - это малые тела. С 30 июня 2004 г. Сатурн и его систему
спутников и колец изучают с помощью КА CASSINI, движущегося по орбите вокруг
планеты.
4.5.6.2. Гравитационное поле Сатурна
Особенности гравитационного поля Сатурна и его спутниковой системы ранее
изучались с помощью наземной астрометрии, КА PIONEER-11 и VOYAGER, а сей-
час - с помощью КА CASSINI.
Величины коэффициентов в разложении гравитационного потенциала планеты в
формуле (4.5.1) С2о (Л), С22, Ji, Л и J6 приведены в табл. 4.5.8 (см. разд. 4.5.10). Из
этой таблицы видно, что у Сатурна наибольшее значение коэффициента J2 в Солнеч-
ной системе, что указывает на сильное сжатие тела планеты, вызываемое его быст-
рым вращением (эллиптичность Сатурна составляет 0,097-96), а его момент инерции,
характеризующий внутреннее строение планеты, равен 0,210 (Fukushima, 1990; de
Pater and Lissauer, 2004). Значение не было определено по причине его малости,
поэтому на современном уровне точности можно считать, что у Сатурна нет асим-
метрии северного и южного полушарий. В то же время коэффициенты J4 и J6 для Са-
турна являются самыми большими в нашей системе и показывают, что имеются
крупные неоднородности в распределении массы как в недрах, так и вблизи поверхно-
сти планеты. Гравитационное ускорение на экваторе (на уровне 1 бар) равно 10,44 м/с2,
что близко к земному. По характеру поля тяготения сделан вывод, что внутреннее
строение Сатурна похоже на строение недр Юпитера. (Jacobson, 2004а, 2004b).
4.5.6.3. Атмосфера Сатурна
Подобно Юпитеру, Сатурн быстро вращается (с периодом вращения 10,2 часа
для экваториальных районов и более 11 часов - для приполярных), состоит пре-
имущественно из жидкого водорода и гелия и окутан мощной атмосферой, в
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
827
верхних слоях которой обнаружены в небольших количествах метан, аммиак и
другие углеводородные и сернистые соединения (Atreya et al., 1999). На спект-
ральной зависимости геометрического альбедо всего видимого диска Сатурна
преобладают полосы поглощения метана (см. рис. 4.5.9). Экваториальный радиус
по верхней границе облачного слоя составляет 60 270 км, а полярный - на не-
сколько сотен километров меньше. В атмосфере Сатурна содержится 94% водо-
рода и 6% гелия (по объему). Напомним, что в атмосфере Юпитера по объему
гелия больше - около 11%. Если полагать, что начальный состав у обеих планет
был одинаков, то это различие указывает на значительное количество «утонувше-
го» гелия на Сатурне. Поток солнечной энергии, достигающий Сатурна, в 91 раз
меньше, чем у Земли. Температура на нижней границе облаков Сатурна составля-
ет -143°С. Средняя температура Сатурна равная -170°С, полученная по результа-
там измерений его инфракрасного излучения (PIONEER-11), свидетельствует о
том, что планета излучает в 2,5 раза больше тепла, чем получает от Солнца. Ис-
точником этого избыточного тепла может быть как раз энергия, выделяемая за
счет гравитационной дифференциации вещества. Но частично это может быть и
реликтовое тепло, запасенное Сатурном в начале эволюции (Atreya et al., 1999;
Saumon and Guillot, 2004).
Как и Юпитер, Сатурн имеет развитую систему поясов и зон, но они никогда не
бывают видны так четко, как на Юпитере. Из-за низких температур в надоблачной
атмосфере Сатурна, где пары аммиака вымораживаются, образуется плотный слой
тумана или дымки, скрывающий структуру поясов и зон (Munoz et al., 2004). В от-
личие от Юпитера, полосы на Сатурне доходят до очень высоких широт - 78°. По
данным VOYAGER-2 широтное распределение ветров в южном полушарии зер-
кально повторяет это распределение в северном полушарии (Atreya et al., 1999).
Гигантское овальное образование размером с Землю, расположенное недалеко от
северного полюса, названо Большим Коричневым Пятном (по аналогии с Большим
Красным Пятном Юпитера). Обнаружены также несколько коричневых пятен
меньшего размера. Как и на Юпитере, это свободные вихри, но из-за более высо-
кой, чем на Юпитере, скорости потоков, эти ураганные вихри быстро затухают и
перемешиваются с полосами. Скорости зональных ветров в районе экватора дости-
гают 400-500 м/с, а на широте 30° - около 100 м/с (Ingersoll, 1999; Perez-Hoyos et al.,
2005; Porco et al., 2005) (см. рис. 4.5.10).
Имеющиеся теоретические модели показывают, что если у Юпитера газо-жид-
кая атмосфера простирается на глубину 10-15 тыс. км, то у Сатурна ее протяжен-
ность может быть намного больше - до глубины 0,55 радиуса, где она постепенно
переходит в смесь жидких водорода и гелия. Примерно на 0,5 радиуса у Сатурна
жидкий молекулярный водород переходит в жидкий металлический водород (с
примесью гелия), который на глубине 0,2 радиуса от центра планеты отделен не-
большим переходным слоем от металлосиликатного ядра. Температура и давление
в центре Сатурна могут достигать значений 11 000 К и 42 Мбар в адиабатической
модели или 9000 К и 46 Мбар - в неадиабатической (Gudkova and Zharkov, 1999;
Guillot, 1999; Marley, 1999).
828
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.5.6.4. Магнитное поле и магнитосфера Сатурна
Первым космическим аппаратом, посетившим окрестности Сатурна, был
PIONEER-11, который 1 сентября 1979 г. прошел на расстоянии 21 400 км от облач-
ной поверхности этой планеты. Магнитное поле Сатурна, зафиксированное его
приборами, оказалось сильнее, чем у Земли, но слабее, чем у Юпитера.
Магнитное поле Сатурна имеет уникальный характер. В соответствии с ана-
литическими решениями для возбуждения магнитного поля планеты по схеме
«планетарного динамо» необходимым условием является угол, например 10-12°,
между осью вращения планеты и осью магнитного диполя (как это имеет место у
Земли, Меркурия и Юпитера). А у Сатурна ось магнитного диполя совпадает с
осью вращения планеты. Высказано предположение, что в случае Сатурна поле
возникает на большей глубине, чем у Юпитера. Как и юпитерианское, магнит-
ное поле Сатурна противоположно направлению поля Земли. Индукция магнит-
ного поля Сатурна на уровне видимых облаков на экваторе составляет чуть
больше 0,2 Гс (на поверхности Земли - 0,35 Гс). Но магнитный момент Сатурна
гораздо больше земного из-за объема планеты (Davis and Smith, 1990; Kivelson,
2005).
Магнитосфера Сатурна имеет симметричный вид и по протяженности занимает
место между магнитосферами Земли и Юпитера. Однако поскольку Сатурн на-
ходится в 10 раз дальше от Солнца, чем Земля, и его размер примерно в 10 раз
больше земного, объем его магнитосферы значительно превосходит объем земной
магнитосферы. Радиационные пояса имеют правильную форму, причем в них на-
блюдаются пустые полости, где заряженные частицы поглощаются спутниками или
кольцами. Вблизи колец концентрация частиц ничтожна. За спутниками Сатурна
тянутся хвосты из нейтральных и ионизированных молекул и атомов газа, обра-
зующие гигантские торы на орбитах. Одним из источников такого тора является
верхняя атмосфера Титана, самого большого спутника Сатурна. Пять ледяных
спутников Сатурна (Мимас, Энцелад, Тефия, Диона и Рея) находятся в пределах
его внутренней магнитосферы, на расстояниях от 3 до 9 его радиусов (Saur and
Strobel, 2005).
Сатурн имеет достаточно плотную ионосферу, состоящую из электронов,
ионов N+, О2+, О+ и других, в которую погружены его кольца и ближайшие спут-
ники (Young et al., 2005). Распределение электронной плотности в ионосфере
Сатурна по данным PIONEER-11 (Kliore et al., 1980) изображено на рис. 4.5.11.
По данным CASSINI, основной период переменного радиоизлучения магнито-
сферы Сатурна практически равен периоду вращения планеты и составляет
10 ч 45 мин 45 с (±36 с). В то же время зарегистрировано и много сильных радио-
импульсных сигналов, некоторые из которых удалось связать со вспышками мол-
ний в областях интенсивных вихрей в атмосфере планеты. Также обнаружено авро-
ральное радиоизлучение в области колец Сатурна, которое свидетельствует о силь-
ном электродинамическом взаимодействии в пределах или вблизи колец (Gur-
nett et al., 2005).
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
829
4.5.6.5. Система колец и спутников Сатурна
У всех планет-гигантов есть кольца, но почему именно система колец Сатурна та-
кая большая и когда она возникла - пока остается загадкой. Одна из вероятных гипо-
тез образования необычной системы колец Сатурна - это относительно недавнее
(несколько миллионов лет назад) катастрофическое разрушение его достаточно
крупного спутника (диметром порядка 100 км), находящегося вблизи предела Роша,
при ударе по нему ядра кометы (1р, 1988). Схематическое изображение относи-
тельных размеров и структуры колец Сатурна и других планет представлено на
рис. 4.5.12 (de Pater and Lissauer, 2004). Как видим, кольца всех планет-гигантов на-
ходятся если не полностью, то в значительной мере в пределах сферы Роша.
Крупномасштабная структура колец Сатурна была установлена еще при его пер-
вых телескопических наблюдениях в XVII веке Галилео Галилеем, Христианом
Гюйгенсом и Жаном Кассини. Внешнюю часть кольца назвали кольцом А, а внут-
реннюю - кольцом В. Разделяющую их темную полосу называют делением Касси-
ни. Позже наземными наблюдениями были выявлены кольца С, D и Е. Космические
снимки системы колец Сатурна, полученные КА PIONEER-11, VO YAGER-1,2 и
CASSINI, показали, что кажущиеся с Земли сплошными кольца Сатурна на самом
деле представляют собой структуру из большого числа отдельных колечек, кото-
рые, в свою очередь, состоят из бесчисленного множества ледяных частиц разного
масштаба: от метрового до субмикронного. Спектрофотометрические наблюдения
колец в видимом и ПК-диапазонах показали, что в составе частиц преобладает во-
дяной лед, имеется темный бесцветный компонент (вероятно, аморфный углерод), а
также органика типа толина (Poulet et al., 2003). Наблюдения в тепловой ИК-облас-
ти показали, что у частиц колец очень низкая тепловая инерция, что свидетельству-
ет либо об их высокой пористости в целом, либо о том, что они покрыты слоем
очень пористого вещества (Spilker et al., 2003).
Под действием резонансного гравитационного влияния спутников планеты в
кольцах возникают сгущения, разрежения и щели («деления»), формируются их
внешние и внутренние границы и даже происходит сортировка частиц по размеру.
Кольца Сатурна расположены в следующем порядке от планеты: D, С, В, A, F, G, Е.
Невидимое для оптических приборов самое внешнее кольцо Е было зарегистриро-
вано устройствами, реагирующими на поля и заряженные частицы. А внутреннее
кольцо D очень неплотное и, вероятно, доходит до верхних слоев атмосферы, как и
у Юпитера. Интересно, что деление Кассини (между кольцами А и В), которое счи-
тали местом, свободным от материала колец, на самом деле заполнено веществом с
другой степенью измельченности и меньшей концентрацией. Это установлено пу-
тем наблюдений колец с теневой стороны (de Pater and Lissauer, 2004). Правильным
будет считать, что у Сатурна постоянно имеются только перечисленные крупные
кольца. Очертания более мелких колец меняются под влиянием как притяжения
спутников, так и при взаимных столкновениях частиц. Узкие кольца могут даже
иметь структуру в виде скрученных шнуров, а на широких кольцах иногда наблю-
даются поперечные светлые или темные полосы или зубцы (так называемые «Спо-
ки» - спицы). По одной из новых гипотез, такие образования могут возникать из-за
наличия в кольцах небольших «спутников-пастухов» (размером от нескольких еди-
830
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
ниц до десятков километров). Еще одна интересная гипотеза связывает появление
Споков с электростатическими волнами, поскольку эти образования быстро меняют
свою форму, иногда со скоростью до 3-15 км/с. Возможно, причина подобных
явлений скрыта в самом Сатурне, поскольку в его атмосфере иногда возникают
мощные электрические разряды, как и на Юпитере, которые могут передаваться
кольцам через сравнительно плотную ионосферу (de Pater and Lissauer, 2004;
McGhee et al., 2005; Porco et al., 2005). Интересно отметить, что кольца Сатурна не
только излучают радиоволны, поскольку погружены в магнитосферу, а частицы
колец служат источниками атомных и молекулярных ионов (Young et al., 2005), но
также испускают и рентгеновское флуоресцентное излучение под действием более
мощного солнечного рентгеновского излучения и потока частиц солнечного ветра
(Bhardwaj et al., 2005).
В 2005 г. с КА CASSINI на Титан (крупнейший спутник Сатурна диаметром
5150 км, имеющий плотную атмосферу) был направлен спускаемый аппарат
HUYGENS. Он вошел в атмосферу Титана 14 января 2005 г. и сначала 2,5 часа при
спуске на парашюте, а затем еще около 3-х часов на поверхности спутника передавал
научные данные, в том числе - фотопанорамы окружающей местности (посадка про-
изошла на дневной стороне в экваториальной области). Еще в 1980 г. VOYAGER-1
установил, что основной компонент атмосферы Титана - азот, а не метан, как пред-
полагали ранее. Поверхность Титана неразличима из космоса сквозь дымку и плот-
ную атмосферу, содержащую 85% азота, около 12% аргона и менее 3% метана. В ат-
мосфере также наблюдается небольшие количества этана, пропана, ацетилена, эти-
лена, водорода, кислорода и других веществ. Температура верхних слоев атмосферы
близка к 150 К, а у поверхности - около 94 К. Давление у поверхности - около
1,5 бар. В целом масса атмосферы у Титана почти вдвое больше, чем у Земли. Вполне
вероятно, что поверхность Титана состоит изо льда с примесью силикатных пород.
Средняя плотность Титана 1,9 г/см3 (de Pater and Lissauer, 2004; Kim et al., 2005).
Исследования Титана с помощью КА CASSINI дают другую интересную инфор-
мацию. В частности, масс-спектрометрические измерения подтвердили, что основной
состав и тепловая структура атмосферы Титана практически не изменились со вре-
мени исследований VOYAGER-1 (Waite et al., 2005). Оптические измерения ослабле-
ния блеска нескольких звезд атмосферой Титана в диапазоне высот 450-1 600 км над
его поверхностью позволили идентифицировать и установить количественное со-
держание шести менее обильных составляющих его атмосферы после азота и аргона:
это метан, ацетилен, этилен, этан, диацетилен и цианид водорода (Shemansky et al.,
2005). ИК-измерения CASSINI показали, что температура в атмосфере Титана в об-
ласти стратопаузы (на высоте 310 км над поверхностью) составляет 186 К, а над юж-
ным полюсом температура стратосферы оказалась на 5-6 градусов ниже. Зарегист-
рированная скорость зонального ветра в стратосфере Титана велика - около 160 м/с
(Flasar et al., 2005), но на высоте 15 км она снижается до 8 м/с, а у поверхности ветра
почти нет.
Особо важными оказались радиолокационные данные о поверхности спутника,
полученные с борта CASSINI, поскольку, как и у Венеры, плотная атмосфера Титана
практически непрозрачна в видимом диапазоне. Проведено зондирование ~1% по-
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
831
верхности с разрешением около 0,5 км и еще ряда его областей с меньшим разреше-
нием. Оказалось, что Титан имеет сложную поверхность с низким рельефом и боль-
шим разнообразием форм, среди которых имеются конусообразные вулканические
образования, потоки, извилистые каналы. Поверхность Титана выглядит молодой, с
небольшим количеством ударных кратеров. Ее рассеивающие и диэлектрические
свойства характерны для пористого льда или органики, а высокие радиояркостные
температуры некоторых темных пятен соответствуют составу замороженного угле-
водородного вещества (Elachi et al., 2005). На основе гравитационных измерений
уточнена модель внутреннего строения Титана: похоже, что под его ледяной корой
имеется обогащенный аммиаком водный океан, глубина которого может достигать
нескольких десятков километров (Tobie et al., 2005).
Сейчас у Сатурна известно 56 спутников, из которых более половины обнаруже-
ны за последние несколько лет (Jewitt et al., 2005). Параметры их орбит и физические
характеристики приведены в табл. 4.5.6 и 4.5.7. Крупнейшие спутники Сатурна (в
порядке удаленности от планеты) - Мимас (7? = 196 км), Энцелад (R = 250 км), Тефия
(7? = 530 км), Диона (7? = 560 км), Рея (7? = 765 км), Титан (7? = 2 575 км), Гиперион
(175 х 117 х 100 км), Япет (7? = 730 км), Феба (7? = 110 км). Все они (кроме Фебы) на-
ходятся в синхронном вращении, т. е. постоянно обращены к Сатурну одной сторо-
ной. Название «ледяные спутники» наиболее соответствует этим и другим, меньшим
спутникам Сатурна, поскольку некоторые из них имеют среднюю плотность
1,0 г/см3, что характерно для чистого льда. Плотность других несколько выше, но
тоже невелика. Все они находятся за пределами колец Сатурна, кроме Атланта
(19x13 км) и Прометея (70 х 50 х 37 км), движущихся между внешними кольцами А и
F (de Pater and Lissauer, 2004).
Космическими аппаратами получены изображения всех крупных спутников.
Кратко перечислим только некоторые интересные и, порой, необъяснимые детали.
На Рее очень много кратеров; самый крупный из них имеет поперечник около
500 км, т. е. близок к ее радиусу. У Япета, имеющего круглую форму, одно полу-
шарие в 10 раз темнее другого. На поверхности Дионы видны следы выброса свет-
лого материала в виде инея, множество кратеров и извилистая долина. На самом
светлом спутнике - Энцеладе - видны следы потоков, разрушивших прежний рель-
еф, поэтому предполагается, что недра этого спутника могут быть активными и в
настоящее время. Очень глубокие кратеры обнаружены на Мимасс, диаметр кото-
рого всего 390 км. Следы метеоритной бомбардировки видны и на Гиперионе,
имеющем неправильную форму. На Тефии (диаметром около 1 060 км) обнаружен
огромный кратер диаметром около 400 км и глубиной 16 км (de Pater and Lissauer,
2004). Спектрофотометрия спутников Сатурна в видимой и ближней ИК-областях
показала, что наиболее вероятный состав их вещества - водный лед с небольшой
примесью (до нескольких процентов) углеводорода толина, который может обеспе-
чить наблюдаемый красноватый цвет спутников (Реи и некоторых других) в диапа-
зоне 0,3-1,0 мкм. Моделирование состава и рассеивающих свойств вещества в со-
ответствии с полученными спектрами отражения показывает, что спутники могут
состоять не только из водного льда, но также изо льдов другого состава (СО2, СН4,
и NH4OH) (Cruikshank et al., 2005).
832
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.5.7. Уран
4.5.7.1. Общие положения
Уран располагается на расстоянии 19,2 а. е. от Солнца, т. е. примерно вдвое даль-
ше, чем Сатурн, и является третьей по размеру и четвертой по массе планетой-
гигантом. Его орбитальная скорость - 6,8 км/с, а период обращения вокруг Солнца -
84,05 года. Период вращения Урана по радиоизлучению его магнитосферы равен 17 ч
14,4 мин. В то время как у большинства планет (кроме Урана и Венеры) угол между
орбитальным и суточным моментами импульса малы (например, у Земли 23,5°), у
Урана этот угол равен 97,8°. Поэтому «северный» (в смысле направления вращения)
полюс Урана обращен в южную полусферу эклиптики и в работах по планетологии
обычно называется «южным» (в конце XX - начале XXI века он обращен к Солнцу).
Из-за того, что ось вращения Урана близка к орбитальной плоскости, день и ночь на
этой планете также являются, соответственно, «летом» и «зимой». Полярные дни и
ночи, на Земле характерные только для высоких широт, на Уране наблюдаются почти
на всей поверхности. В отличие от других планет-гигантов, Уран лишен внутренних
источников тепла. Соотношение между водородом и гелием там примерно такое же,
как на Юпитере. Магнитное поле Урана весьма необычно - оно не дипольное. Уран
окружен одиннадцатью кольцами; у него обнаружено 27 спутников.
Более подробные сведения об Уране и его спутниках приведены ниже, а также в
разд. 4.5.10.
