2
С.-И. АКАСОФУ
С.ЧЕПМЕН
СОЛНЕЧНО-
ЗЕМНАЯ
ФИЗИНА

SOLAR-TERRESTRIAL
PHYSICS
AN ACCOUNT OF THE WAVE AND
PARTICLE RADIATIONS FROM THE QUIET AND
THE ACTIVE SUN, AND OF THE
CONSEQUENT TERRESTRIAL PHENOMENA
BY
SYUN-ICHI AKASOFU
AND
SYDNEY CHAPMAN
OXFORD
AT THE CLARENDON PRESS
1972

С. И. АКАСОФУ
С. ЧЕПМЕН
СОЛНЕЧНО-
ЗЕМНАЯ
ФИЗИКА
2
ЧАСТЬ
ПЕРЕВОД С АНГЛИЙСКОГО
Л. С. АЛЬПЕРОВИЧА, Ю. П. КУРЧАШОВА, И. С. КИМ, Л. А. ЮДОВИЧ
ПОД РЕДАКЦИЕЙ
Г. М. НИКОЛЬСКОГО, В. А. ТРОИЦКОЙ, Я. И. ШЕЛЬДШТЕЙНА
ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР»
МОСКВА 1975

УДК 52 + 55
Фундаментальный труд одного из крупнейших геофизиков
С. Чепмена и его сотрудника С. И. Акасофу подводит итоги
достижениям современной солнечно-земной физики.
Первая часть, посвященная излучениям Солнца и влияниям
спокойного Солнца на солнечно-земные связи, вышла в 1974 г.
Вторая часть включает богатейший материал о солнечных
возмущениях и воздействиях возмущенного Солнца на
межпланетное пространство, окрестности Земли, ее оболочки и магнитные
поля.
Первые разделы посвящены магнитосфере и ее возмущениям
под влиянием вторжений солнечной плазмы. Затем подробно
рассматриваются наблюдаемые проявления воздействий солнечной
активности на межпланетную среду и околоземное
пространство.
Энциклопедический характер книги, простота и
доступность изложения, умение авторов выявить основные физические
черты явлений, богатейшая библиография — все это привлечет
к книге внимание широкого круга специалистов, а также
студентов и аспирантов.
Редакция космических исследований, астрономии и геофизики
С. И. Акасофу, С. Чепмен
СОЛНЕЧНО-ЗЕМНАЯ ФИЗИКА
Редактор Э. А. Медушевская. Художник В. С. Акопов Художественный редактор
И. А. Шаврова Технический редактор Т. А Максимова Корректор С. А. Денисова.
Сдано в набор 21/Х 1974 г. Подписано к печати 22/IV 1975 г. Бумага кн. журн 60X90Vi6=
= 16 бум. л. 32 печ. л. Уч-изд л. 33,19. Изд № 27/7567. Цена 3 р. 56 к Зак 717.
Издательство «Мир», Москва, 1-й Рижский пер, 2 Ярославский полиграфкомбинат Союз-
полиграфпрома при Государственном комитете Совета Министров СССР по делам
издательств, полиграфии и книжной торговли 150014, Ярославль, ул Свободы, 97
20600-95
•95-75 © Перевод на русский язык, «Мир», 1975
041 (01)-75

ОТ РЕДАКТОРОВ ПЕРЕВОДА
Во вторую часть монографии Акасофу и Чепмена вошли гл. 5—
8 английского издания, посвященные формированию магнитосферы
Земли под действием солнечного ветра, взаимодействию
энергичных частиц, плазмы и электромагнитных волн в магнитосфере,
солнечным бурям и их воздействию на межпланетное пространства
и их земному проявлению — магнитосферным суббурям со всеми
сопутствующими им геофизическими явлениями. Гл. 5 переведена
Курчатовым Ю. П., гл. 6 —Альперовичем Л. С, гл. 7 — Ким И. С,
гл. 8 — Юдович Л. А.
Никольский Г. М.у
Троицкая В. А.у
Фельдштейн Я- И.

ГЛАВА 5
ФОРМИРОВАНИЕ МАГНИТОСФЕРЫ
5.1. ДВИЖЕНИЕ ЗАРЯЖЕННОЙ ЧАСТИЦЫ В ПОЛЕ ДИПОЛЯ
Прежде чем приступить к подробному выяснению того, как в
результате взаимодействия плазмы солнечного ветра с
геомагнитным полем формируется магнитосфера, полезно рассмотреть
движение отдельной заряженной частицы в дипольном поле. Это
послужит основой для лучшего понимания коллективных движений
плазмы.
В настоящем разделе мы будем следовать теории, развитой
Штёрмером [1]. Движение заряженной частицы в магнитном поле
описывается уравнением
m—-evxB; (1)
dt
следовательно, m\-dvldt —0, | v | — const.
Если В—поле магнитного диполя с моментом оМ, расположенного
в начале декартовой системы координат так, что вектор магнитного
момента направлен вдоль оси Oz в сторону отрицательных значений
г, то
B = -VV, (2)
Выразим время t в уравнении (1) через длину s дуги траектории (по
существу, используя v в качестве единицы скорости). После чего,
записывая уравнение движения в проекциях в левосторонней
системе координат, приходим к уравнению вида
. d*x
г5
ds2 то
'0*-*)%-Ъг±\ (4)
При одновременном изменении знака е и х система (4) сохраняет
свой вид. Следовательно, траектории частиц, обладающих
одинаковыми массами и равными по величине, но противоположными
по знаку зарядами, переходят друг в друга при зеркальном
отображении относительно плоскости х = 0. Поэтому достаточно
определить движение зарядов какого-то одного знака. Пусть это будут
отрицательные заряды. Положим
е = —е'9 где е'>0.

s
Гл. 5. Формирование магнитосферы
Из данного раздела будет видно, что теория Штёрмера играет
важную роль в объяснении траекторий космических лучей,
представляющих собой главным образом потоки протонов (заряд
положителен). Траектория протона, приходящего из бесконечности в
точку столкновения (с поверхностью Земли.— Перев.), совпадает
с траекторией отрицательного «протона», пущенного из точки
столкновения в обратную сторону. Изучив траектории последнего типа,
можно среди них отобрать такие, по которым к Земле могут
приходить реальные протоны.
Ниже в качестве единицы длины используется величина,
которую называют штёрмеровским радиусом:
Cst = {JUe'lmv}12 = {MlB9)m. (5)
Здесь через р обозначен ларморовский радиус частицы с массой m
и зарядом е в однородном магнитном поле В (Вр = mvle'). Уравнение
движения теперь можно переписать в виде
Г5 *