4.5.7.2. Гравитационное поле Урана
Ускорение свободного падения вблизи видимой границы атмосферы Урана (на
уровне р = 1 бар) составляет 8,87 м/с2, что близко к земному. Масса планеты более
чем в 6 раз уступает массе Сатурна и примерно в 20 раз меньше, чем у Юпитера. По
измеренному значению коэффициента J2 в разложении гравитационного потенциала
Урана (4.5.1) его степень сжатия, вызванного вращением, примерно в 3 раза больше,
чем у Земли, хотя период вращения Урана меньше земного только на 28%. Коэффи-
циенты У3, У6, С22 и S22 не измерены по причине их малости, а коэффициент У4, харак-
теризующий степень неоднородности недр планеты, примерно в 20 раз меньше, чем у
Юпитера (Jacobson et al., 1992). На этом основании можно сделать вывод, что Уран
лишен заметной асимметрии северного и южного полушарий, также как и эллиптич-
ности экватора. Момент инерции Урана (0,23) меньше, чем у Юпитера, но больше,
чем у Сатурна (Fukushima, 1990). Приведенные данные, а также среднее значения
плотности (1,3 г/см3), близкое к юпитерианскому, показывают, что Уран может иметь
массивное и плотное ядро.
4.5.7.3. Атмосфера и внутреннее строение Урана
Рассчитанная в предположении только солнечного облучения поверхности плане-
ты равновесная температура Урана составляет Teq = 60 К, а соответствующая прямым
измерениям его эффективная температура Ге = 59,1 К. Это говорит о том, что Уран
лишен значительных внутренних источников тепла. Из-за сильного поглощения в
красной части спектра планета имеет зелено-голубой цвет. На спектральной зависи-
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
833
мости геометрического альбедо всего видимого диска Урана (рис. 4.5.9) преобладают
полосы поглощения метана (Karkoschka, 1994), хотя метан - малая составляющая
атмосферы планеты (2,3%). Основные же компоненты атмосферы Урана - водород и
гелий - практически не проявляют себя в видимом диапазоне спектра. Объемное со-
отношение в атмосфере Урана между водородом и гелием примерно такое же, как на
Юпитере. Любопытно, что гелия на Уране оказалось в 3 раза меньше, чем предпола-
галось ранее (Lindal et al., 1987; Lunine, 1993). По снимкам VOYAGER-2, как и у дру-
гих планет-гигантов, в атмосфере Урана обнаружены вихри, струйные течения, пят-
на, но их гораздо меньше и различить их трудно, в частности, из-за надоблачной
стратосферной дымки, состоящей из конденсатов этана, ацетилена и диацетилена
(West et al., 1991). В глубине атмосферы зарегистрированы метановые облака (de Pa-
ter et al., 2002; de Pater and Lissauer, 2004). Циркуляция атмосферы (рис. 4.5.10) в вы-
соких широтах происходит со скоростью до 200 м/с в восточном направлении, а у
экватора - со скоростью до 100 м/с в западном направлении (Allison et al., 1991;
Ingersoll, 1999). В 1994 г. по радиоизлучению Урана в сантиметровом диапазоне по-
лучены данные, подтверждающие проявление заметных сезонных изменений глубоко
в его атмосфере (точнее, в тропосфере, в интервале давлений 5-50 бар) по сравнению
с ее состоянием в 1980-е гг. Эти сезонные изменения выражаются в значительном
увеличении радиояркости области вблизи южного полюса Урана, обращенной посто-
янно в сторону Солнца. В то же время области атмосферы планеты на более низких
широтах (менее 45°) остаются в радиодиапазоне темными. Эти наблюдаемые изме-
нения интерпретируются как проявление резкого возрастания крупномасштабной
циркуляции вещества в южной полусфере планеты, вероятно, вызванного ее нагре-
вом солнечным излучением (Hofstadter and Butler, 2003).
В соответствии с моделями, построенными по данным VOYAGER-2, строение
Урана может быть таким: над железо-каменным ядром (радиус около 0,37? и темпера-
тура в центре до 7 000 К при давлении около 6 Мбар) находится жидкий океан из мо-
лекулярного водорода и гелия, насыщенный ионами (Н3О+, NH4+, ОН" и др.), который
выше 0,77? при давлении около 0,2 Мбар и температуре 2 500 К постепенно переходит
в плотную атмосферу из легких газов (водорода и гелия) с примесью метана и ледя-
ных частиц из метана, аммиака и воды (Fegley and Prinn, 1986; Marley, 1999).
4.5.7.4. Магнитное поле и магнитосфера Урана
По данным VOYAGER-2, индукция магнитного поля Урана (0,23 Гс) больше, чем
у Сатурна, и близка к земной, а интенсивность радиационных поясов такая же, как и
у поясов Земли. У магнитного поля Урана имеется выраженный дипольный компо-
нент, ось которого наклонена на 59° к оси вращения планеты и на 8 000 км смещена
от ее центра к ночному, северному полушарию (на эпоху наблюдения). В то же вре-
мя, магнитное поле Урана существенно недипольное, что отличает его от магнитных
полей Земли, Юпитера и Сатурна; в нем имеются квадрупольная и октупольная со-
ставляющие, заметно более сильные, чем у Юпитера (Ness et al., 1991). В некоторых
первоначальных моделях предполагалось, что магнитное поле Урана возникает в
глубоком (до 10000 км) и горячем водном океане, турбулентном и насыщенном раз-
личными ионами, что и делает его проводящим (Holme and Bloxham, 1996). Но такие
модели не воспроизводят недипольный характер магнитного поля Урана (как и Неп-
834
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
туна). Соответствующими действительности признаны модели, в которых магнитное
поле генерируется в тонком проводящем и конвективном слое, находящемся под бо-
лее толстой стационарной оболочкой (Ruzmaikin and Starchenko, 1991; Stanley and
Bloxham, 2004).
Период вращения Урана определен по радиоизлучению его магнитосферы и равен
17 ч 14,4 мин (Lindal et al, 1987). Распределение электронной плотности с высотой в
ионосфере Урана представлено на рис. 4.5.11. Также установлено, что магнитосфера
Урана периодически излучает необычные «свистящие» радиоимпульсы - вистлеры,
которые связаны с орбитальным движением Ариэля, одного из крупных спутников
Урана. Предполагают, что эти радиоимпульсы возникают при возмущении Ариэлем
(или раздробленным материалом, движущимся по ее орбите) электронного облака
повышенной плотности у ночной стороны Урана. Радиосвисты возникают при выхо-
де Ариэля из тени Урана, когда спутник увлекает за собой значительную часть этого
электронного облака (Mauk et al., 1994).
4.5.7.5. Спутники и кольца Урана
Девять колец Урана были известны еще по наземным наблюдениям покрытий
звезд. VOYAGER-2 обнаружил внутреннее десятое кольцо шириной 2,5 км
(1986U2R), близкое к внешнему краю кольцевой системы диффузное кольцо
(1986U1R) и несколько неполных колец. Кольцевая система Урана (рис. 4.5.12) за-
ключена в диапазоне расстояний 38 000-51 140 км от его центра, или на расстояниях
12440-25 580 км от его видимой поверхности (de Pater and Lissauer, 2004). Изобра-
жения, полученные VOYAGER-2, показали, что промежутки между кольцами не
пустые, а заполнены мелким пылевым материалом. Все кольца темного цвета (альбе-
до 0,04-0,06); по-видимому, это результат их постоянной бомбардировки заряжен-
ными частицами и освобождения углерода из входящих в их состав углеводородных
соединений, поскольку кольца находятся в радиационных поясах. Отдельные фраг-
менты, слагающие кольца, вероятно, имеют в поперечнике до нескольких метров
(Karkoschka, 1997; de Pater and Lissauer, 2004; Gibbard et al, 2005).
Вокруг Урана движутся 27 спутников (табл. 4.5.6-4.5.7). Пять самых крупных из
них были известны до полета VOYAGER-2: в порядке удаления от Урана это Миран-
да (диаметр 480 км), Ариэль (1 161 км), Умбриэль (1 185 км), Титания (1 586 км) и
Оберон (1 546 км). VOYAGER-2 передал изображения этих пяти спутников и десяти
новых, небольших по размеру (диаметром 50-80 км), в основном неправильной фор-
мы, расположенных ближе к Урану. Кратко опишем особенности поверхности круп-
ных спутников Урана.
На Обероне обнаружено несколько крупных кратеров и гора высотой около 6 км.
На Титании - многочисленные кратеры и долины. Поверхность Умбриэля очень
гладкая, на ней видны кратеры и светлое пятно. Сильно кратерированная поверх-
ность Ариэля со следами различных геологических процессов напоминает спутник
Сатурна Энцелад. Наиболее сложной оказалась поверхность Миранды, испещренная
бороздами, хребтами и разломами глубиной несколько километров. Если такой рель-
еф считать результатом тектонической активности, то она была необычно интенсив-
на на спутнике, диаметр которого менее 500 км (de Pater and Lissauer, 2004). Как по-
казывают наблюдения, выполненные с помощью телескопа HUBBLE и крупнейших
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
835
наземных телескопов, фотометрические свойства спутников Урана подобны свойст-
вам астероидов М-типа (их цвет находится в диапазоне от нейтрального до слегка
красного при альбедо около 0,11) (Karkoschka, 1997; Gravetai., 2004). Происхожде-
ние всех больших и ряда малых спутников Урана, орбиты которых имеют малый
эксцентриситет и близки к плоскости планетного экватора, связывается с небуляр-
ным диском Урана (Pollack et al., 1991). Для остальных спутников пока рассматрива-
ются два варианта происхождения: либо их захват Ураном, либо возникновение в
результате катастрофического дробления более крупных спутников (Colwell and
Esposito et al., 1992; Colwell and Esposito et al., 1993). Однако большое разнообразие
цветовых и фотометрических свойств нерегулярных спутников Урана привело ряд
специалистов (Grav et al., 2004) к выводу о том, что эти тела не могут быть обломка-
ми одного, двух или даже трех родительских тел. Поэтому, скорее всего, они были в
разное время захвачены Ураном.
4.5.8. Нептун
4.5.8.1. Общие положения
Нептун находится в 30 раз дальше от Солнца, чем Земля, и имеет орбитальный
период 164,5 лет. Его масса в 17 раз больше земной при радиусе примерно в 3,9 раза
больше земного. Средняя плотность Нептуна (1,7 г/см3) указывает на значительную
долю тяжелых соединений и элементов в его недрах по сравнению с другими плане-
тами-гигантами. Ускорение свободного падения на уровне видимой поверхности об-
лаков на 14% больше земного. Особенность орбиты Нептуна - очень малый эксцен-
триситет (0,01), почти как у Венеры. Угол наклона экватора к плоскости орбиты 29°,
что делает возможными сезонные изменения. Период вращения (соответствующий
вращению магнитного поля, связанного с недрами планеты) равен 16,11 ч. Орбита
Нептуна наклонена к эклиптике на малый угол (1,8°).
Атмосфера состоит в основном из водорода и гелия, причем доля гелия по пред-
варительным оценкам составляет от 15 до 25%. Весьма необычно то, что, находясь от
Солнца в несколько раз дальше Юпитера и Сатурна, Нептун подобно им выделяет
энергии больше, чем получает от Солнца. Как и Уран, Нептун обладает необычным
магнитным полем недипольного характера. Сейчас у Нептуна известно 13 спутников.
Более подробные сведения о Нептуне и его спутниках приведены ниже, а также в
разд. 4.5.10.
4.5.8.2. Гравитационное поле Нептуна
Ускорение свободного падения на уровне 1 бар в атмосфере Нептуна составляет
11,2 м/с2. Оно больше, чем у Урана и даже Сатурна (табл. 4.5.4). Для Нептуна из-
мерены только значения коэффициентов J2 (характеризует степень сжатия) и J4
(определяется величиной неоднородностей в недрах планеты) разложения его грави-
тационного потенциала по сферическим гармоникам (4.5.1) (табл. 4.5.8). По порядку
величины они такие же, как и для Урана, хотя масса Нептуна на 18% больше, а пери-
од его вращения на 7% короче. В то же время эллиптичность Нептуна (0,01708) в
1,3 раза меньше, чем Урана (Fukushima, 1990; Jacobson et al., 1991).
836
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.5.8.3. Атмосфера и внутреннее строение Нептуна
На цветных снимках, синтезированных на основе слабых сигналов с VOYAGER-2,
видимая поверхность Нептуна представляет собой плотный облачный слой голубого
цвета с нечеткими светлыми полосами, белыми и темными пятнами, а также редкими
и быстро меняющими свои очертания облаками (Bishop et al., 1995). Голубой цвет
Нептуна (рис. 4.5.9) объясняется тем, что в видимом диапазоне зависимости его гео-
метрического альбедо от длины волны преобладают полосы поглощения метана
(Karkoschka, 1994). Мощный вихрь - «Большое Темное Пятно» (БТП) - размером с
нашу планету вращается против часовой стрелки (Baines et al., 1995). Интересно от-
метить, что БТП похоже по размерам и положению на БКП Юпитера (оно также на-
ходится в южном полушарии и примерно на тех же широтах и долготах). Скорости
движений в атмосфере Нептуна огромны, а их уникальной особенностью является
направление к западу относительно вращающейся к востоку планеты (рис. 4.5.10).
Но экваториальная скорость, вызванная вращением планеты, настолько высока
(2,7 км/с), что как бы ни неслись облака (со скоростью сотни метров в секунду,
иногда достигая скорости звука), их результирующая скорость всегда остается на-
правленной к востоку (Ingersoll, 1999). Вблизи полюсов их скорость намного боль-
ше, чем у экватора. Удивительно то, что у планеты с наиболее низкой в Солнечной
системе температурой верхних слоев атмосферы скорости ветров самые большие.
Вероятно, этому способствуют низкая температура, уменьшающая вязкость атмо-
сферных газов, а также быстрое вращение самой планеты. Вокруг южного полюса
Нептуна видна облачная полярная шапка. Все это указывает на интенсивные ме-
теорологические процессы на планете. При этом характер атмосферной циркуляции
свидетельствует, что энергия приходит «снизу», из недр планеты (Ingersoll et al.,
1995; Gautier et al., 1995).
Атмосфера Нептуна в основном состоит из водорода и гелия, причем доля гелия,
по предварительным оценкам, составляет от 15 до 25%. Высота атмосферы может
достигать 3-5 тыс. км, а давление у ее основания - около 200 кбар (Bishop et al.,
1995). Для перехода водорода в жидкое состояние, как на Юпитере, этого недоста-
точно. Вполне возможно, что на дне нептунианской атмосферы находится водный
океан, насыщенный разными ионами, что делает его проводящим, о чем свидетель-
ствует наличие магнитного поля (Hubbard et al., 1995). Если такие предположения
верны, то Нептун окажется самым большим водным океаном в Солнечной системе.
Предполагается также, что в недрах Нептуна, в мантии, смесь воды, метана и аммиа-
ка может образовывать твердые или газо-жидкие льды даже при очень высоких тем-
пературах - 2 000-5 000 К. Расчеты показывают, что на долю ледяной мантии при-
ходится до 70% всей массы планеты, причем основная ее часть - вода. Около 25%
массы Нептуна, вероятно, приходится на расположенное внутри мантии ядро (Hub-
bard et al., 1995). Оно может состоять из окислов кремния, магния и железа, сульфи-
дов, а также первичного хондритового вещества протопланетного облака, из которо-
го образовались все планеты (Lissauer et al., 1995). С особенностями строения недр
Нептуна, вероятно, связана загадка его теплового излучения. Еще по наземным ис-
следованиям было известно, что Нептун излучает тепла больше, чем получает от
Солнца (Murphy and Trafton, 1974). VOYAGER-2 показал, что этот поток в 2,7 раза
больше солнечного, падающего на планету (Gautier et al., 1995). Эффективная тем-
пература излучения Нептуна составляет TQ = 59,3 К, что даже выше, чем у Урана
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
837
(59,1 К). Гипотезы, успешно объясняющие большое тепловыделение Юпитера и Са-
турна, здесь не годятся. Поэтому предполагают, что основное тепло выделяют дол-
гоживущие изотопы, которыми обогащено первичное хондритовое вещество в недрах
Нептуна (Hubbard et al., 1995; de Pater and Lissauer, 2004).
4.5.8.4. Внутреннее строение Нептуна, его магнитное поле и магнитосфера
У Нептуна обнаружено магнитное поле, которое оказалось похожим на поле Ура-
на: такое же аномальное, соответствующее модели «наклонного ротора», только
примерно вдвое слабее (Ness et al., 1989). В дипольном приближении ось его магнит-
ных полюсов отклонена на 46,8° (для Урана - на 59°) от оси вращения планеты. При
этом нужно учесть, что дипольное приближение удовлетворительно работает на рас-
стояниях более четырех радиусов планеты (7?), а ближе существенно проявляются
недипольные компоненты. У Нептуна ось диполя сдвинута на 14000 км от центра
планеты, а центр диполя смещен на 6000 км в южное полушарие. Поэтому напря-
женность магнитного поля у южного магнитного полюса в 10 раз выше, чем у север-
ного, а в среднем - в 2,5 раза меньше земной.
Особенности магнитного поля Нептуна привели специалистов к следующим вы-
водам. Поле может возбуждаться в жидкой проводящей среде - в достаточно тонком
слое, который находится на расстоянии 0,557? от центра планеты, т. е. почти в том же
месте, что и на Уране (Ness et al., 1989; Ness et al., 1995). Внутри жидкого океана
должно находиться твердое ядро, в котором магнитное поле возбуждаться не может.
Этим, вероятно, и объясняется характерный сдвиг магнитного поля Нептуна относи-
тельно его центра. Таким образом, структура магнитного поля Нептуна также свиде-
тельствует о наличии на нем глобального жидкого оксана большой протяженности
(Ness et al., 1995; Holme and Bloxham, 1996).
Траектория подлета VOYAGER-2 к Нептуну оказалась близкой к направлению
вектора магнитного диполя (Schulz et al., 1995). Благодаря этому удалось детально
исследовать структуру магнитного поля и магнитосферы Нептуна в области его
«каспа» - сгущения магнитных силовых линий вблизи южного магнитного полюса.
Такие измерения ранее были проведены только для магнитного поля Земли. Фронт
ударной волны, формируемой солнечным ветром на границе магнитосферы, был за-
регистрирован на расстоянии около 397?, магнитопауза (внешняя граница магнитного
поля Нептуна) - на ра^т. эянии 26;47?. Было установлено, что значительный наклон
оси магнитного диполя Нептуна к его оси вращения приводит к сильным колебаниям
напряженности его магнитного поля с периодом 16,11 часов (Ness et al., 1989). Имен-
но так был найден период собственного вращения Нептуна (по периоду радиовсплс-
сков от заряженных частиц в магнитосфере), поскольку магнитное поле связано с
недрами планеты (Ness et al., 1989; Ness et al., 1995). Тороидальный радиационный
пояс, средняя плоскость которого перпендикулярна вектору магнитного диполя, так-
же совершает колебания с указанным периодом вращения, что сильно усложняет
траектории заряженных частиц в магнитосфере Нептуна (Mauk et al., 1995). Оказа-
лось, что орбита Тритона, крупнейшего спутника Нептуна, проходит практически по
внешней поверхности этого радиационного пояса, поэтому нейтральные газы с Три-
тона «наполняют» пояс (Cheng et al., 1992). Распределение электронной плотности с
высотой в ионосфере Нептуна изображено на рис. 4.5.11 (Lindal, 1992).
838
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
4.5.8.5. Кольца и спутники Нептуна
Начиная с 1968 г., при наблюдении покрытий Нептуном звезд астрономы от-
мечали кратковременные ослабления яркости звезд вблизи лимба планеты, что
говорило о наличии у нее неизвестных близких спутников или колец. Действи-
тельно, VOYAGER-2 выявил у Нептуна 4 слабых кольца в интервале расстояний
17 136-38216 км от видимой поверхности планеты (41 900-62 980 км от ее центра)
(Chapman and Cruikshank, 1995). Более того, за внешним кольцом были обнаруже-
ны так называемые «арки» - расположенные вдоль воображаемой окружности во-
круг Нептуна разорванные отрезки повышенной плотности пылевого материала
(рис. 4.5.12). Как они возникают и почему не распадаются? Теория пока не может
ответить на эти вопросы. Если бы на концах арок находились небольшие тела, то
можно было бы легко объяснить гравитационную устойчивость такой системы. Но
подобных тел не обнаружено. Необычно и то, что кольца в пределах арок оказались
перевитыми, подобно кольцу F Сатурна. Как и у колец Урана, частицы кольца Неп-
туна имеют очень низкое альбедо - около 6%. Вероятно, их потемнение также явля-
ется результатом освобождения углерода под действием бомбардировки заряженны-
ми частицами (Рогсо et al., 1995).
Наземные наблюдения до 1989 г. выявили только два спутника Нептуна: Тритон
(диаметр 2 707 км), обращающийся вокруг Нептуна в обратном направлении, и Не-
реиду (диаметр 340 км). Снимки с VOYAGER-2 показали, что поверхность Тритона
имеет сложный характер. Наряду с небольшим количеством древних кратеров на его
поверхности обнаружены каньоны и горы. Выявлены участки, покрытые азотным
льдом, а полярная шапка покрыта азотным инеем (Brown et al., 1995; Pater and Lis-
sauer, 2004). Тритон имеет очень тонкую атмосферу, основной составляющей кото-
рой является молекулярный азот. Тропопауза лежит на высоте 8-12 км, а ее темпера-
тура около 37 К. В нижних слоях обнаружены метан и твердые частицы из азотных
соединений. СН4 и СО являются малыми составляющими атмосферы Тритона, коли-
чественное содержание которых пока точно не установлено и может быть перемен-
ным (Yelle et al., 1995). Но самым неожиданным было открытие на Тритоне азотных
гейзеров - газовых фонтанов, бьющих из недр спутника до высоты атмосферной
тропопаузы. Их струи, состоящие из азота и темных метановых соединений, на высо-
те около 8 км резко разворачиваются быстрыми атмосферными течениями и перено-
сятся параллельно поверхности Тритона на расстояния около 150 км. Обнаружено
десять действующих гейзеров в южной полярной области, над которой Солнце в пе-
риод съемки находилось в зените. Причиной активности газовых гейзеров считается
нагрев ледяной (и поэтому частично прозрачной) поверхности Тритона Солнцем,
приводящий к плавлению азотного льда на некоторой глубине, где может быть вод-
ный лед и метановые соединения. Давление газовой смеси в подповерхностных по-
лостях Тритона при ее нагреве всего на несколько градусов оказывается достаточ-
ным, чтобы выбросить газовый фонтан высоко в разреженную атмосферу Тритона
(Brown et al., 1990; Kirk et al., 1995; Lorenz, 2002).
Из всего этого следует, что поверхность Тритона молодая, а сам Тритон - гео-
логически активен (Croft et al., 1995). На его поверхности действует экзотический
криогенный вулканизм, где роль расплавленной магмы играет холодная жидкость,
которая поднимается из недр и замерзает на поверхности, образуя причудливые
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
839
ледяные формы рельефа. В то же время рассматривается возможность существова-
ния на Тритоне богатого аммиаком литосферного океана, который может оставать-
ся в жидком состоянии благодаря выделению радиогенного тепла в каменистом
веществе спутника (Ruiz, 2003).
У Тритона и Нереиды в ультрафиолетовом диапазоне обнаружены явления, на-
поминающие земные полярные сияния (Strobel and Summers, 1995), что свидетель-
ствует о наличии у них ионосферы. Основные составляющие ионосферы Тритона -
это С+ и N+.
VOYAGER-2 открыл 6 спутников размером от 50 до 400 км, обращающихся в том
же направлении, что и Нептун, и расположенных внутри орбиты Тритона (Chapman
and Cruikshank, 1995). По параметрам орбит (малые значения эксцентриситетов и
наклонений орбит к экваториальной плоскости Нептуна) формирование этих тел
(Thomas et al., 1995), как и Тритона (McKinnon et al., 1995), могло произойти в прото-
спутниковом диске Нептуна. По результатам обзоров неба с помощью крупных на-
земных телескопов обнаружено еще 5 малых спутников Нептуна (диаметром
30-60 км) за пределами орбиты Нереиды, три из которых движутся в обратном на-
правлении (табл. 4.5.6-4.5.7). Таким образом, на сегодняшний день у Нептуна из-
вестно 13 спутников. Большие эксцентриситеты и наклонения плоскостей орбит Не-
реиды и более далеких малых спутников указывают, что они могли быть в разное
время захвачены Нептуном.
4.5.9. Плутон и Харон
Все, что мы пока о них знаем
Из девяти крупнейших тел Солнечной системы, традиционно называемых пла-
нетами, Плутон был открыт последним в 1930 г. Уже тогда в семействе планет он
выглядел экстремальным объектом, обладающим минимальными размером и мас-
сой, имеющим наиболее вытянутую (е = 0,244) и наклоненную к эклиптике
(/ = 17,2°) орбиту. Еще более уникальным он предстал в 1978 г., когда был открыт
его спутник - Харон. Систему Плутон-Харон часто называют «двойной планетой»
из-за необычно большого отношения масс спутник/планета (1/8). У следующей за
ним системы Земля-Луна это отношение на порядок ниже (1/81). Близость масс
Плутона и Харона, а также их пространственная близость (большая полуось орбиты
Харона равна 19410 км, тогда как у Луны - 384400 км), привели к тому, что суточ-
ное вращение не только спутника, но и планеты синхронизовано с их взаимным
орбитальным периодом (6 сут 9 ч 17 мин). Предельная синхронизация суточного и
орбитального движений Плутона и Харона является уникальным случаем в Сол-
нечной системе. Существование магнитного поля у Плутона маловероятно, по-
скольку планета невелика и вращается медленно. В окрестностях Плутона пока не
бывал ни один космический аппарат, поэтому все сведения о нем и его спутнике
получены астрономическими методами. Эти данные приведены ниже и в таблицах
разд. 4.5.10.
Для «нормальной» планеты Плутон необычайно мал, даже некоторые спутники
превосходят его размером и массой - это Титан, Тритон, Луна, Ио, Европа, Ганимед
и Каллисто. Когда в 1990-х гг. были открыты первые объекты Эджворта-Койпера,
840
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
статус Плутона как планеты вообще был поставлен под сомнение: предлагалось счи-
тать его крупнейшим членом семейства занептуновых тел. В 2005 г. такая идея уже
казалась вполне справедливой, поскольку в поясе Эджворта-Койпера были открыты
тела размером до 2 400 км (вычислено на основании блеска и предполагаемого альбе-
до), превосходящие размером не только Харон (диаметр которого 1200 км), но и сам
Плутон (диаметр чуть более 2300 км). Среди крупнейших занептуновых тел сейчас
числятся Eris (2003 UB313), Sedna (2003 VB12), Quaoar (2002 LM60) и Orcus (2004DW)
(Brown and Trujillo, 2004; Brown, 2004). Любопытно, что у большинства этих тел об-
наружены спутники (пока по одному, но поиск только начался). Среди них система
Плутон-Харон уже не выглядит даже первой среди равных.
Из-за большого эксцентриситета своей орбиты Плутон с 1979 по 1999 гг. был
ближе к Солнцу, чем Нептун. Пройдя в сентябре 1989 г. через перигелий (29,6 а. е.),
он будет до 2112 г. удаляться от Солнца вплоть до расстояния в 49 а. е. Несмотря на
то, что орбиты Нептуна и Плутона пересекаются (разумеется, только в проекции), эти
планеты никогда не сближаются из-за резонанса, обусловленного соизмеримостью
их орбитальных периодов (Рн/^п = 2/3). Нептун всегда оказывается вдали от Плуто-
на, когда тот проходит область перигелия. Правда, Нептун вносит возмущения в
движение Плутона, но они приводят лишь к периодическим либрациям траектории
Плутона в гелиоцентрической системе координат, вращающейся вместе с Нептуном.
Минимальное расстояние между планетами составляет около 18 а. е. и достигается
вблизи афелия Плутона. Поэтому очень тесное сближение, которое могло бы про-
изойти вблизи перигелия и сильно возмутить орбиты планет, совершенно исключает-
ся (Уайт, 1983; Stern, 1992).
Орбита Харона наклонена к плоскости гелиоцентрической орбиты Плутона на
57,5° (к эклиптике - на 64°). Полярные оси планеты и спутника, естественно, пер-
пендикулярны орбитальной плоскости Харона (результат приливного эффекта).
Орбитальное движение спутника и синхронизованное с ним вращение обоих тел
происходит в обратном направлении; с учетом этого обстоятельства угол между
плоскостями орбит Харона и Плутона часто записывают как 122,5°. В этом смысле
система Плутон-Харон весьма напоминает Уран с его внутренними спутниками
(Stern and Mitton, 1998).
В 2005 г. у Плутона были обнаружены два новых спутника, удаленные приблизи-
тельно втрое дальше Харона (Beasley et al., 2005). Они очень малы: их диаметры око-
ло 100 км. Им уже даны имена - Гидра (Hydra) и Никс (Nix).
Размер Плутона и средняя плотность делают его подобным таким спутникам пла-
нет-гигантов, как Тритон и Каллисто. Астрометрические измерения, выполненные
недавно с помощью космического телескопа HUBBLE, позволили уточнить отноше-
ние масс Харон/Плутон (0,122 ± 0,008), что ограничило возможный диапазон плот-
ности планеты (1,8-2,1 г/см3) и ее спутника (1,6-1,8 г/см3). По этим данным сделан
вывод, что массовая доля тяжелых элементов в веществе Плутона и Харона выше,
чем у других тел, сформировавшихся на периферии Солнечной системы; это свиде-
тельствует о потере ими летучих в постаккреционный период (Olkin et al., 2003).
У Плутона спектроскопически обнаружена метановая (СН4) атмосфера, возможно,
содержащая также азот N2 и инертные газы - Аг и Ne (Fink et al., 1980). По послед-
ним ИК-данным, в его атмосфере также присутствуют пока не идентифицированные
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
841
углеводородные соединения «неметанового» типа (Sasaki et al., 2005). Давление ат-
мосферы у поверхности Плутона около 3 мкбар, шкала высот атмосферы около
60 км. Обе величины, вероятно, сильно зависят от положения планеты на орбите,
поскольку температура ее поверхности существенно меняется от афелия к периге-
лию: соответственно, от 30 до 50 К, обеспечивая таким образом возможность сезон-
ных изменений на Плутоне. При очередном покрытии Плутоном звезды в 2002 г. бы-
ло установлено (Sicardy et al., 2003), что в результате прохождения Плутоном области
перигелия примерно вдвое увеличились протяженность и давление его атмосферы.
Удалось установить, что у Плутона и Харона существенно разные цвета, и, кроме
того, поверхность Харона на 30% темнее, чем у Плутона. По затменным данным
составлена предварительная карта альбедо Плутона. На поверхности Плутона обна-
ружен метановый лед, что свидетельствует о формировании Плутона во внешней
части Солнечной системы. В отличие от Плутона Харон в основном покрыт водным
льдом (Grundy and Buie, 2002; de Pater and Lissauer, 2004). В то же время, по ИК-на-
блюдениям установлено, что на поверхности Плутона и Харона вместе с водным
льдом достаточно широко распространены и такие нелетучие (при столь низкой тем-
пературе) соединения, как СО2 и/или SO2. Высказано предположение, что наличие
смеси летучих (СН4) и нелетучих соединений может свидетельствовать о суще-
ствовании на поверхности этих небесных тел процессов переноса и перемешивания
вещества, в частности, возникновения эоловой активности в результате сублимации
вещества при сезонных изменениях температуры (Grundy et al., 2002).
Поскольку Плутон и Харон находятся в поясе Эджворта-Койпера, вполне вероят-
но, что они постоянно подвергаются воздействию метеороидов - продуктов дробле-
ния более крупных тел. Под ударами метеоритов должна образоваться масса мелких
осколков, которые в виде пылевого облака могут длительное время удерживаться
гравитационным полем Плутона и Харона (Thiessenhusen et al., 2002). В настоящее
время активно обсуждается гипотеза формирования системы Плутон-Харон в ре-
зультате катастрофического (ударного) разрушения более крупного тела (Canup,
2005). Эта идея близка к известной теории формирования системы Земля-Луна.
До сих пор Плутон остается единственной планетой, которую изучали только с
помощью телескопов. Если бы наблюдатель оказался на поверхности Плутона, то он
не смог бы различить невооруженным глазом солнечный диск: Солнце будет выгля-
деть там как ослепительная звезда, тускло освещающая поверхность планеты (в 250
раз ярче полной Луны на Земле). Хотя низкий поток солнечного излучения вблизи
Плутона (0,88 Вт/м2) делает неэффективными солнечные элементы космических ап-
паратов, но этого освещения достаточно для видеосъемки. Полеты космических аппа-
ратов к Плутону весьма желательны, поскольку анализ их движения поможет постро-
ить модель внутреннего строения планеты, а наблюдения радиозатмений принесут
данные об атмосфере. Но посылка к Плутону космического аппарата представляет
нелегкую проблему, прежде всего, из-за большого наклона плоскости его орбиты к
эклиптике. Первый зонд к Плутону - NEW HORIZONS - был запущен NASA 19 ян-
варя 2006 г. В июле 2015 г. он должен пройти через систему Плутона.
В связи с недавним открытием в поясе Эджворта-Койпера тел, лишь немно-
го уступающих Плутону по размеру (Квавар и Седна), а также объекта Эрида
(Eris, 136199), размер которого оказался немного больше диаметра Плутона
842
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
(http://hubblesite.org/newscenter/archive/releases/2006/16), на XXVI Генеральной Ас-
самблее Международного астрономического союза (МАС) в августе 2006 г. было
дано определение не только класса «планеты», но и дополнительного класса «карли-
ковые планеты». Таким образом, в соответствии с этим решением МАС Плутон был
признан (по причине его сравнительно небольшого размера) соответствующим опре-
делению «карликовая планета», и в Солнечной системе осталось восемь больших
планет. Плутону в каталоге малых планет был присвоен номер 134340.
4.5.10. Основные данные о планетах и спутниках
Таблица 4.5.3
Элементы орбит планет Солнечной системы1)
Планета Среднее расстояние от Солнца а Период обращения сидерический Р Синодический период 5 Среднее угловое движение п
а. е. млн. км троп. лет2) сут сут град./сут
Меркурий 0,38710 57,9 0,24085 87,969 115,85 4,092356
Венера 0,72333 108,2 0,61521 224,70 583,93 1,602136
Земля3) 1,00001 149,6 1,00004 365,26 - 0,985593
Марс 1,52363 227,9 1,88078 686,94 779,91 0,524062
Юпитер 5,20441 778,6 11,8677 4334,6 398,87 0,0830528
Сатурн 9,58378 1433,7 29,6661 10835,3 378,09 0,0332247
Уран 19,18722 2870,4 84,048 30697,8 369,66 0,0117272
Нептун 30,02090 4491,1 164,491 60079,0 367,49 0,00599211
Плутон 39,23107 5868,9 245,73 89751,9 366,72 0,00401106
^Гелиоцентрические оскулирующие элементы орбит планет для начала 2001 г. (JD = 2451920,5) по
отношению к средней эклиптике и точке равноденствия эпохи J2000.0.
2) Тропический год равен 365,242190 суток по 86400 секунд СИ.
3) Данные для Земли относятся к барицентру системы Земля-Луна.
Планета Наклонение орбитальной плоскости /, град. Эксцент- риситет орбиты е Долгота восходящего узла Q, град. Долгота перигелия со, град. Средняя долгота в начальную эпоху £, град. Средняя скорость орбитального движения, км/с
Меркурий 7,005 0,20564 48,330 77,460 348,9226 47,9
Венера 3,395 0,00676 76,678 131,709 63,5825 35,0
Земля 0,0002 0,01672 173,7 102,834 110,5560 29,8
Марс 1,850 0,09344 49,561 335,997 192,2291 24,1
Юпитер 1,304 0,04890 100,508 15,389 65,5419 13,1
Сатурн 2,486 0,05689 113,630 91,097 62,6852 9,6
Уран 0,772 0,04634 73,924 169,016 317,8806 6,8
Нептун 1,769 0,01129 131,791 51,589 307,4124 5,4
Плутон 17,165 0,24448 110,249 223,654 240,4311 4,8
ГЛАВА 4.5 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ 843
Таблица 4.5.4
Физические характеристики планет Солнечной системы
Планета Масса!) Средний экваториальный радиус2) Сплюснутость3) (Re-Rp)/Rc Средняя плотность, г/см3
1024 кг ®= 1 км ®= 1
Меркурий 0,33022 0,055274 2439,7 0,3825 0 5,43
Венера 4,8690 0,815005 6051,8 0,9488 0 5,24
Земля 5,9742 1,000000 6378,14 1,0000 0,003354 5,515
(Луна) 0,073483 0,012300 1737,4 0,2724 0,0017 3,34
Марс 0,64191 0,10745 3397 0,5326 0,006476 3,94
Юпитер 1898,8 317,83 71492 11,209 0,064874 1,33
Сатурн 568,50 95,159 60268 9,4491 0,097962 0,70
Уран 86,625 14,500 25559 4,0073 0,022927 1,3
Нептун 102,78 17,204 24764 3,8826 0,017081 1,7
Плутон 0,015 0,0025 1151 0,1807 0 2
Масса указана с атмосферой, но без спутников.
2)Радиус планет-гигантов дан на уровне атмосферного давления 1 бар.
3) Сплюснутость равна разности экваториального и полярного радиусов по отношению к экваториаль-
ному - (Re-Rp)/Re.
Планета Период вращения вокруг оси4) Наклон экватора к орбите, град. Координаты полюса вращения, град. Альбедо геометр. Макс. блеск5) Макс, угловой диаметр, угл. секунды
а 5
Меркурий 58,6462d 0,01 281,0 61,5 0,106 -2,2т 1
Венера -243,0185 177,36 272,8 67,2 0,65 -4,7 60
Земля 0,99726963 23,44 0,0 0,0 0,367 - -
(Луна) 27,321661 6,7 «270 «67 0,12 -12,7 1864
Марс 1,02595675 25,19 317,7 52,9 0,150 -2,0 18
Юпитер 0,41354 3,13 268,1 64,5 0,52 -2,7 47
Сатурн 0,44401 26,73 40,6 83,5 0,47 +0,7 20
Уран -0,71833 97,77 257,3 -15,2 0,51 +5,5 3,9
Нептун 0,67125 28,32 299,4 43,0 0,41 +7,8 2,3
Плутон -6,3872 122,54 313,0 9,1 0,3 + 15,1 0,08
4) Параметры сидерического вращения вокруг оси указаны на дату 0,0 января 2001 г.
Периоды указаны в сутках длительностью 86400 с СИ.
Для Юпитера и Сатурна указан период вращения в системе III, связанной с вращением магнитного
поля.
Знак периода указывает направление вращения.
5) Блеск и угловой диаметр планет дан для наблюдателя на Земле. Блеск верхних планет (Марс-
Плутон) указан в их среднюю оппозицию.
844
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Продолжение табл. 4.5.4
Планета Момент инерции I/MR2 Гравитационное ускорение6* ®= 1 Критическая скорость7* на поверхности, км/с Температура, К Атмосфера
эффект. поверхн.
Меркурий 0,324 0,38 4,2 435 90-690 практ. отсутст.
Венера 0,333 0,90 10,4 228 735 со2, n2
Земля 0,330 1,0 11,2 247 190-325 n2, о2
(Луна) 0,395 0,17 2,4 275 40-395 практ. отсутст.
Марс 0,377 0,38 5,0 216 150-260 со2, n2
Юпитер 0,20 2,53 59,5 134 н2, Не
Сатурн 0,22 1,06 35,5 97 Н2, Не
Уран 0,23 0,90 21,3 59 Н2, Не
Нептун 0,26 1,14 23,5 59 Н2, Не
Плутон 0,39 0,08 1,3 32 30-60 Ar, Ne, СН4
6) Гравитационное ускорение на поверхности равно GM/R^.
7) Критическая (вторая космическая) скорость дана без учета сопротивления атмосферы.
Таблица 4.5.5
Условия солнечного облучения и средняя продолжительность
солнечных суток на планетах
Планета Расстояние от Солнца, а. е. Угловой диаметр Солнца Облучение Солнцем Солнечные сутки, сут
относительно Земли световое (1000 лк) зв. вел. Солнца
Меркурий 0,387 1°22'39" 6,68 901 -28,8 175,9421
Венера 0,723 44'15" 1,91 258 -27,4 116,7490
Земля 1,000 31'59" 1,00 135 -26,7 1,0000
Марс 1,524 20'59" 0,431 58,2 -25,8 1,0275
Юпитер 5,204 6'09" 0,0370 4,98 -23,1 0,41358
Сатурн 9,584 3'20" 0,0110 1,48 -21,8 0,44403
Уран 19,187 1'40" 0,0027 0,366 -20,3 0,71835
Нептун 30,021 1'04" 0,0011 0,148 -19,3 0,67126
Плутон 39,231 49" 0,0006 0,088 -18,7 6,38766
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
845
Таблица 4.5.6
Спутники планет: средние параметры движения
В подзаголовках таблицы, в скобках, указаны эпоха орбитальных элементов и плоскость, относитель-
но которой приведено наклонение орбиты для данной группы спутников. В графе «Орбитальный период»
знак «минус» указывает на обратное направление обращения (т. е. по часовой стрелке, если смотреть с
северного полюса эклиптики). В графе «Период вращения» дан сидерический период вращения спутника,
либо указано буквой: S - синхронность суточного и орбитального периодов, С - хаотический характер
вращения.
Номер Название Большая полуось орбиты, тыс. км Орби- тальный период, сутки Эксцент- риситет орбиты Наклонен, орбиты к указанной плоскости, град. Наклон плоскости Лапласа к экватору планеты, град. Период вращения, сутки
русское латинское
I II Луна Фобос Деймос ( Luna / Moon СПУТ Phobos Deimos ШУТНИК ЗЕМЛИ (эпоха 2000.0; эклиптика) I 0,05 0,90 1 S S
384,4 1 27,32166 | НИКИ МАРСА (эпоха 1< 0,0554 )50.0; плоско 0,0151 0,0002 5,16 | сть Лапласа) 1,08 1,79
9,38 23,46 0,318910 1,262441
XVI Метида СПУТН Metis ИКИ ЮПИ! 128 'ЕРА (эпоха 0,295 1997.0; плос! 0,0012 гость Лапласа) 0,02 0,00 S
XV Адрастея Adrastea 129 0,298 0,0018 0,05 0,00 S
V Амальтея Amalthea 181 0,498 0,0031 0,39 0,00 S
XIV Теба Thebe 222 0,675 0,0177 1,07 0,00 S
I Ио Io 422 1,769 0,0041 0,04 0,00 S
II Европа Europe 671 3,551 0,0094 0,47 0,02 S
III Ганимед Ganymede 1070 7,155 0,0011 0,17 0,07 S
IV Каллисто Callisto 1883 16,69 0,0074 0,19 0,35 S
XIII / Леда Leda (эпоха 11165 2000.0; miocF 240,92 гость Лаплас; 0,1636 а) 27,46 2,79
VI Гималия Himalia 11461 250,56 0,1623 27,50 4,27 0,40
X Лиситея Lysithca 11717 259,20 0,1124 28,30 2,95
VII Эл ара Elara 11741 259,64 0,2174 26,63 4,28 0,5
XII Ананке S/2000J11 Ananke 12555 21276 287,0 -629,77 0,248 0,2435 28,30 148,89 4,89 0,35
XI Карме Carmc 23404 -734,17 0,2533 164,91 2,90 0,433
VIII Пасифе Pasiphae 23624 -743,63 0,4090 151,43 3,84
IX Синопе Sinope 23939 -758,90 0,2495 158,11 3,21 0,548
XVII Каллирое Callirrhoe (эпоха \ 24103 2002.3; плось -758,77 гость Лаплас; 0,2828 а) 147,16 2,85
XVIII Фемисто Themisto 7284 130,02 0,2426 43,26 2,92
XXIV Иокасте locaste 21061 -631,60 0,2160 149,43 3,19
XXII Гарпалике Harpalyke 20858 -623,31 0,2268 148,64 3,22
XXVII Праксидике Praxidike 20907 -625,38 0,2308 148,97 3,06
XX Тайтете Taygete 23280 -732,41 0,2525 165,27 3,09
XXI Халдене Chaldene 23100 -723,70 0,2519 165,19 3,12
XXIII Калике Kalyke 23566 -742,03 0,2465 165,16 3,12
XIX Мегаклите Megaclite 23493 -752,88 0,4197 152,77 3,12
XXVI Исоное Isonoe 23155 -726,25 0,2471 165,27 3,14
XXV Эриноме Erinome 23196 -728,51 0,2665 164,93 3,11
XXVIII Автоное Autonoe 24046 -760,95 0,3168 152,42 3,14
846
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Продолжение табл. 4.5.6
Номер Название Большая полуось орбиты, тыс. км Орби- тальный период, сутки Эксцент- риситет орбиты Наклонен, орбиты к указанной плоскости, град. Наклон плоскости Лапласа к экватору планеты, град. Период вращения, сутки
русское латинское
XXIX Тионе Thyone 20939 -627,21 0,2286 148,51 3,26
XXX Гермиппе Hermippe 21131 -633,90 0,2096 150,73 3,20
XXXI Этне Aitne 23229 -730,18 0,2643 165,09 3,13
XXXII Эвридоме Eurydome 22865 -717,33 0,2759 150,27 3,07
XXXIII Эванте Euanthe 20797 -620,49 0,2321 148,91 3,09
XXXIV Эвпорие Euporie 19304 -550,74 0,1432 145,77 3,06
XXXV Ортозие Orthosie 20720 -622,56 0,2808 145,92 3,23
XXXVI Спонде Sponde 23487 -748,34 0,3121 151,00 3,07
XXXVII Кале Kale 23217 -729,47 0,2599 165,00 3,15
XXXVIII Пазите Pasithee 23004 -719,44 0,2675 165,14 3,09
XLIII Архе Arche 22931 -723,90 0,2588 165,00 2,22
(эпоха 2003.4; эклиптика; временный номер)
XLVII Эвкеладе Eukelade 23661 -746,39 0,2721 165,48 - S/2003 Л
S/2003 J2 29541 -979,99 0,2255 160,64 -
S/2003 J3 20221 -583,88 0,1970 147,55 -
S/2003 J4 23930 -755,24 0,3618 149,58 -
S/2003 J5 23495 -738,73 0,2478 165,25 -
XLV Г елике Helike 21263 -634,77 0,1558 154,77 - S/2003 J6
XLI Аойде Aoede 23981 -761,50 0,4322 158,26 - S/2003 J7
XXXIX Гегемоне Hegemone 23947 -739,60 0,3276 155,21 - S/2003 J8
S/2003 J9 23384 -733,29 0,2632 165,08 -
S/2003 J10 23042 -716,25 0,4295 165,08 -
XLIV Каллихоре Kallichore 24043 -764,74 0,2640 165,50 - S/2003 Л1
S/2003 J12 15912 -489,52 0,6056 151,91 -
XLVIII Киллене Cyllene 24349 -751,91 0,3189 149,26 - S/2003 ЛЗ
S/2003 J14 23614 -779,23 0,3439 144,51 -
S/2003 JI5 22627 -689,77 0,1916 146,51 -
S/2003 J16 20963 -616,36 0,2245 148,53 -
S/2003 JI7 23001 -714,47 0,2379 164,92 -
S/2003 JI8 20514 -596,59 0,0148 146,06 -
S/2003 JI9 23533 -740,42 0,2557 165,16 -
XLVI Карпо Carpo 16989 456,10 0,4297 51,40 - S/2003 J20
XL Мнеме Mncme 21069 -620,04 0,2273 148,64 - S/2003 J21
XLII Тельксиное Thclxinoe 21162 -628,09 0,2206 151,42 - S/2003 J22
S/2003 J23 23563 -732,44 0,2714 146,31 -
СПУТНИКИ САТУРНА (эпоха 1981.5; плоскость Лапласа)
XVIII Пан Pan 133,6 0,575 0,000 0,00 0,00
XV Атлант Atlas 137,7 0,602 0,000 0,00 0,00
XVI Прометей Prometheus 139,4 0,613 0,002 0,00 0,00
XVII Пандора Pandora 141,7 0,629 0,004 0,00 0,00
XI Эпиметей Epimetheus 151,4 0,694 0,021 0,34 0,02 S
X Янус Janus 151,5 0,695 0,007 0,14 0,02 S
XIII Телесто Telesto 294,7 1,888 0,001 1,16 0,02
XIV Калипсо Calypso 294,7 1,888 0,001 1,47 0,02
XII Елена Helene 377,4 2,737 0,000 0,21 0,02
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
847
Продолжение табл. 4.5.6
Номер Название Большая полуось орбиты, тыс. км Орби- тальный период, сутки Эксцент- риситет орбиты Наклонен, орбиты к указанной плоскости, град. Наклон плоскости Лапласа к экватору планеты, град. Период вращения, сутки
русское латинское
(эпоха 999.0; плос кость Лаплас :а)
I Мимас Mimas 185,6 0,942 0,0206 1,57 0,01 S
II Энцелад Enceladus 238,1 1,370 0,0001 0,01 0,00 S
III Тефия Tethys 294,7 1,888 0,0001 0,17 0,03 S
IV Диона Dione 377,4 2,737 0,0002 0,00 0,01 S
V Рея Rhea 527,1 4,518 0,0009 0,33 0,03 S
VI Титан Titan 1221,9 15,95 0,0288 1,63 1,94 S?
VII Гиперион Hyperion 1464,1 21,28 0,0175 0,57 0,50 С
VIII Япет Iapetus 3560,8 79,33 0,0284 7,57 14,84 S
IX Феба Phoebe 12944,3 -548,21 0,1644 174,75 26,18 0,4
(эпоха 2000.2; эклиптика)
XIX Имир Ymir 23130 -1315,33 0,3339 173,10 -
XX Палиак Paaliaq 15198 686,94 0,3632 45,08 -
XXI Тарвос Tarvos 18239 926,13 0,5365 33,50 -
XXII Иджирак Ijiraq 11442 451,47 0,3215 46,73 -
XXIII Суттунг Suttung 19465 -1016,51 0,1140 175,81 -
XXIV Кивиок Kiviuq 11365 449,22 0,3336 46,15 -
XXV Мундилфари Mundilfari 18722 -951,56 0,2078 167,48 -
XXVI Альбиорикс Albiorix 16394 783,47 0,4791 33,98 -
XXVII Скади Skadi 15641 -728,18 0,2690 152,62 -
XXVIII Эррипо Erriapo 17604 871,25 0,4740 34,47 -
XXIX Сиарнак Siamaq 18195 895,55 0,2962 45,54 -
XXX Трюм Thrymr 20219 -1091,76 0,4852 175,82 -
(эпоха 2003.4; эклиптика)
XXXI | Нарви | Narvi | 18719 | -956,19 | 0,3522 | 134,59
(Приближенные значения; временный номер)
XXXII Метона Methone 194,0 1,01 S/2004 S1
XXXIII Паллена Pallene 211,0 1,14 S/2004 S2
XXXIV Полидевк Polydeuces 377,4 2,74 S/2004 S5
Новые спутники Сатурна, об открытии которых заявлено в 2005 г. (Jewitt, Sheppard, 2005)
S/2005 S1 136,5 0,594 0,0 0,0
S/2004 S7 19800 -1103 0,580 165,1
S/2004 S8 22200 -1355 0,213 168,0
S/2004 S9 19800 -1077 0,235 157,6
S/2004 S10 19350 -1026 0,241 167,0
S/2004 SI 1 16950 822 0,336 41,0
S/2004 S12 19650 -1048 0,401 164,0
S/2004 S13 18450 -906 0,273 167,4
S/2004 S14 19950 -1081 0,292 162,7
S/2004 SI5 18750 -1008 0,180 156,9
S/2004 SI6 22200 -1271 0,135 163,0
S/2004 S17 18600 -986 0,259 166,6
S/2004 SI8 19650 -1052 0,795 147,4
СПУТНИКИ УРАНА (эпоха 1980.0; плоскость экватора)
V Миранда Miranda 129,9 1,413 0,0013 4,34 - S
I Ариэль Ariel 190,9 2,520 0,0012 0,04 - s
848
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Продолжение табл. 4.5.6
Номер Название Большая полуось орбиты, тыс. км Орби- тальный период, сутки Эксцент- риситет орбиты Наклонен, орбиты к указанной плоскости, град. Наклон плоскости Лапласа к экватору планеты, град. Период вращения, сутки
русское латинское
II Умбриэль Umbriel 266,0 4,144 0,0039 0,13 - S
III Титания Titania 436,3 8,706 0,0011 0,08 - S
IV Оберон Oberon 583,5 13,46 0,0014 0,07 - S
(эпоха 1986.1; плоскость экватора)
VI Корделия Cordelia 49,8 0,335 0,0003 0,09 -
VII Офелия Ophelia 53,8 0,376 0,0099 0,10 -
VIII Бианка Bianca 59,2 0,435 0,0009 0,19 -
IX Кресс ида Cressida 61,8 0,464 0,0004 0,01 -
X Дездемона Desdemona 62,7 0,474 0,0001 0,11 -
XI Джульетта Juliet 64,4 0,493 0,0007 0,07 -
XII Порция Portia 66,1 0,513 0,0001 0,06 -
XIII Розалинда Rosalind 69,9 0,558 0,0001 0,28 -
XIV Белинда Belinda 75,3 0,624 0,0001 0,03 -
S/1986U10 76,4 0,638 0,000 0,000
XV Пак Puck 86,0 0,762 0,0001 0,32 -
(эпоха 2004,5; плоскость Лапласа)
XVI Калибан Caliban 7231 -579,73 0,159 140,88 98,72
XX Стефано Stcphano 8004 -677,36 0,229 144,11 97,92
XXI Тринкуло Trinculo 8504 -749,24 0,220 167,05 97,79
XVII Сикоракса Sycorax 12179 -1288,30 0,522 159,40 97,62
XVIII Просперо Prospero 16256 -1978,29 0,445 151,97 97,75
XIX Сетебос Setcbos 17418 -2225,21 0,591 158,20 97,76
S/2001 U2 20901 -2887,21 0,368 169,84 97,78
S/2001 U3 4276 -266,56 0,146 145,22 98,52
S/2003 U1 97,7 0,923
S/2003 U2 74,8 0,618
S/2003 U3 14345 1687,01 0,661 56,63 98,28
СПУТНИКИ НЕПТУНА (эпоха 1989.6; плоскость Лапласа)
III Наяда Naiad 48,23 0,294 0,0004 4,75 0,01
IV Таласса Thalassa 50,08 0,311 0,0002 0,21 0,01
V Деспина Despina 52,53 0,335 0,0002 0,06 0,01
VI Г алатея Galatea 61,95 0,429 0,0000 0,06 0,02
VII Ларисса Larissa 73,55 0,555 0,0014 0,21 0,05
VIII Протей Proteus 117,65 1,122 0,0005 0,03 0,55 S
I Тритон Triton 354,8 -5,877 0,0000 156,83 0,51 S
II Нереида Nereid 5513,4 360,14 0,7512 7,23 30,21
(эпоха 2003.4; эклиптика)
S2002N1 15728 -1879,71 0,5711 134,10 -
S2002 N2 22422 2914,07 0,2931 48,51 -
S2002 N3 23571 3167,85 0,4237 34,74 -
S2003N1 46695 -9115,91 0,4499 137,39 -
S2002 N4 48387 -9373,99 0,4945 132,59 -
СПУТНИК ПЛУТОНА (эпоха 1986,5; ICRF, плоскость земного экватора 2000,0)
Харон Charon 19,41 -6,387 0,0002 99,09 - S
S/2005 Р1 Гидра Hydra 65 -38
S/2005 Р2 Никс Nix 50 -26
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
849
Таблица 4.5.7
Спутники планет: физические параметры
Спутники каждой планеты расположены в порядке возрастания большой полуоси орбиты.
У спутников неправильной формы вместо среднего диаметра приведены наибольший и наименьший
размеры. Блеск спутника и его максимальное угловое расстояние от центра планеты (при удалении от
планеты на расстояние большой полуоси орбиты) приведены для земного наблюдателя в момент средней
оппозиции планеты.
Номер Название Большая полуось орбиты, тыс. км Диаметр, км Масса, 10м кг Плотность, г/см3 Блеск, Шу Угловое расстояние от планеты, град.
СПУТНИК ЗЕМЛИ
Луна 384,4 3475 735 3,34 | -12,7 |
СПУТНИКИ МАРСА
I Фобос 9,38 26x18 0,000107 1,87 11,6 25"
II Деймос 23,46 15x10 0,000022 1 1 i 12,7 1 1'02"
СПУТНИКИ ЮПИТЕРА
XVI Метида 128 43 0,001 3,0 17,5 42"
XV Адрастея 129 16x26 0,00007 3,0 18,7 42"
V Амальтея 181 262х 134 0,021 0,85 14,1 59"
XIV Теба 222 110x90 0,015 3,0 16,0 1'13"
I Ио 422 3643 893 3,53 5,0 2'18"
II Европа 671 3122 480 3,04 5,3 3'40"
III Ганимед 1070 5262 1482 1,94 4,6 5'51"
IV Каллисто 1883 4821 1076 1,83 5,7 10'18"
XVIII Фемисто 7284 8 0,000007 2,6 21,0 39'49"
XIII Леда 11165 20 0,0001 2,6 20,2 1°01'02"
VI Гималия 11461 170 0,067 2,6 14,8 1°02'39"
X Лиситея 11717 36 0,0006 2,6 18,2 1°04'34"
VII Элара 11741 83 0,0087 2,6 16,6 1°04'11"
S/2000J11 12555 4 0,000001 2,6 22,4 1°08'38"
S/2003 J12 15912 1 0,00000002 2,6 23,9 1°26'59"
XLVI Кар по 16989 3 0,0000004 2,6 23,0 1°32'53"
XXXIV Эвпорие 19304 2 0,0000001 2,6 23,1 1°45'32"
S/2003 J3 20221 2 0,0000001 2,6 23,4 1°50'33"
S/2003 J18 20514 2 0,0000001 2,6 23,4 1°52'09"
XXXV Ортозие 20720 2 0,0000001 2,6 23,1 1°53'16"
XXXIII Эванте 20797 3 0,0000004 2,6 22,8 1°53'42"
XXII Гарпалике 20858 4 0,000001 2,6 22,2 1°54'02"
XXVII Праксидике 20907 7 0,000004 2,6 21,2 1°54'18"
XXIX Тионе 20939 4 0,000001 2,6 22,3 1°54'28"
S/2003 J16 20963 2 0,0000001 2,6 23,3 1°54'36"
XXIV Иокасте 21061 5 0,000002 2,6 21,8 1°55'08"
XL Мнеме 21069 2 0,0000001 2,6 23,3 1°55'11"
XXX Гсрмиппе 21131 4 0,000001 2,6 22,1 1°55'31"
XLII Тельксиное 21162 2 0,0000001 2,6 23,5 1°55'41"
XLV Гелике 21263 4 0,000001 2,6 22,6 1°56'15"
XII Ананке 21276 28 0,0003 2,6 18,9 1°56'19"
1
850
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Продолжение табл. 4.5.7
Номер Название Большая полуось орбиты, тыс. км Диаметр, км Масса, 102Окг Плотность, г/см3 Блеск, Шу Угловое расстояние от планеты, град.
S/2003 J15 22627 2 0,0000001 2,6 23,5 2°03'42"
XXXII Эвридоме 22865 3 0,0000004 2,6 22,7 2°05'00"
XLIII Архее 22931 3 0,0000004 2,6 22,8 2°05'22"
S/2003 J17 23001 2 0,0000001 2,6 23,4 2°05'45"
XXXVIII Пазите 23004 2 0,0000001 2,6 23,2 2°05'46"
S/2003 ПО 23042 2 0,0000001 2,6 23,6 2°05'58"
XXI Хаддене 23100 4 0,0000007 2,6 22,5 2°06'17"
XXVI Исоное 23155 4 0,0000007 2,6 22,5 2°06'35"
XXV Эриноме 23196 3 0,0000004 2,6 22,8 2°06'49"
XXXVII Кале 23217 2 0,0000001 2,6 23,0 2°06'56"
XXXI Этне 23229 3 0,0000004 2,6 22,7 2°06'59"
XX Тайтете 23280 5 0,000002 2,6 21,9 2°07'16"
S/2003 J9 23384 1 0,00000002 2,6 23,7 2°07'50"
XI Карме 23404 46 0,0013 2,6 18,0 2°07'57"
XXXVI Спондее 23487 2 0,0000001 2,6 23,0 2°08'24"
XIX Мегаклите 23493 5 0,000002 2,6 21,7 2°08'26"
S/2003 J5 23495 4 0,000001 2,6 22,4 2°08'27"
S/2003 J19 23533 2 0,0000001 2,6 23,7 2°08'39"
S/2003 J23 23563 1 0,00000002 2,6 23,6 2°08'49"
XXIII Калике 23566 5 0,000002 2,6 21,8 2°08'50"
S/2003 J14 23614 2 0,0000001 2,6 16,7 2°09'06"
VIII Пасифе 23624 58 0,003 2,6 17,0 2°09'09"
XLVII Эвкеладе 23661 4 0,000001 2,6 22,6 2°09'21"
S/2003 J4 23930 2 0,0000001 2,6 23,0 2° 10'49"
IX Синопе 23939 38 0,0008 2,6 18,3 2° 10'52"
XXXIX Гегемоне 23947 3 0,0000004 2,6 22,8 2° 10'55"
XLI Аойде 23981 4 0,000001 2,6 22,5 2° 11'06"
XLIV Каллихоре 24043 2 0,0000001 2,6 23,7 2° 11'26"
XXVIII Автоное 24046 4 0,000001 2,6 22,0 2° 11'27"
XVII Каллирое 24103 9 0,000009 2,6 20,8 2° 11'46"
XLVIII Киллене 24349 2 0,0000001 2,6 16,2 2° 13'07"
S/2003 J2 29541 2 0,0000001 2,6 16,6 2°41'30"
СПУТНИКИ САТУРНА
XVIII Пан 133,6 20 0,00003 0,6 19,4 22"
XV Атлант 137,7 39x27 0,0001 0,6 19,0 22"
XVI Прометей 139,4 148x68 0,003 0,6 15,8 23"
XVII Пандора 141,7 110x62 0,002 0,6 16,4 23"
XI Эпиметей 151,4 138 х ПО 0,005 0,6 15,6 24"
X Янус 151,5 194 х 154 0,02 0,7 14,4 24"
I Мимас 185,6 397 0,38 1,2 12,9 30"
XXXII Метона 194,0 3 31"
XXXIII Паллена 211,0 4 34"
II Энцелад 238,1 500 1,04 1,6 11,7 38"
III Тефия 294,7 1060 6,18 1,0 10,2 48"
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
851
Продолжение табл. 4.5.7
Номер Название Большая полуось орбиты, тыс. км Диаметр, км Масса, Ю20 кг Плотность, г/см3 Блеск, /77 г Угловое расстояние от планеты, град.
XIII Телесто 294,7 30 х 15 0,00007 1,0 18,5 48"
XIV Калипсо 294,7 19 0,00004 1,0 18,7 48"
IV Диона 377,4 1120 11,0 1,5 10,4 1'01"
XII Елена 377,4 36x30 0,0003 1,5 18,4 1'01"
XXXIV Полидевк 377,4 5 1'01"
V Рея 527,1 1530 23,2 1,2 9,7 1'25"
VI Титан 1221,9 5150 1346,5 1,9 8,3 3'17"
VII Г иперион 1464,1 360 х 226 0,11 1,1 14,4 3'59"
VIII Япет 3560,8 1440 19,5 1,3 Н,1 9'35"
XXIV Кивиок 11365 14 0,00003 2,3 22,07? 30'35"
XXII Иджирак 11442 10 0,00001 2,3 22,67? 30'47"
IX Феба 12944 220 0,07 1,3 16,5 34'50"
XX Палиак 15198 19 0,00008 2,3 21,37? 40'54"
XXVII С кади 15641 6 0,000003 2,3 23,67? 42'05"
XXVI Альбиорикс 16394 26 0,0002 2,3 20,57? 44'07"
XXVIII Эррипо 17604 9 0,000008 2,3 23,07? 47'22"
XXIX Сиарнак 18195 32 0,0004 2,3 20,17? 48'57"
XXI Тарвос 18239 13 0,00003 2,3 22,17? 49'05"
XXXI Нарви 18719 7 0,000003 2,3 24,0 50'22"
XXV Мундилфари 18722 6 0,000002 2,3 23,87? 50'23"
XXIII Суттунг 19465 6 0,000002 2,3 23,97? 52'22"
XXX Трюм 20219 6 0,000002 2,3 23,97? 54'24"
XIX Имир 23130 16 0,00005 2,3 21,77? 1°02'14"
Новые спутники Сатурна, об открытии которых заявлено в 2005 г. (Jewitt, Sheppard, 2005)
S/2005 S1 133,5 7
S/2004 S7 19800 6 24,57?
S/2004 S8 22200 6 24,67?
S/2004 S9 19800 5 24,77?
S/2004 S10 19350 6 24,47?
S/2004S11 16950 6 24,17?
S/2004 S12 19650 5 24,87?
S/2004 S13 18450 6 24,57?
S/2004S14 19950 6 24,47?
S/2004S15 18750 6 24,27?
S/2004 S16 22200 4 25,07?
S/2004 S17 18600 4 25,2
S/2004 S18 19650 7 23,8
СПУТНИКИ УРАНА
VI Корделия 49,8 40 0,0004 1,3 23,6 4"
VII Офелия 53,8 43 0,0005 1,3 23,3 4"
VIII Бианка 59,2 51 0,0009 1,3 22,5 4"
IX Крессида 61,8 80 0,003 1,3 21,6 5"
X Дездемона 62,7 64 0,002 1,3 22,0 5"
XI Джульетта 64,4 94 0,006 1,3 21,1 5"
XII Порция 66,1 135 0,017 1,3 20,4 5"
852
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Продолжение табл. 4.5.7
Номер Название Большая полуось орбиты, тыс. км Диаметр, км Масса, 10м кг Плотность, г/см3 Блеск, Шу Угловое расстояние от планеты, град.
XIII Розалинда 69,9 72 0,003 1,3 21,8 5"
S/2003 U2 74,8 24 0,00007 1,3 24 5"
XIV Белинда 75,3 80 0,004 1,3 21,5 6"
S/1986U10 76,4 20 24,07?
XV Пак 86,0 162 0,03 1,3 19,8 7"
S/2003 U1 97,7 32 0,0002 1,3 23 7"
V Миранда 129,9 472 0,66 1,2 15,8 10"
I Ариэль 190,9 1158 13,5 1,7 13,7 14"
II Умбриэль 266,0 1170 11,7 1,4 14,5 20"
III Титания 436,3 1578 35,2 1,7 13,5 32"
IV Оберон 583,5 1523 30,1 1,6 13,7 43"
S/2001 U3 4276 12 0,00001 1,5 25,07? 5'14"
XVI Калибан 7231 98 0,007 1,5 22,4 8'51"
XX Стефано 8004 20 0,00006 1,5 24,1 9'48"
Тринкуло 8571 10 0,000007 1,5 25,47? 10'24"
XVII Сикоракса 12179 190 0,054 1,5 20,8 14'54"
S/2003 U3 14345 11 0,00001 1,5 25,27? 17'34"
XVIII Просперо 16256 30 0,0002 1,5 23,2 19'54"
XIX Сетебос 17418 30 0,0002 1,5 23,3 21'19"
S/2001 U2 20901 12 0,00001 1,5 25,17? 25'35"
СПУТНИКИ НЕПТУНА
III Наяда 48,23 96x52 0,002 24,7 2"
IV Таласса 50,08 108 х 52 0,004 23,8 2"
V Деспина 52,53 180х 128 0,02 22,6 2"
VI Г алатея 61,95 204 х 144 0,04 22,3 3"
VII Ларисса 73,55 216х 168 0,05 22,0 3"
VIII Протей 117,65 440 х 404 0,5 20,3 6"
I Тритон 354,8 2707 214 2,1 13,5 17"
II Нереида 5513,4 340 0,3 1,0 18,7 4'21"
S2002N1 15728 60 0,001 24,5 12'25"
S2002 N2 22422 50 0,001 25,5 17'41"
S2002 N3 23571 50 0,001 25,5 18'36"
S2003N1 46695 30 0,0002 25,5 36'51"
S2002 N4 48387 60 0,001 24,6 38'11"
СПУТНИК ПЛУТОНА
Харон 19,41 1200 18 2,1 16,8 0,9"
S/2005 Р1 Гидра 65 100 - -
S/2005 Р2 Никс 50 100 - -
Названия спутников приведены на сайте http://planetarynames.wr.usgs.gov/append7.html.
Более точные последние значения орбитальных параметров планет и спутников см. на сайтах:
http://nssdc.gsfc.nasa.gov/planetary/; http://ssd.jpl.nasa.gov/sat_elem.html.
Сводные и текущие данные на русском языке приведены на Web-сайте ГАИШ (МГУ):
http://lnfm 1 .sai.msu.ru/neb/rw/natsat/index.htm.
ГЛАВА 4.5 ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ 853
Таблица 4.5.8
Гравитационное поле планет
Планета GM планеты, км3/с2 GM системы, км3/с2 J2-106 Л-106 Л-106 Л-Ю6 с22-юб &-106
Меркурий 22032,08 - 0,2056 58,6462 47,87 - - -
Венера 324858,60 - 0,0068 -243,0187 35,02 - - -
Земля 398600,44 403503,24 1082,628 -2,538 -1,593 0,502 1,5744 -0,9038
Марс 42828,314 - 1960 36 -32 - -55 31
Юпитер 126686537 126712762,8 14735,0 ±0,4 0,2 ± 2,0 588,8 ± 3,5 27,8 ± 12,5 -0,03 ± 0,06 -0,04 ± 0,05
Сатурн 37931200 37940629,764 16292 ±7 - -931 ±32 91 ±32 0,7 ± 1 -0,2 ± 1
Уран 5793939,3 5794548,6 3343,46 ±0,12 - -28,85 ±0,16 - - -
Нептун 6835107 6836534,9 3410 ± 9 - -35 ± 10 - - -
Плутон 826,1 955,5 - - -
Обозначения в таблице: Ji - коэффициент при второй зональной гармонике разложения потенциала;
Ji - коэффициент при третьей зональной гармонике потенциала; J4 - коэффициент при четвертой зо-
нальной гармонике потенциала; J6- коэффициент при шестой зональной гармонике потенциала;
С22 - коэффициент при тессералыюй гармонике С22; 522 - коэффициент при тессеральной гармони-
ке 522
Литература к табл. 4.5.8:
[1] Fukushima, 1990.
[2] Yoder, 1995.
[3] Yuan et al., 2001.
[4]Jacobson, 2001a;Jacobson, 2001b.
[5]Jacobson, 2004a;Jacobson, 2004b.
[6] Jacobson et al., 1992.
[7] Jacobson et al., 1991.
[8] Young et al., 1994.
Сводные и текущие данные на русском языке приведены на сайте ГАИШ (МГУ):
http://lnfml.sai.msu.rU/neb/rw/natsat/plagraw.htm#planets
ЛИТЕРАТУРА
Абалакин В.К., Аксенов Е.П., Гребеников Е.А. и др. (ред.) Справочное руководство по небесной механике
и астродинамике. М.: Наука, 864 с., 1976.
Аким Э.Л. Определение поля тяготения Луны по движению искусственного спутника Луны ЛУНА-10.
Космич. исслед., 4, 6, с. 823-826, 1966.
Аким Э.Л., Власова З.П., Чуйко И.В. Определение динамического сжатия Венеры по траекторным измере-
ниям ее первых искусственных спутников ВЕНЕРА-9 и ВЕНЕРА-10. ДАН СССР, 240, 3, с. 556-559, 1978.
Грушинский Н.П. Теория фигуры Земли. М.: Наука, 511 с., 1976.
Дорофеева В.А., Макалкин А.Б. Эволюция ранней Солнечной системы. Космохимические и физические
аспекты. М.: Едиториал УРСС, 264 с., 2004.
Жарков В.Н. Внутреннее строение Земли и планет. М.: Наука, 192 с., 1983.
Жарков В.Н. От Юпитера к Марсу - геофизическая космогония. В кн.: Современные проблемы механики и
физики космоса. Ред. Авдуевский В.С., Колесниченко А.В. М.: ФИЗМАТЛИТ, с. 369-380, 2003.
Кусков О.Л., Кронрод В.А. Модели внутреннего строения спутников Юпитера - Ганимеда, Европы и Кал-
листо. Астрон. вести., 32, с. 49-57, 1998.
Латем Г., Накамура И., Дорман Дж. и др. Результаты пассивного сейсмического эксперимента по про-
грамме «Аполлон». В кн.: Космохимия Луны и планет. М.: Наука, с. 299-310, 1975.
854
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Макалкин А.Б., Дорофеева В.А. Рускол Е.Л. Моделирование аккреционного протоспутникового диска
Юпитера: оценка основных параметров. Астрой, вести., 33, с. 518-526, 1999.
Макалкин А.Б., Рускол Е.Л. Диссипация газа из протоспутникового диска Юпитера. Астрон. вести., 37,
с. 545-554,2003.
Маров М.Я. Планеты Солнечной системы. М.: Наука, 320 с., 1986.
Митрофанов И.Г., Литвак М.Л., Козырев А.С. и др. Поиск воды в грунте Марса по данным глобального
картографирования потока нейтронов российским прибором ХЕНД на борту американского аппарата
2001 MARS ODYSSEY. Астрон. вести., 37, 5, с. 400-412, 2003.
Сафронов В.С. Эволюция допланетного облака и образование Земли и планет. М.: Наука, 244 с., 1969.
Слюта Е.Н., Иванов А.В., Иванов М.А. Сравнительная планетология: Основные понятия, термины и опре-
деления. М.: Наука, 96 с., 1995.
Субботин М.Ф. Курс небесной механики. Л.-М.: Гостехиздат, т. 3, 280 с., 1949.
Уайт А. Планета Плутон. М.: Мир, 125 с., 1983.
Шари В.П. Перенос теплового излучения в атмосфере Венеры. В кн.: Современные проблемы механики и
физики космоса. Под ред. Авдуевский В.С., Колесниченко А.В. М.: ФИЗМАТЛИТ, с. 302-329, 2003.
Шевченко В.В. Современная селенография, М.: Наука, 288 с., 1980.
Шевченко В.В. «Лунар проспектор» погиб, проблемы остались. Земля и Вселенная, 1, с. 23-33, 2001.
Шевченко В.В. Структура поверхности реголита Меркурия по дистанционным данным. Астрон. вести., 36,
5, с. 387-394, 2002.
Шевченко В.В. Альбедные аномалии и палеомагнетизм Луны. В кн.: Современные проблемы механики и
физики космоса. Ред. Авдуевский В.С., Колесниченко А.В. М.: ФИЗМАТЛИТ, с. 251-254, 2003.
Allison М., Beebe R.F., Conrath В.J. et al. Uranus atmospheric dynamics and circulation. In: Uranus (A92-18701
05-91). Univ, of Arizona Press, Tucson, pp. 253-295, 1991.
Atreya S.K., Donahue T.M. Model ionospheres of Jupiter. In: Jupiter. Ed. Gehrels T. Univ, of Arizona Press,
Tucson, pp. 304-318, 1976.
Atreya S.K., Wong M.H., Owen T.C. et al. A comparison of the atmospheres of Jupiter and Saturn: deep atmos-
pheric composition, cloud structure, vertical mixing, and origin. Planet. Space Sci., 47, pp. 1243-1262, 1999.
Avduevsky V.S., Marov M.Ya., Kulikov Yu.N. et al. Structure and parameters of the Venus atmosphere according
to Venera probe data. In: Venus. Eds. Hunten D.M., Colin L., Donahue T.M., Moroz V.I. The Univ. Arizona
Press, Tucson, pp. 280-298, 1983.
Baines K.H., Hammel H.B. et al. Clouds and hazes in the atmosphere of Neptune. In: Neptune and Triton. Ed.
Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 489-546, 1996.
Balmino G., Moynot G., Vales N. Gravity field model of Mars in spherical harmonics up to degree and order
eighteen. J. Geophys. Res., 87, pp. 9735-9746, 1982.
Balogh A. Magnetic field and plasma environments at Mercury. 31st Scientific Assembly of COSPAR, p. 48, 1996.
Barth C.A., Stewart I.F., BougherS.W. et al. Aeronomy of the current Martian atmosphere. In: Mars. Eds. Kief-
fer H.H., Jakosky B.M., Snyder C.W. et al. The Univ. Arizona Press, Tucson & London, pp. 1054-1089, 1992.
Beasley D., Hupp E., Weaver D. 2005 NASA’s Hubble reveals possible new moons around Pluto.
http://hubblesite.org/newscenter/newsdesk/archive/releases/2005/19/full/
Berg O.E., Richardson F.F., Rhee J.W. et al. Preliminary results of a cosmic dust experiment on the Moon. Geo-
phys. Res. Lett., 1, 7, pp. 289-290, 1974.
Bhardwaj A., Elsner R.F., Waite J.H., Jr. et al. The discovery of oxygen К-alpha emission from the rings of Sat-
urn. Astrophys. J., 627, L73-L76, 2005.
Bishop J., Atreya S.K., Romani P.N. et al. The middle and upper atmosphere of Neptune. In: Neptune and Triton.
Ed. Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 427-488, 1996.
Brown M.E., Trujillo C.A. Direct measurement of the size of the large Kuiper belt object (50000) Quaoar.
Astron. J., 127, pp. 2413-2417, 2004.
Brown R.H., Cruikshank D.P., Veverka J. et al. Surface composition and photometric properties of Triton. In:
Neptune and Triton. Ed. Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 991-1030, 1996.
Bums J.A., Simonelli D.P., Showalter M.R. et al. Jupiter’s ring-moon system. In: Jupiter. The planet, satellites and
magnetosphere. V. 1. Eds. Bagenal F. et al. Cambridge Univ. Press, Cambridge, UK, pp. 241-262, 2004.
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
855
Canup R.M., Ward W.R. Formation of the Galilean satellites: conditions of accretion. Astron. J., 124,3404-3423,2002.
Canup R.M. A Giant Impact Origin of Pluto-Charon. Science, 307, 546-550, 2005.
Chamberlain J.W., Hunten D.M. Theory of planetary atmospheres. Academic Press, Inc., N.Y., 1987.
Chapman C.R. Surface properties of asteroids. Massach. Inst, of Technology, 1972.
Chapman C.R., Cruikshank D.P. Preclude to exploration and the Voyager mission to Neptune. In: Neptune and
Triton. Ed. Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 3-14, 1996.
Chen D.H., Bao G. The waves caused by the impact of Shoemaker-Levy 9 with Jupiter. Acta Astronomica Sinica,
44, pp. 337-341,2003.
Cheng A.F., Maclennan C.G., Mauk B.H. et al. Energetic ion phase space densities in Neptune’s magnetosphere.
Icarus, 99, pp. 420-429, 1992.
Cisowski S.M. Magnetic studies on Shergotty and other SNC meteorites. Geochim. Cosmochim. Acta, 50,
pp. 1043-1048, 1986.
Cisowski S.M., Fuller M. Lunar paleointensities via the IRMs normalization method and the early magnetic his-
tory of the Moon. In: Origin of the Moon. Eds. Hartmann W.K. et al. LPI, pp. 411-424, 1986.
Clarke J.T., Stem S.A., Trafton L.M. Pluto’s extended atmosphere: an escape model and initial observations.
Icarus, 95, pp. 173-179, 1992.
Colwell J.E., Esposito L.W. Origins of the rings of Uranus and Neptune. I. Statistics of satellite disruptions. J.
Geoph. Res., 97, No E6, pp. 10227-10241, 1992.
Colwell J.E., Esposito L.W. Origins of the rings of Uranus and Neptune. II. Initial conditions and ring moon popu-
lations. J. Geoph. Res., 98, No E4, pp. 7387-7401, 1993.
Connemey J.E.P., Ness N.F. Mercury’s magnetic field and interior. In: Mercury. Eds. Vilas F., Chapman C.R.,
Matthews M.S. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 494-513, 1988.
Connemey J.E.P., Acuna M.H., Ness N.F. et al. An extraordinary magnetic field map of Mars. Lunar and Plane-
tary Science XXXV. Houston. LPI, No 1114, 2004.
Croft S.K., Kargel J.S., Kirk R.L. et al. The geology of Triton. In: Neptune and Triton. Ed. Cruikshank D.P. Univ.
Arizona Press, Tucson, pp. 879-948, 1996.
Cruikshank D.P., Owen T.C., Ore C.D. et al. A spectroscopic study of the surfaces of Saturn’s large satellites: H2O
ice, tholins, and minor constituents. Icarus, 175, pp. 268-283, 2005.
Davis L.Jr., Smith E.J. A model of Saturn’s magnetic field based on all available data. J. Geophys. Res., 95,
pp. 15257-15261, 1990.
de Pater I., Gibbard S.G., Macintosh B.A. et al. Keck adaptive optics images of Uranus and its rings. Icarus, Vol-
ume 160, Issue 2, 359-374, 2002.
de Pater I., Lissauer JJ. Planetary Sciences, Cambridge Univ. Press, Cambridge, 568 p., 2004.
Donahue T.M., Russell C.T. The Venus atmosphere and ionosphere and their interaction with the solar wind: an
overview. In: Venus II. Geology, Geophysics, Atmosphere, and Solar Wind Environment. Eds. Bouger S.W.,
Hunten D.M., Phillips RJ. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 3-31, 1997.
Duennenbier T., Dorman J., Lammlein D. et al. Meteoroid flux from long period lunar seismic data. Lunar Science
VI. Houston. LPI, pp. 217-219. 1975.
Elachi C., Wall S., Allison M. et al. Cassini Radar Views the Surface of Titan. Science, 308, pp. 970-974, 2005.
Encrenaz T., Bibring J.-P., Blanc M. The Solar System. Springer-Verlag., 1990, 330 p.
Esposito P.B., Banerdt W.B., Lindal G.F. et al. Gravity and topography. In: Mars. Eds. Kieffer H.H., Jakosky B.M.,
Snyder C.W. et al. The Univ. Arizona Press, Tucson & London, pp. 209-248, 1992.
Esposito L.W., Bertaux J.-L., Krasnopolsky V., Moroz V.I., Zasova L.V. Chemistry of lower atmosphere and
clouds. In: Venus II. Geology, Geophysics, Atmosphere, and Solar Wind Environment. Bouger S.W., Hun-
ten D.M., Phillips R.J. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 415-458, 1997.
Fegley B.Jr., Prinn R.G. Chemical models of the deep atmosphere of Uranus. Astrophys. J., 307, pp. 852-865, 1986.
Fink U., Smith B.A., Johnson J.R. et al. Detection of a CH4 atmosphere on Pluto. Icarus, 44, pp. 62-71, 1980.
Flasar F.M., Achterberg R.K., Conrath B.J. et al. Titan’s atmospheric temperatures, winds, and composition. Sci-
ence, 308, pp. 975-978, 2005.
Folkner W.M., Yoder C.F., Luan D.N. et al. Interior structure and seasonal mass redistribution of Mars from radio
tracking of Mars Pathfinder. Science, 278, pp. 1749-1751, 1997.
856
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Fox J.L., Bougher S.W. Structure, luminosity, and dynamics of the Venus thermosphere. Space Sci. Rev., 55,
357-489, 1991.
Fox J.L., Kliore A.J. lonoshere: solar cycle variation. In: Venus II. Geology, Geophysics, Atmosphere, and
Solar Wind Environment. Eds. Bouger S.W., Hunten D.M., Phillips R.J. The Univ. Arizona Press, Tucson,
pp. 161-188, 1997.
Fukushima T. System of astronomical units and constants. IAU-WGRS/SGAC, Circ. 13, 1990.
Gautier D., Conrath B.J., Owen T. et al. The troposphere of Neptune. In: Neptune and Triton. Eds. Cruik-
shank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 547-612, 1996.
Gibbard S.G., de Pater I., Hammel H.B. Near-infrared adaptive optics imaging of the satellites and individual rings
of Uranus. Icarus, 174, 253-262, 2005.
Giuranna M., Formisano V., Hansen G.B. et al. PFS observations of polar ice composition at Mars. 35th COSPAR
Scientific assembly, Paris, France, July 2004. Abstracts, A-02646, 2004.
Grard R., Laakso H. The charged particle environment of Mercury and related electric phenomena. In: Mercury:
Space Environment, Surface, and Interior. Chicago, No 8025, 2001.
Grav T. H., Matthew J., Fraser W.C. Photometry of irregular satellites of Uranus and Neptune. Astrophys. J., 613,
L77-L80, 2004.
Greeley R., Chyba C.F., Head III J.W. et al. Geology of Europa. In: Jupiter. The planet, satellites and magneto-
sphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1, Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 329-362, 2004.
Griffith C.A., Bezard B., Greathouse T. et al. Meridional transport of HCN from SL9 impacts on Jupiter. Icarus,
170, pp. 58-69, 2004.
Grimm R.E., Hess P.C. The crust of Venus. In: Venus II. Geology, geophysics, atmosphere, and solar wind envi-
ronment. Eds. Bouger S.W., Hunten D.M., Phillips R.J. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 1205-1244, 1997.
Grun E., Zook H.A., Fechtig H. et al. Collisional balance of the meteoritic complex. Icarus, 62, pp. 244-272, 1985.
Grundy W.M., Buie M.W. Spatial and Compositional Constraints on Non-ice Components and H2O on Pluto’s
Surface. Icarus, 157, pp. 128-138, 2002.
Grundy W.M., Buie M.W., Spencer J.R. Spectroscopy of Pluto and Triton at 3-4 Microns: Possible Evidence for
Wide Distribution of Nonvolatile Solids. Astron. J., 124, pp. 2273-2278, 2002.
Gudkova T.V., Zharkov V.N. Models of Jupiter and Saturn after «Galileo» mission. Planet. Space Sci., 47,
pp. 1201-1210, 1999.
Gumett D.A., Kurth W.S., Hospodarsky G.B. et al. Radio and Plasma Wave Observations at Saturn from Cassini’s
Approach and First Orbit. Science, 307, pp. 1255-1259, 2005.
Guillot T. A comparison of the interiors of Jupiter and Saturn. Planet. Space Sci., 47, pp. 1183-1200, 1999.
Guillot T., Stevenson D.J. et al. The interior of Jupiter. In: Jupiter. The planet, satellites and magnetosphere. Eds.
Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 35-58, 2004.
Gupta R., ed. Observer’s handbook 2001. R. Astron. Soc. of Canada, 2001.
Hannel R.A., Conrath B.J. et al. Exploration of the Solar System by infrared remote sensing. 2nd ed. Cambridge
Univ. Press, Cambridge, 2003.
Hanson W.B., Mantas G.P. Viking electron temperature measurements: Evidence for a magnetic field in Martian
ionosphere. J. Geophys. Res., 93, 7538-7544, 1988.
Hapke B. Space weathering and the composition of the crust of Mercury. In: Mercury: Space Environment, Sur-
face, and Interior. Chicago, No 8014, 2001.
Harmon J.K., Campbell D.B. Radar observations of Mercury. In: Mercury. Eds. Vilas F., Chapman C.R., Mat-
thews M.S. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 101-117, 1988.
Harrington J., de Pater I., Brecht S.H. et al. Lessons from Shoemaker-Levy 9 about Jupiter and planetary impacts.
In: Jupiter. The planet, satellites and magnetosphere. V. 1. Eds. Bagenal F. et al. Cambridge Univ. Press,
Cambridge, pp. 159-184, 2004.
Head J.W., Mustard J.F. Geological evidence for climate change on Mars. Lunar and Planetary Science XXXV.
Houston. LPI, No 1889, 2004.
Hofstadter M.D., Butler B.J. Seasonal change in the deep atmosphere of Uranus. Icarus, 165, pp. 168-180, 2003.
Holme R., Bloxham J. The magnetic fields of Uranus and Neptune: Methods and models. J. Geophys. Res., 101,
pp. 2177-2200, 1996.
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
857
Hood L.L., Richmond N.C. Distribution of crustal magnetic fields on Mars: Shock effects of basin-forming im-
pacts. Lunar and Planetary Science XXXV, Houston. LPI, No 1704, 2004.
Hood L.L., Young C.N. Modeling of major Martian magnetic anomalies: Further evidence for polar reorientations
during the Noachian. Lunar and Planetary Science XXXV, Houston. LPI, No 1108, 2004.
Hubbard W.B., Podolak M., Stevenson D.J. The interior of Neptune. In: Neptune and Triton. Ed. Cruikshank D.P.
Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 109-138, 1996.
Hunten D.M., Morgan Т.Н., Shemansky D.E. The Mercury atmosphere. In: Mercury. Eds. Vilas F., Chapman C.R.,
Matthews M.S. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 562-612, 1988.
Heiken G.H., Vaniman D.T., French B.M., eds. Lunar Sourcebook. Cambridge Univ. Press, 736 p., 1995.
Ingersoll A.P., Barnet C.D., Beebe R.F. et al. Dynamic meteorology of Neptune. In: Neptune and Triton. Ed.
Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 613-682, 1996.
Ingersoll A.P. Atmospheres of the giant planets. In: The new Solar System. Eds. Beatty J.K., Petersen C.C., Chai-
kin A. 4th Edition, Cambridge Univ. Press and Sky Publishing Corp., pp. 201-220, 1999.
Ingersoll A.P., Dowling T.E., Gierasch P.J. et al. Dynamics of Jupiter’s atmosphere. In: Jupiter. The planet, satel-
lites and magnetosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 105-128, 2004.
Ip W.-H. An evaluation of a catastrophic fragmentation origin of the Saturnian ring system. Astron. Astroph., 199,
pp. 340-342, 1988.
Jacobson R.A., Riedel J.E., Taylor A.H. The orbits of Triton and Nereid from spacecraft and Earth-based observa-
tions. Astron. Astrophys., 247, pp. 565-575, 1991.
Jacobson R.A., Campbell J.K., Taylor A.H., Synnott S.P. The masses of Uranus and its major satellites from Voy-
ager tracking data and Earth-based Uranian satellite data. Astron. J., 103, pp. 2068-2078, 1992.
Jacobson R.A. Gravity Field of the Jovian System and the Orbits of the Regular Jovian Satellites. Bulletin of the
American Astronomical Society, 33 (3), 1039, 2001a.
Jacobson R.A. The Orbits of Jupiter and its Galilean Satellites and the Gravity Field of the Jovian System. Jupiter:
The Planet, Satellites, and Magnetosphere. Boulder, Colorado, 2001b.
Jacobson R.A. The orbits of the major Saturnian satellites and the gravity field of Saturn from spacecraft and
Earthbased observations. Astron. J., 128, pp. 492-501,2004a.
Jacobson R.A. et al. The Orbits of the Major Saturnian Satellites and the Gravity Field of the Saturnian System.
Bulletin of the American Astronomical Society, 36 (3), 1097, 2004b.
Jewitt D.C., Sheppard S., Porco C. Jupiter’s outer satellites and Trojans. In: Jupiter. The planet, satellites and mag-
netosphere Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 263-280, 2004.
Jewitt D.C., Sheppard S. etal. New Satellites of Saturn. IAU Circ., 8523, 1, 2005. См. также: http://www.ifa.ha-
waii.edu/~jewitt/satum2005.html.
Karkoschka E. Spectrophotometry of the Jovian planets and Titan at 300 to 1000 nm wavelength: The methane
spectrum. Icarus, 111, pp. 174-192, 1994.
Karkoschka E. Rings and Satellites of Uranus: Colorful and Not So Dark. Icarus, 125, 348-363, 1997.
Kaula W.M. Regional gravity fields on Venus from tracking of Magellan cycles 5 and 6. J. Geophys. Res., 101,
pp. 4683-4690, 1996.
Kerr R.A. Mars has magnetic sports. Science, 278, p. 215, 1997.
Khan A., Mosegaard K., Lognonne P. et al. A look at the interior of Mars. Lunar and Planetary Science XXXV,
Houston, LPI, No 1631,2004.
Khurana K.K., Kivelson M.G., Vasyliunas V.M. et al. The configuration of Jupiter’s magnetosphere. In: Jupiter.
The planet, satellites and magnetosphere. Eds. Bagenal F. etal. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge,
pp. 593-616, 2004.
Kim S.J., Ruiz M., Rieke G.H. et al. High Temperatures in Returning Ejecta from the R Impact of Comet SL9.
Icarus, 138, pp. 164-172, 1999.
Kim S.J., Geballe T.R. et al. Clouds, haze, and CH4, CH3D, HCN, and C2H2 in the atmosphere of Titan probed via
3 mum spectroscopy. Icarus, 173, pp. 522-532, 2005.
Kirk R.L., Soderblom L.A., Brown R.H. et al. Triton’s plumes: Discovery, characteristics, and models. In: Nep-
tune and Triton. Ed. Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 949-990, 1996.
Kivelson M.G., Bagenal F., Kurth W.S. et al. Magnetospheric interactions with satellites. In: Jupiter. The planet,
satellites and magnetosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 513-536,2004.
Kivelson M.G. The current systems of the Jovian magnetosphere and ionosphere and predictions for Saturn. Space
Sci. Rev., 116, pp. 299-318, 2005.
858
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Kliore A.J., Gain D.L., Fjeldbo G. et al. The atmosphere of Mars from Mariner 9 radio occultation measurements.
Icarus, 17, pp. 484-516, 1972.
Kliore A.J., Patel I.R., Lindal G.F. et al. Structure of the ionosphere and atmosphere of Saturn from Pioneer 11.
Saturn radio occultation. J. Geophus. Res., 85, pp. 5857-5870, 1980.
Kruger H., Horanyi M. et al. Jovian dust: Streams, clouds and rings. In: Jupiter. The planet, satellites and magne-
tosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 219-240, 2004.
Kunde V.G., Flasar F.M., Jennings D.E. et al. Jupiter’s Atmospheric Composition from the Cassini Thermal Infra-
red Spectroscopy Experiment. Science, 305, pp. 1582-1587, 2004.
Kuskov O.L., Kronrod V.A. Core sizes and internal structure of the Earth’s and Jupiter’s satellites. Icarus, 151,
pp. 204-227, 2001.
Lemman M. et al. Atmospheric imaging results from the Mars exploration rovers. 35th COSPAR Scientific as-
sembly, Paris, France, July 2004. Abstracts, A-03744, 2004.
Lin R.P., Mitchell D.L., Curtis D.W. et al. Lunar surface magnetic fields and their interaction with the solar wind:
Results from Lunar Prospector. Science, 281, pp. 1480-1484, 1998.
Lissauer J J., Pollack J.B. et al. Formation of the Neptune system. In: Neptune and Triton. Ed. Cruikshank D.P.
Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 37-108, 1995.
Lorenz R.D. Thermodynamics of geysers: Application to Titan. Icarus, 156, pp. 176-183, 2002.
Luhmann J.G., Russell C.T., Scraft F.L. et al. Characteristics of the Mars like limit of the Venus-solar wind inter-
action. J. Geophys. Res., 92, pp. 8455-8557, 1987.
Luhmann J.G., Russell C.T., Brace L.L. et al. The intrinsic magnetic field and solar-wind interaction of Mars. In:
Mars. Eds. Kieffer H.H., Jakosky B.M., Snyder C.W. et al. The Univ. Arizona Press, Tucson & London,
pp. 1090-1134, 1992.
Lindal G.F., Lyons J.R., Sweetnam D.N. et al. The atmosphere of Uranus: Results ofradio occultation measure-
ments with Voyager 2. J. Geophys. Res., 92, pp. 14987-15002, 1987.
Lindal G.F. The atmosphere of Neptune: An analysis of radio occultation data acquired with Voyager 2. Astron. J.,
103,pp. 967-982, 1992.
Lunine J.I. The atmospheres of Uranus and Neptune. Ann. Rev. Astron. Astroph., 31, pp. 17-263, 1993.
Marov M.Ya., Grinspoon D.H. The Planet Venus. Yale Univ. Press, New Heaven & London, 442 p., 1998.
Marley M.S. Interiors of the giant planets. In: Encyclopedia of the Solar System. Eds. Weissman P.R., McFad-
den L., Johnson T.V. Academic Press, Inc., N. Y., pp. 339-356, 1999.
Mauk B.H., Keath E.P., Krimigis S.M. Unusual satellite-electron signature within the Uranian magnetosphere and
its implications regarding whistler electron loss processes. J. Geophys. Res., 99, No A10, 19441-19450, 1994.
Mauk B.H., Krimigis S.M. et al. Energetic particles and hot plasmas of Neptune. In: Neptune and Triton. Ed.
Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 169-232, 1996.
Maurellis A.N., Cravens T.E. Ionospheric effects of comet Shoemaker-Levy 9 impacts with Jupiter. Icarus, 154,
pp. 350-371,2001.
McDonnell J.A.M. The role of accretionary particles on lunar exposure and aging processes - lunar dust slow
lunar clocks. COSPAR Plenary Meeting 20th, p. 6, 1977.
McEwen A.S., Keszthelyi L.P., Lopes R. et al. The lithosphere and surface of Io. In: Jupiter. The planet, satellites
and magnetosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 307-328, 2004.
McGhee C.A., French R.G., Dones L. et al. HST observations of spokes in Saturn’s В ring. Icarus, 173,508-521,2005.
McKinnon W.B., Lunine J.I., Banfield D. Origin and evolution of Triton. In: Neptune and Triton. Ed. Cruik-
shank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 807-878, 1996.
Melosh H.J., Dzurisin D. Tectonic implications for the gravity structure of the Caloris Basin, Mercury. Icarus, 33,
pp. 141-144, 1978.
Miller et al. Solar zenith angle dependence of ionospheric in and electron temperatures and density on Venus.
J. Geophys. Res., 85, p. 7759, 1980.
Millward G., Miller S., Stallard T. et al. On the dynamics of the Jovian ionosphere and thermosphere. Icarus, 173,
pp. 200-211,2005.
Mitrofanov I.G., Litvak M.I., Kozyrev A.S. et al. Northern and Southern permafrost regions on Mars with high con-
tent of water ice: similarities and differences. Lunar and Planetary Science XXXV. Houston, LPI, No 1629,2004.
Moore J.M., Chapman C.R., Bierhaus E.B. et al. Callisto. In: Jupiter. The planet, satellites and magnetosphere.
Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 397-426, 2004.
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
859
Morbidelli A., Levison H.F. et al. Chaotic capture of Jupiter’s Trojan asteroids in the early Solar System. Nature,
435, pp. 462-465,2005.
Moroz V.I. Stellar magnitude and albedo data on Venus. In: Venus. Eds. Hunten D.M. et al. Univ. Arizona Press,
Tucson, pp. 27-68, 1983.
Munoz O., Moreno F., Molina A. et al. Study of the vertical structure of Saturn’s atmosphere using HST/WFPC2
images. Icarus, 169, pp. 413-428, 2004.
Murphy R.E., Trafton L.M. Evidence for an internal heat source in Neptune. Astrophys. J., 193, pp. 253-255, 1974.
Nagy A.F., Gravens T.E. Ionosphere: energetics. In: Venus II. Geology, Geophysics, Atmosphere, and Solar Wind
Environment. Eds. Bouger S.W., Hunten D.M., Phillips R.J. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 189-223, 1997.
NessN.F., Acuna M.H., Burlaga LJ. et al. Magnetic fields at Neptune. Science, 246, pp. 1473-1478, 1989.
Ness N.F., Connerney J.E.P., Lepping R.P. et al. The magnetic field and magnetospheric configuration of Uranus.
Uranus (A92-18701 05-91). Univ, of Arizona Press, Tucson, pp. 739-779, 1991.
Ness N.F., Acuna M.H., Connerney J.E.P. Neptune’s magnetic field and field-geometric properties. In: Neptune
and Triton. Ed. Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 141-168, 1996.
Noble S.K., Pieters C.M. Space weathering in the Mercurian environment. In: Mercury: Space Environment, Sur-
face, and Interior. Chicago, No 8012, 2001.
Null G.W. A solution for the mass and dynamical oblateness of Mars using Mariner IV Doppler data. Bull. Amer.
Astron. Soc., 1, p. 356, 1969.
Olkin C.B., Wasserman L.H., Franz O.G. The mass ratio of Charon to Pluto from Hubble Space Telescope as-
trometry with the fine guidance sensors. Icarus, 164, 254-259, 2003.
Owen T. The composition and early history of the atmosphere of Mars. In: Mars. Eds. Kieffer H.H., Jakosky B.M.,
Snyder C.W. et al. The Univ. Arizona Press, Tucson & London, pp. 818-834, 1992.
Pappalardo R.T., Collins G.C., Head III J.W. et al. Geology of Ganymede. In: Jupiter. The planet, satellites and
magnetosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 363-396, 2004.
Peale S.J. Does Mercury have a molten core? Nature, 262, pp. 765-766, 1976.
Peale S.J. Measurement accuracies required for the determination of a Mercurian liquid core. Icarus, 48,143-145, 1981.
Peale S.J. The rotational dynamics of Mercury and the state of its core. In: Mercury. Eds. Vilas F., Chapman C.R.,
Matthews M.S. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 461-493, 1988.
Perez-Hoyos S., Sanchez-Lavega A., French R.G. etal. Saturn’s cloud structure and temporal evolution from ten
years of Hubble Space Telescope images (1994-2003). Icarus, 176, pp. 155-174, 2005.
Pollak J.B., Hubickyj O., Bodenhcimer P. et al. Formation of the giant planets by concurrent accretion of solids
and gas. Icarus, 124, pp. 62-85, 1996.
Porco C.C., Nicholson P.D., Cuzzi J.N. et al. Neptune’s ring system. In: Neptune and Triton. Ed. Cruikshank D.P.
Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 703-804, 1996.
Porco C.C., Baker E., Barbara J. et al. Cassini imaging science: Initial results on Saturn’s atmosphere. Science,
307, pp. 1243-1247, 2005.
Pollak J.B., Hubickyj O., Bodcnheimcr P. et al. Formation of the giant planets by concurrent accretion of solids
and gas. Icarus, 124, pp. 62-85, 1996.
Porco C.C., Nicholson P.D., Cuzzi J.N. et al. Neptune’s ring system. In: Neptune and Triton. Ed. Cruikshank D.P.
Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 703-804, 1996.
Porco C.C., Baker E., Barbara J. et al. Cassini imaging science: Initial results on Saturn’s atmosphere. Science,
307, pp. 1243-1247,2005.
Potter A.E., Killen R.M., Morgan Т.Н. The distant sodium tail of Mercury. In: Mercury: Space Environment,
Surface, and Interior. Chicago, No 8020, 2001.
Poulet F., Cruikshank D.P., Cuzzi J.N. et al. Compositions of Saturn’s rings A, B, and C from high resolution
near-infrared spectroscopic observations. Astron. Astroph., 412, pp. 305-316, 2003.
Poulet F., Cruikshank D.P., Cuzzi J.N. et al. Compositions of Saturn’s rings A, B, and C from high resolution
near-infrared spectroscopic observations. Astron. Astroph., 412, pp. 305-316, 2003.
Ravat D., Miller J. Analytic signal in the interpretation of Mars southern highlands magnetic field. Lunar and
Planetary Science XXXV. Houston. LPI, No 1047, 2004.
Richmond N.C., Hood L.L. Paleomagnetic pole positions of Mars. Lunar and Planetary Science XXXIV. Houston.
LPI, No 1721,2003.
860
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
РАЗДЕЛ 4
Reedy R.C., Arnold J.R., Lal D. Cosmic-ray record in solar system matter. Annu. Rev. Nucl. Part. Sci., 33,
pp. 505-537, 1983.
Ruiz J. Heat flow and depth to a possible internal ocean on Triton. Icarus, 166, 436-439, 2003.
Russell C.T., Baker D.N., Slavin J.A. The magnetosphere of Mercury. In: Mercury. Eds. Vilas F., Chapman C.R.,
Matthews M.S. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 514-561, 1988.
Russell C.T. The magnetic field and magnetosphere of Mercury. In: Mercury: Space Environment, Surface, and
Interior. Chicago, No 8058, 2001.
Ruzmaikin A. A., Starchenko S.V. On the origin of Uranus and Neptune magnetic fields. Icarus, 93, pp. 82-87,1991.
Sasaki T., Kanno A., Ishiguro M. et al. Search for Nonmethane Hydrocarbons on Pluto. Astrophys. J., 618, L57-L60,
2005.
Saumon D., Guillot T. Shock Compression of Deuterium and the Interiors of Jupiter and Saturn. Astrophys. J.,
609, pp. 1170-1180, 2004.
Saur J., Neubauer F.M., Connemey J.E.P. et al. Plasma interaction of Io with its plasma torus. In: Jupiter. The planet,
satellites and magnetosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 537-560, 2004.
Saur J., Strobel D.F. Atmospheres and plasma interactions at Saturn’s largest inner icy satellites. Astrophys. J.,
620, L115-L118, 2005.
Schubert G., Ross M.N., Stevenson D.J., Spohn T. Mercury’s thermal history and the generation of its magnetic field.
In: Mercury. Eds. Vilas F., Chapman C.R., Matthews M.S. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 429-460,1988.
Schubert G., Anderson J.D. et al. Interior compositions, structure and dynamics of the Galilean satellites. In: Jupi-
ter. The planet, satellites and magnetosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge,
pp. 281-308, 2004.
Schulz M., McNab M.C. et al. Magnetospheric configuration of Neptune. In: Neptune and Triton. Ed. Cruik-
shank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 233-277, 1996.
Shemansky D.E., Stewart A.I.F., West R.A. et al. The Cassini UVIS stellar probe of the Titan atmosphere. Sci-
ence, 308, pp. 978-982, 2005.
Sheppard S.S., Jewitt D.C. The irregular satellites of Jupiter. Bull. Am. Astron. Soc, 34, p. 881,2002.
Sicardy B., Widemann T., Lellouch E. et al. Large changes in Pluto’s atmosphere as revealed by recent stellar
occultations. Nature, 424, pp. 168-170, 2003.
Siegfried R.W., Solomon S.C. Mercury: Internal structure and thermal evolution. Icarus, 23, pp. 192-205, 1974.
Sjogren W.L., Banerdt W.B., Chodas P.W. et al. The Venus gravity field and other geodetic parameters. In: Ve-
nus II. Geology, Geophysics, Atmosphere, and Solar Wind Environment. Eds. Bouger S.W., Hunten D.M.,
Phillips R.J. The Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 1125-1162, 1997.
Smith G.R., Shemansky D.E. et al. Monte Carlo modelling of exospheric bodies: Mercury. J. Geophys. Res., 83,
pp.3783-3790, 1978.
Smith M. et al. Mars exploration rovers Mini-TES atmospheric results. 35th COSPAR Scientific assembly, Paris,
France, July 2004. Abstracts, A-03236, 2004.
Spenner K., Knudsen W.C., Lotze W. Suprathermal electron fluxes in the Venus hightside ionosphere at moderate
and high solar activity. J. Geophys. Res., 101, pp. 4557-4564, 1995.
Spilker L., Ferrari C., Cuzzi J.N. et al. Saturn’s rings in the thermal infrared. Planet.&Space Sci., 51, pp. 929-935,2003.
Sprague A.L. A diffusion source for sodium and potassium in atmosphere of Mercury and the Moon. Icarus, 84,
pp. 93-105, 1990.
Sprague A.L. Mercury’s atmospheric species. In: Mercury: Space Environment, Surface, and Interior. Chicago,
No 8007, 2001.
Stallard T., Miller S. et al. On the dynamics of the Jovian ionosphere and thermosphere. II. The measurement of
H3+ vibrational temperature, column density, and total emission. Icarus, 156, pp. 498-514, 2002.
Stanley S., Bloxham J. Convective-region geometry as the cause of Uranus’ and Neptune’s unusual magnetic
fields. Nature, 428, pp. 151-153, 2004.
Stem A., Mitton J. Pluto and Charon. New York: John Wiley & Sons, 1998.
Stem S.A., Yelle R.V. Pluto and Charon. In: Encyclopedia of the Solar System. Eds. Weissman P.R., McFad-
den L., Johnson T.V. Academic Press, Inc., N. Y., pp. 499-518, 1999.
Stem S.A. The Pluto-Charon system. Annu. Rev. Astron. Astrophys., 30, pp. 185-233, 1992.
Stevenson D.J. On the nature of the magnetic fields of Jupiter and Saturn. BAAS, 32, p. 1021, 2000.
ГЛАВА 4.5
ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ
861
Stewart A.I. Mariner 6 and 7 ultraviolet spectrometer experiment: Implication of СС>2+, CO, and О airglow. J.
Geophys. Res., 77, pp. 54-68, 1972.
Strobel D.F., Summers M.E. Triton’s upper atmosphere and ionosphere. In: Neptune and Triton. Ed. Cruik-
shank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 1107-1148, 1996.
Taylor F.W., Atreya S.K., Encrenaz Th. et al. The composition of the atmosphere of Jupiter. In: Jupiter. The planet,
satellites and magnetosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 59-78,2004.
The Astronomical Almanac for the year 2001. U.S. Naval Observatory; Royal Greenwich Observatory. Washing-
ton: USGPO and London: HMSO, 2000.
The National Space Science Data Center (NSSDC), NASA, 2005 (http://nssdc.gsfc.nasa.gov/planetary/).
Theis R.G., Brace L.H. Solar cycle variations of electron density and temperature in the Venusian nightside iono-
sphere. Geophys. Res. Lett. 20, pp. 2719-2722, 1993.
Thiessenhusen K.-U., Krivov A.V. et al. A dust cloud around Pluto and Charon. Planet. Space Sci., 50, 79-87,2002.
Thomas P.C., Veverka J., Helfenstein P. Neptune’s small satellites. In: Neptune and Triton. Ed. Cruikshank D.P.
Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 685-699, 1996.
Tobie G., Grasset O., Lunine J.I. et al. Titan’s internal structure inferred from a coupled thermal-orbital model.
Icarus, 175, pp. 496-502, 2005.
Urey H.C. The origin and developmentof the Earth and other terrestrial planets. Geochim. Cosmochim. Acta, 1,
pp. 209-277, 1951.
Urey H.C. The Planets: Their Origin and Development. New Haven: Yale Univ. Press, 1952.
Van Hollebeke M.A.I., Ma Sung L.S., McDonald F.B. The variation of solar proton spectra and size distribution
with heliolongitude. Solar Phys., 41, pp. 189-223, 1975.
Veverka J., Helfenstein P. et al. Photometry and polarimetry of Mercury. In: Mercury. Eds. Vilas F., Chapman C.R.,
Matthews M.S. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 101-117, 1988.
Waite J.H., Niemann H., Yelle R.V. et al. Ion Neutral Mass Spectrometer Results from the First Flyby of Titan.
Science, 308, pp. 982-986, 2005.
Walker R.M. Interaction of energetic nuclear particles in space with the lunar surface. Ann. Rev. Earth Planet.
Sci., 3, pp. 99-128, 1975.
Weidenschilling S.J. The distribution of mass in the planetary system and the solar nebula. Astrophys. Space Sci.,
51, pp. 152-158, 1977.
West R.A., Baines K.H., Pollack J.B. et al. Clouds and aerosols in the Uranian atmosphere. In: Uranus (A92-18701
05-91). University of Arizona Press, Tucson, pp. 296-324, 1991.
West R.A., Baines K.H., Friedson A.J. et al. Jovian clouds and haze. In: Jupiter. The planet, satellites and magne-
tosphere. Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 79-104, 2004.
Williams M.A., Mottinger N.A., Panagiotacopulos N.D. Venus gravity field: Pioneer Venus orbiter navigation
results. Icarus, 56, 3, pp. 578-589, 1983.
Yelle R.V., Lunine J.I. et al. Lower atmospheric structure and surface-atmosphere interactin on Triton. In: Nep-
tune and Triton. Ed. Cruikshank D.P. Univ. Arizona Press, Tucson, pp. 1031-1106, 1996.
Yelle R.V., Miller S. Jupiter’s thermosphere and ionosphere. In: Jupiter. The planet, satellites and magnetosphere.
Eds. Bagenal F. et al. V. 1. Cambridge Univ. Press, Cambridge, pp. 185-219, 2004.
Yoder C.F. Astrometric and Geodetic properties of Earth and the Solar System. In: Global Earth Physics. A Hand-
book of Physical Constants. AGU Reference Shelf 1, AGU, 1995 (http://ssd.jpl.nasa.gov).
Young D.T., Berthelier J.-J., Blanc M. et al. Composition and Dynamics of Plasma in Saturn’s Magnetosphere.
Science, 307, pp. 1262-1266, 2005.
Young L.A., Olkin C.B., Elliot J.L. et al. The Charon-Pluto mass ratio from MKO astrometry. Icarus, 108,
pp. 186-199, 1994.
Yuan D.N., Sjogren W.L., Konopliv A.S., Kucinskas A.B. The Gravity Field of Mars: A 75th Degree and Order
Model. J. Geophys. Res., 106, ЕЮ, pp. 23377-23401,2001.
Zook H.A. The state of meteoritic material on the Moon. Proc. Lunar Sci. Conf. 6th, pp. 1653-1672, 1975.
Zuber M.T., Neumann G.A., McGovern P.J. et al. An improved model of the crustal structure of Mars. Lunar and
Planetary Science XXXV. Houston. LPI, No 1827, 2004.
Zurec R.W. Introduction to the Mars atmosphere. In: Mars. Eds. Kieffer H.H., Jakosky B.M., Snyder C.W. et al.
The Univ. Arizona Press, Tucson & London, pp. 99-817, 1992.
ОГЛАВЛЕНИЕ
ТОМ I. ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ
Предисловие к первому тому восьмого издания «Модели космоса»...............................9
1. ГАЛАКТИЧЕСКИЕ И ВНЕГАЛАКТИЧЕСКИЕ ИСТОЧНИКИ КОСМИЧЕСКИХ ИЗЛУЧЕНИЙ. .11
Глава 1.1. ВСЕЛЕННАЯ И МЕТАГАЛАКТИКА......................................................11
Мурзин В.С.
Введение 11
1.1.1. Определения 11
1.1.2. Метагалактика 12
1.1.2.1. Крупномасштабная структура Метагалактики 12
1.1.2.2. Расширение Метагалактики 14
1.1.3. Состав Метагалактики 15
1.1.3.1. Основные компоненты 15
1.1.3.2. Межгалактический и межзвездный газ 16
1.1.3.3. Космическая фоновая радиация 18
1.1.4. Магнитные поля (Рузмайкин и др., 1989) 20
1.1.5. Звезды 21
1.1.5.1. Возникновение звезд (Тэйлор, 1973) 21
1.1.5.2. Нуклеосинтез 22
1.1.5.3. Размеры звезд и их эволюция 22
1.1.5.4. Эддингтоновский предел 23
1.1.5.5. Диаграмма Герцшпрунга-Рассела 24
1.1.5.6. Рождение звезды 25
1.1.5.7. Предел Чандрасекара 26
1.1.5.8. Нейтронные звезды 27
1.1.5.9. Черные дыры 29
1.1.5.10. Сверхновые 30
1.1.5.11. Красные гиганты 31
1.1.6. Плотность вещества в метагалактике 32
1.1.7. Свидетельства существования темной материи 33
1.1.7.1. Скрытая масса 33
1.1.7.2. Галактические ротационные кривые 33
1.1.7.3. Нарушение теоремы о вириале 35
1.1.7.4. Состав темной материи. Возможные кандидаты 35
1.1.7.5. Коричневые карлики 36
1.1.7.6. Компактные объекты 38
1.1.7.7. Нсбарионная темная материя 38
1.1.7.8. Легкие нейтрино 38
1.1.7.9. Тяжелые нейтрино 39
1.1.7.10. Топологические дефекты пространства-времени 39
1.1.7.11. Детектирование темной материи 40
1.1.7.12. Темная энергия 41
1.1.8. Космические лучи 43
1.1.9. Энергетический спектр космических лучей 45
1.1.10. Природа степенного спектра 46
1.1.11. Возможные источники космических лучей 48
1.1.11.1. Энергетические требования 48
1.1.11.2. Основные модели происхождения космических лучей 48
1.1.11.3. Ударные волны в молодых остатках сверхновых 52
1.1.12. Стандартная модель 53
1.1.12.1. Большой взрыв 53
1.1.12.2. Модель раздувания 58
Заключение 60
Литература 60
ОГЛАВЛЕНИЕ
863
Глава 1.2. ГАЛАКТИЧЕСКИЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ...............................................62
Калмыков Н.Н., Куликов Г.В., Роганова Т.М.
Введение 62
1.2.1. Методы исследования космических лучей 66
1.2.1.1. Прямые методы 66
1.2.1.2. Косвенные методы 70
1.2.2. Космические лучи у Земли 73
1.2.2.1. Область модуляционных эффектов 73
1.2.2.2. Область энергий 101 ’-1017 эВ 75
1.2.2.3. Результаты исследования анизотропии космических лучей 81
1.2.2.4. Космические лучи при энергии выше 1017 эВ 82
1.2.3. Распространение космических лучей в Галактике 84
1.2.3.1. Основные параметры межзвездной среды 84
1.2.3.2. Диффузия космических лучей в галактических магнитных полях 85
1.2.3.3. Влияние дрейфа в регулярном магнитном поле Галактики 86
1.2.3.4. Фрактальная диффузия 87
1.2.4. Происхождение космических лучей 87
1.2.4.1. Взрывы сверхновых как основной источник галактических космических лучей 87
1.2.4.2. Стандартная модель ускорения ударными волнами 88
1.2.4.3. Другие механизмы ускорения 90
Заключение 92
Литература 92
Глава 1.3. АНОМАЛЬНАЯ КОМПОНЕНТА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ......................................96
Панасюк М.И.
Введение 96
1.3.1. Источник АКЛ и транспорт низкоэнергичных частиц в гелиосфере 99
1.3.2. Ускорение частиц на границе гелиосферы 100
1.3.3. Модуляция АКЛ и расположение пограничной ударной волны 101
1.3.4. Захват частиц АКЛ в магнитном поле Земли и зарядовое состояние ионов АКЛ 103
1.3.5. Спектры линейных передач энергии АКЛ и ГКЛ на малых высотах за различными защитами 107
Заключение 109
Литература 109
Глава 1.4. КОСМИЧЕСКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ И ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЕ.................................111
Свертилов С.И.
Введение 111
1.4.1. Механизмы генерации рентгеновского и гамма-излучения в астрофизических объектах
и межзвездной среде 115
1.4.2. Наблюдательные методы рентгеновской и гамма-астрономии 118
1.4.3. Тесные двойные системы 121
1.4.3.1. Наблюдательные характеристики рентгеновских двойных звезд 121
1.4.3.2. Маломассивные рентгеновские двойные, барстеры 123
1.4.4. Нейтронные звезды с сильным магнитным полем (пульсары, магнетары) 127
1.4.4.1. Вращающиеся нейтронные звезды с сильным (~10,2Гс) магнитным полем
в тесных двойных системах и остатках сверхновых 127
1.4.4.2. Рентгеновские пульсары в двойных системах 128
1.4.4.3. Одиночные нейтронные звезды, излучающие в гамма-диапазоне
(гамма-пульсары) 133
1.4.4.4. Аномальные рентгеновские пульсары и магнетары 139
1.4.5. Галактическое диффузное гамма-излучение. Гамма-излучение «в линиях» 142
1.4.6. Черные дыры звездной массы 144
1.4.6.1. Рентгеновские двойные, содержащие черные дыры 144
1.4.6.2. Микроквазары 147
1.4.7. Сверхмассивные черные дыры в ядрах активных галактик 149
1.4.7.1. Наблюдательные проявления активных галактических ядер в жестком излучении 149
1.4.7.2. Активные галактические ядра, излучающие гамма-кванты высоких энергий 152
1.4.8. Метагалактический диффузный фон 157
864
ОГЛАВЛЕНИЕ
1.4.9. Космические гамма-всплески 159
1.4.9.1. Морфологические и статистические характеристики 159
1.4.9.2. Эксперимент Beppo-SAX. Обнаружение рентгеновского и оптического послесвечений 162
1.4.9.3. Модели гамма-всплесков, объясняющие сверхбольшую светимость в источнике 163
1.4.9.4. Проблемы и перспективы дальнейших исследований 165
Литература 167
Глава 1.5. НЕЙТРИННАЯ АСТРОФИЗИКА.....................................................176
Кузьмичев Л.А.
Введение 176
1.5.1. Слабое взаимодействие и свойства нейтрино: краткое введение 177
1.5.2. Основные источники нейтрино: тур по шкале энергий 180
1.5.2.1. Диапазон 1О~5-1О~3 эВ: реликтовые нейтрино 180
1.5.2.2. Диапазон 0,1-100 МэВ: нейтрино от Солнца, нейтрино от гравитационных
коллапсов, нейтрино из недр Земли 181
1.5.2.3. Диапазон 1 ГэВ - 100 ТэВ: атмосферные нейтрино 183
1.5.2.4. Диапазон 100 ГэВ - 10 ПэВ: космические нейтрино высоких энергий 183
1.5.2.5. Диапазон 1018-1021 эВ: космологические нейтрино и нейтрино от распада
сверхмассивных частиц 184
1.5.3. Солнечные нейтрино 185
1.5.4. Установки и методы регистрации 189
1.5.4.1. Подземные нейтринные телескопы 189
1.5.4.2. Оптические нейтринные телескопы в естественных средах 190
1.5.4.3. Проекты неоптических нейтринных телескопов 192
1.5.4.4. Возможности наблюдения сигналов от нейтрино ультравысоких энергий
на проектируемых установках ШАЛ 194
1.5.5. Атмосферные нейтрино и открытие осцилляций 194
1.5.6. Нейтрино высоких и сверхвысоких энергий 197
1.5.7. Поиск нейтрино от аннигиляции слабовзаимодействующих частиц 204
Заключение 205
Литература 205
Глава 1.6. МОДЕЛЬ ГАЛАКТИЧЕСКИХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ.....................................208
Ныммик Р.А.
Введение 208
1.6.1. Общие характеристики модели ГКЛ 210
1.6.1.1. Общий принцип 210
1.6.1.2. Спектры частиц в ближнем межзвездном пространстве и общий вид
модуляционной функции 211
1.6.1.3. Структура модуляционной функции 213
1.6.2. Потоки частиц ГКЛ вне пределов орбиты Земли 215
1.6.3. Точность модели 216
1.6.4. Реализация расчетной модели 216
Литература 217
2. СОЛНЦЕ И ГЕЛИОСФЕРА...............................................................219
Глава 2.1. СОЛНЦЕ И СОЛНЕЧНАЯ КОРОНА..................................................219
Кононович Э.В., Красоткин С.А., Курт В.Г.
Введение 219
2.1.1. Масса и радиус Солнца 220
2.1.2. Светимость Солнца 220
2.1.3. Дифференциальное вращение 222
2.1.4. Спектр и химический состав Солнца 223
2.1.5. Температура внешних слоев Солнца 225
2.1.6. Внутреннее строение Солнца 228
2.1.7. Гелиосейсмология 234
2.1.8. Атмосфера Солнца 238
2.1.9. Магнитное поле Солнца 249
Литература 251
ОГЛАВЛЕНИЕ 865
Глава 2.2. СОЛНЕЧНАЯ АКТИВНОСТЬ........................................................252
Кононович Э.В., Красоткин С.А., Курт В.Г., Гетлинг А.В.
Введение 252
2.2.1. Солнечные пятна и факелы 254
2.2.2. Протуберанцы, корональные конденсации и солнечные вспышки 257
2.2.3. Циклы солнечной активности 263
2.2.4. Причины солнечной цикличности 268
Литература 271
Глава 2.3. СОЛНЕЧНЫЕ ВСПЫШКИ...........................................................272
Курт В.Г.
Введение 272
2.3.1. Нейтральное излучение солнечных вспышек 273
2.3.2. Радиоизлучение 279
2.3.3. Жесткое рентгеновское и гамма-излучение 283
2.3.4. Классификация вспышек по энергии и сопоставление энергии различных видов
солнечных излучений 290
Литература 293
Глава 2.4. СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ..................................................294
Белов А.В., Курт В.Г.
Введение 294
2.4.1. Распространение частиц СКЛ в межпланетном пространстве 296
2.4.2. Состав СКЛ, распределение СКЛ по энергиям (спектры частиц) 301
2.4.3. Статистические закономерности наблюдаемых протонных событий, их связь с положением
вспышек на диске Солнца и с характеристиками вспышек в рентгеновском излучении 304
2.4.3.1. Распределение протонных возрастаний по величине 306
2.4.3.2. Протонные события и активные области на Солнце 307
2.4.3.3. Временная зависимость появления СПС 307
2.4.3.4. Мощность вспышки и вероятность протонного события 307
2.4.3.5. Распределение ассоциированных вспышек по широте Солнца 308
2.4.3.6. Гелиодолготная зависимость 309
2.4.3.7. Запаздывание протонного возрастания относительно вспышки 311
Заключение 312
Литература 313
Глава 2.5. СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР И ГЕЛИОСФЕРНОЕ МАГНИТНОЕ ПОЛЕ...............................314
Веселовский И.С.
Введение 314
2.5.1. Основные параметры солнечного ветра и гелиосферного магнитного поля 319
2.5.1.1. Плазма солнечного ветра 319
2.5.1.2. Состав солнечного ветра 325
2.5.1.3. Функции распределения по скоростям 326
2.5.2. Стационарные модели солнечного ветра 328
2.5.2.1. Корональное истечение плазмы 328
2.5.2.2. Политропная модель 329
2.5.2.3. Модели с теплопроводностью и вязкостью 330
2.5.2.4. Двухжидкостные модели 330
2.5.2.5. Роль волн 332
2.5.2.6. Вращение и магнитное поле 333
2.5.2.7. Кинетические модели 335
2.5.3. Гелиосферное магнитное поле 336
2.5.4. Происхождение межпланетного магнитного поля 339
2.5.5. Иллюстративные модели 341
2.5.6. Возмущения в солнечном ветре и межпланетном магнитном поле 344
2.5.6.1. Спектр флуктуаций 345
2.5.6.2. Крупномасштабные неоднородности 347
2.5.6.3. Мелкомасштабные неоднородности 354
2.5.6.4. Разрывы 356
Заключение 358
Литература 359
866
ОГЛАВЛЕНИЕ
Глава 2.6. ГРАНИЦА ГЕЛИОСФЕРЫ.........................................................360
Измоденов В.В.
Введение 360
2.6.1. Краткое описание экспериментальных данных 364
2.6.1.1. Наблюдения солнечного ветра 364
2.6.1.2. Параметры межзвездной среды 365
2.6.2. Обзор возможных подходов для описания различных компонент 368
2.6.2.1. Атомы водорода 368
2.6.2.2. Заряженные компоненты (протоны и электроны) межзвездной среды
и солнечного ветра 370
2.6.2.3. Захваченные ионы 372
2.6.2.4. Космические лучи 372
2.6.3. Обзор современных моделей гелиосферного интерфейса 373
2.6.4. Самосогласованная двухкомпонентная модель гелиосферного интерфейса
и ее развитие 377
2.6.4.1. Заряженная компонента 377
2.6.4.2. Атомы водорода 380
2.6.4.3. Влияние межзвездных ионов гелия и альфа-частиц солнечного ветра 384
2.6.4.4. Влияние галактической и аномальной компонент космических лучей
и межзвездного магнитного поля 386
2.6.4.5. Влияние солнечного цикла на область гелиосферного интерфейса 388
2.6.4.6. Гелиосферный хвост 391
2.6.5. Интерпретация космических экспериментов на основе моделей гелиосферного
интерфейса 392
2.6.5.1. Захваченные ионы 392
2.6.5.2. Фильтрация межзвездных атомов кислорода и азота 395
Заключение 396
Литература 397
Глава 2.7. МОДЕЛЬ СОЛНЕЧНЫХ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ.........................................402
Ныммик Р.А.
Введение 402
2.7.1. Общие характеристики модели 403
2.7.1.1. Ожидаемое за заданное время количество событий СКЛ 403
2.7.1.2. Функции распределения событий СКЛ по их величине 404
2.7.1.3. Энергетические спектры частиц в событиях СКЛ 406
2.7.1.4. Случайные потоки частиц в заданный период времени (вероятностный прогноз
флюенсов и пиковых потоков протонов СКЛ) 408
2.7.1.5. Некоторые примеры применения модели 409
2.7.2. Потоки частиц СКЛ вне пределов орбиты Земли 411
Приложения 412
Литература 415
3. ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ В ОКОЛОЗЕМНОМ КОСМИЧЕСКОМ ПРОСТРАНСТВЕ.........................417
Глава 3.1. МАГНИТОСФЕРА ЗЕМЛИ.........................................................417
Алексеев И.И., Калегаев В.В.
Введение 417
3.1.1. Структура магнитосферы Земли 418
3.1.2. Регулярное магнитное поле в магнитосфере Земли 424
3.1.3. Параболоидная модель магнитосферы 430
3.1.4. Магнитные бури в магнитосфере 436
3.1.5. Динамические модели магнитосферы 439
3.1.6. Роль токов хвоста магнитосферы в развитии магнитной бури 442
3.1.7. Конвекция в магнитосфере 447
3.1.8. Магнитосферы планет-гигантов 450
Заключение 452
Литература 453
ОГЛАВЛЕНИЕ 867
Глава 3.2. ВНЕШНИЕ ПЛАЗМЕННЫЕ ОБОЛОЧКИ МАГНИТОСФЕРЫ...................................456
Ковтюх А.С.
Введение 456
3.2.1. Переходный слой и область вверх по потоку над головной ударной волной 457
3.2.2. Полярные каспы, низкоширотный погранслой и плазменная мантия магнитосферы 460
3.2.3. Плазменный слой и доли магнитосферного хвоста 462
3.2.3.1. Плазма в долях магнитосферного хвоста 463
3.2.3.2. Плазменный слой магнитосферного хвоста 464
3.2.3.3. Погранслой между плазменным слоем и долями хвоста 469
3.2.3.4. Вариации параметров солнечного ветра и состояние магнитосферного хвоста 470
3.2.4. Математическое моделирование внешних плазменных оболочек магнитосферы 471
3.2.4.1. Источники и ионный состав плазмы 472
3.2.4.2. Перенос горячей плазмы из дальних областей хвоста в сердцевину магнитосферы 473
3.2.4.3. Суббуревая динамика магнитосферного хвоста 474
3.2.4.4. Ускорение частиц в магнитосферном хвосте 475
Заключение 476
Литература 477
Глава 3.3. КОЛЬЦЕВОЙ ТОК..............................................................482
Ковтюх А.С.
Введение 482
3.3.1. Феноменология кольцевого тока 484
3.3.1.1. Ионный и зарядовый состав частиц кольцевого тока 485
3.3.1.2. Пространственные распределения частиц кольцевого тока 488
3.3.1.3. Энергетические спектры и питч-угловые распределения частиц кольцевого тока 490
3.3.2. Механизмы формирования и распада кольцевого тока 493
3.3.2.1. Источники частиц кольцевого тока 493
3.3.2.2. Механизмы инжекции частиц в кольцевой ток 495
3.3.2.2. Электрические поля и конвекция частиц кольцевого тока 498
3.3.2.4. Механизмы потерь энергии кольцевого тока 499
3.3.3. Магнитное поле кольцевого тока 505
3.3.4. Модели кольцевого тока 506
Заключение 510
Литература 511
Глава 3.4. РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА.........................................................518
| Кузнецов С.Н\, Тверская Л.В.
Введение 518
3.4.1. Движение частиц в геомагнитном поле 518
3.4.1.1. Основные закономерности 518
3.4.1.2. Движение частицы при наличии электрического поля 521
3.4.1.3. Структура радиационных поясов Земли 523
3.4.1.4. Процессы, определяющие структуру и динамику радиационных поясов 525
3.4.2. Протоны и ионы радиационных поясов 526
3.4.2.1. Стационарное состояние поясов 526
3.4.2.2. Вариации во время магнитных бурь 529
3.4.3. Электроны радиационных поясов 530
3.4.3.1. Стационарное состояние поясов 530
3.4.3.2. Вариации в периферических областях внешнего электронного пояса
(геосинхронная орбита) 530
3.4.3,3. Диффузионные волны релятивистских электронов внешнего пояса 532
3.4.3.4. Сезонные вариации 533
3.4.3.5. Зависимость положения максимума внешнего пояса энергичных электронов
от цикла солнечной активности 534
3.4.3.6. Электронные радиационные пояса во время сильных магнитных бурь 535
3.4.3.7. Зависимость положения максимума пояса инжектированных во время
магнитных бурь релятивистских электронов от мощности бури 539
3.4.4. Потоки энергичных частиц под радиационными поясами Земли 540
Литература 543
868
ОГЛАВЛЕНИЕ
Глава 3.5. АВРОРАЛЬНАЯ МАГНИТОСФЕРА...................................................547
Лазутин Л.Л.
Введение 547
3.5.1. Авроральная радиация 548
3.5.1.1. Определения 548
3.5.1.2. Границы авроральной магнитосферы 550
3.5.1.3. Характеристики авроральных частиц 553
3.5.1.4. Инжекция (ускорение) авроральных электронов и ионов 554
3.5.1.5. Высыпание энергичных авроральных частиц в атмосферу 559
3.5.2. Полярные сияния 563
3.5.2.1. Морфология и классификация полярных сияний (С.И. Исаев, 1968) 563
3.5.2.2. Пульсации полярных сияний 565
3.5.3. Магнитосферные суббури 566
3.5.3.1. Определения 566
3.5.3.2. Структура изолированной суббури 567
3.5.3.3. Взрывная неустойчивость суббури 570
3.5.3.4. Суббуря во внешней магнитосфере 573
3.5.3.5. Связь с солнечным ветром. Энергетическая схема суббури 575
Заключение 576
Литература 576
Глава 3.6, ПРОНИКНОВЕНИЕ КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ В МАГНИТОСФЕРУ.............................579
| Кузнецов С.Н\, Тверская Л.В.
Введение 579
3.6.1. Солнечные космические лучи в магнитосфере Земли 580
3.6.2. Граница проникновения СКЛ с жесткостью менее 0,4 ГВ 582
3.6.3. Граница проникновения СКЛ в возмущенных условиях 585
Литература 591
Глава 3.7. ИЗЛУЧЕНИЕ НА МАЛЫХ ВЫСОТАХ.................................................592
Галкин В.И.
Введение 592
3.7.1. Источники излучения на малых высотах 593
3.7.2. Пространственное распределение частиц альбедо 594
3.7.2.1. Широтное распределение протонов альбедо 594
3.7.2.2. Высотное распределение протонов альбедо 599
3.7.2.3. Долготное распределение протонов альбедо 599
3.7.2.4. Широтное распределение электронов альбедо 600
3.7.2.5. Модельное объяснение характерных свойств альбедных частиц 604
3.7.3. Протоны низких энергий вблизи экватора 608
Литература 609
Глава 3.8. ГЕОМАГНИТНЫЕ ПУЛЬСАЦИИ.....................................................611
Клейменова Н.Г.
Введение 611
3.8.1. Геомагнитные пульсации Pci 613
3.8.2. Иррегулярные пульсации Pil 614
3.8.3. Геомагнитные пульсации Pi2 615
3.8.4. Регулярные пульсации Рс2^4 617
3.8.5. Геомагнитные пульсации Рс5 619
3.8.6. Геомагнитные пульсации на широтах дневного полярного каспа и полярной шапки 622
Заключение 624
Литература 625
Глава 3.9. РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ НА ОРБИТАХ КОСМИЧЕСКИХ АППАРАТОВ......................627
Кузнецов Н.В.
Введение 627
3.9.1. Радиационная опасность и характеристики радиационного воздействия 628
3.9.2. Модели и моделирование радиационных условий 630
3.9.2.1. О точности расчетных моделей 630
3.9.2.2. Реализация модельных расчетов 631
ОГЛАВЛЕНИЕ 869
3.9.3. Радиационные условия на орбитах и факторы космического полета 633
3.9.3.1. Солнечная активность 633
3.9.3.2. Вековой дрейф магнитного поля Земли 635
3.9.3.3. Геомагнитная активность 636
3.9.3.4. Движение космического аппарата по орбите 636
3.9.3.5. Радиационные условия за защитными экранами 637
Заключение 638
Литература 639
Приложение. Характеристики радиационного воздействия на орбитах космических аппаратов 640
Глава 3.10. РАДИАЦИОННАЯ ДОЗИМЕТРИЯ В КОСМИЧЕСКОМ ПОЛЕТЕ.................................642
Петров В.М., Митрикас В.Г., Тельцов М.В., Акатов Ю.В., Бенгин В.В., Бондаренко В.А.,
Цетлин В.В., Черных И.В.
Введение 642
3.10.1. Возможные последствия воздействия космической радиации на организм человека 643
3.10.2. Величины, характеризующие радиационное воздействие 644
3.10.2.1. Поглощенная доза 644
3.10.2.2. Эквивалентная доза 645
3.10.2.3. Нормирование облучения 646
3.10.3. Порядок проведения расчетных оценок доз в обитаемых зонах космических аппаратов 649
3.10.4. Измерение доз облучения на космическом аппарате 651
3.10.5. Мониторинг поглощенных доз радиации на орбитальных станциях «Мир» и МКС 654
3.10.6. Характерные значения доз при космических полетах 663
3.10.7. Методы обеспечения радиационной безопасности экипажей пилотируемых
космических аппаратов 664
Литература 665
4. ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ...................................668
Глава 4.1. АТМОСФЕРА ЗЕМЛИ............................................................668
Криволуцкий А.А., Куницын В.Е.
Введение 668
4.1.1. Структура атмосферы 672
4.1.1.1. Гидродинамическое описание 672
4.1.1.2. Температура 674
4.1.2. Аэрономия 684
4.1.2.1. Состав атмосферы 684
4.1.3. Влияние космических факторов 693
4.1.3.1. Вариации электромагнитной радиации Солнца 693
4.1.3.2. Высыпания энергичных частиц 696
4.1.3.3. Отклик атмосферы на внешние воздействия 700
4.1.3.4. Воздействие на биосферу 715
4.1.4. Климат Земли и его изменения 717
4.1.4.1. Астрономические факторы 717
4.1.4.2. Геофизические факторы 718
4.1.4.3. Метеорологические факторы 719
4.1.4.4. Современные изменения климата 720
Заключение 722
Литература 724
Глава 4.2. ТРАНЗИЕНТНЫЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ ЗЕМЛИ.......................727
Хренов Б.А., Гарипов Г.К.
Введение 727
4.2.1. Феноменология вспышек электромагнитного излучения, связанных с разрядами
в верхней атмосфере 731
4.2.1.1. Детекторы изображения. Спектрометрические данные 732
4.2.1.2. Детектор ближнего УФ 734
4.2.1.3. Детекторы всплесков радиоволн низкой частоты, вызываемых молниями
и другими разрядами в атмосфере 736
4.2.1.4. Детекторы гамма-излучения 737
870
ОГЛАВЛЕНИЕ
4.2.2. Возможные механизмы разрядов в верхней атмосфере 738
4.2.3. Возможные связи между разрядом в верхней атмосфере и другими геофизическими
явлениями 742
Литература 743
Глава 4.3. ИОНОСФЕРА ЗЕМЛИ..............................................................744
Криволуцкий Л.Л., Куницын В.Е.
Введение 744
4.3.1. Образование ионосферных слоев (областей) 745
4.3.2. Вариации регулярных параметров ионосферы 758
4.3.3. Особенности структуры ионосферы 760
4.3.4. Возмущения электромагнитным излучением 765
4.3.5. Возмущения корпускулярными потоками 766
4.3.6. Метеорологические эффекты в ионосфере 770
4.3.7. Искусственные воздействия на ионосферу 772
4.3.8. Распространение радиоволн 774
4.3.9. Модели ионосферы 775
Заключение 778
Литература 779
Глава 4.4. РАДИАЦИОННЫЕ УСЛОВИЯ В НИЖНЕЙ ЧАСТИ АТМОСФЕРЫ ЗЕМЛИ
(до высот 50-60 км)................................................................781
Антонов Р.А.
Введение 781
4.4.1. Основные процессы взаимодействия первичного и вторичного космического излучения
в атмосфере 784
4.4.1.1. Общая схема развития ядерноэлектромагнитного каскада в атмосфере 784
4.4.1.2. Основные каналы диссипации энергии частиц космических лучей в атмосфере 785
4.4.2. Биологическое действие космических лучей 791
Заключение 793
Литература 793
Глава 4.5. ФИЗИЧЕСКИЕ УСЛОВИЯ ВБЛИЗИ ЛУНЫ И ПЛАНЕТ СОЛНЕЧНОЙ СИСТЕМЫ...........794
Бусарев В.В., Шевченко В.В., Сурдин В.Г.
Введение 794
4.5.1. Луна 795
4.5.1.1. Общие положения 795
4.5.1.2. Строение гравитационного поля Луны 795
4.5.1.3. Палеомагнетизм Луны 796
4.5.1.4. Лунная атмосфера - экзосфера 797
4.5.1.5. Плотность метеороидного потока и пылевая составляющая у поверхности Луны 798
4.5.1.6. Ионизующее излучение вблизи Луны 799
4.5.1.7. Отраженное и собственное излучение Луны. Физические свойства лунного реголита 800
4.5.2. Меркурий 801
4.5.2.1. Общие положения 801
4.5.2.2. Возможные особенности строения гравитационного поля Меркурия 802
4.5.2.3. Магнитное поле Меркурия 803
4.5.2.4. Атмосфера и магнитосфера Меркурия 804
4.5.2.5. Метеороидный поток вблизи Меркурия 805
4.5.3. Венера 805
4.5.3.1. Общие положения 805
4.5.3.2. Гравитационное поле Венеры 806
4.5.3.3. Атмосфера Венеры 807
4.5.3.4. Ионосфера Венеры 808
4.5.3.5. Парниковый эффект 809
4.5.4. Марс 810
4.5.4.1. Общие положения 810
4.5.4.2. Гравитационное поле и внутреннее строение Марса 810
4.5.4.3. Магнитное поле и ионосфера Марса 811
4.5.4.4. Атмосфера Марса 813
ОГЛАВЛЕНИЕ
871
4.5.5. Юпитер 816
4.5.5.1. Общие положения 816
4.5.5.2. Гравитационное поле Юпитера 816
4.5.5.3. Атмосфера и внутреннее строение Юпитера 816
4.5.5.4. Магнитное поле и магнитосфера Юпитера 820
4.5.5.5. Кольца и система спутников Юпитера 821
4.5.6. Сатурн 826
4.5.6.1. Общие положения 826
4.5.6.2. Гравитационное поле Сатурна 826
4.5.6.3. Атмосфера Сатурна 826
4.5.6.4. Магнитное поле и магнитосфера Сатурна 828
4.5.6.5. Система колец и спутников Сатурна 829
4.5.7. Уран 832
4.5.7.1. Общие положения 832
4.5.7.2. Гравитационное поле Урана 832
4.5.7.3. Атмосфера и внутреннее строение Урана 832
4.5.7.4. Магнитное поле и магнитосфера Урана 833
4.5.7.5. Спутники и кольца Урана 834
4.5.8. Нептун 835
4.5.8.1. Общие положения 835
4.5.8.2. Гравитационное поле Нептуна 835
4.5.8.3. Атмосфера и внутреннее строение Нептуна 836
4.5.8.4. Внутреннее строение Нептуна, его магнитное поле и магнитосфера 837
4.5.8.5. Кольца и спутники Нептуна 838
4.5.9. Плутон и Харон 839
4.5.10. Основные данные о планетах и спутниках 842
Литература 853
Научно-информационное издание
МОДЕЛЬ КОСМОСА
Под редакцией проф. М.И. Панасюка и проф. Л.С. Новикова
Том I. Физические условия в космическом пространстве
Техническое редактирование И. Кулиш
Дизайн О. Куц
Оформление рисунков И. Зыкова-Бильчик,
О. Куц, И. Кулиш
Корректура Е. Вольская
Оригинал-макет подготовлен
ЗАО «Библион - Русская книга»
Подп. в печать 20.05.07.
Формат 70x100/16. Бумага офсетная.
Гарнитура Times New Roman. Печать офсетная.
Усл. печ. л. 70,85. Тираж 1000 экз. Заказ № 1210.
ООО «Издательство «КДУ», 119234, Москва, а/я 587
Тел./факс: (495) 939-57-32, 939-40-51
E-mail: kdu@kdu.ru Http://www.kdu.ru
Отпечатано в полном соответствии с качеством
предоставленных диапозитивов
в ООО «Чебоксарская типография №1».
428019, г. Чебоксары, пр. И. Яковлева, 15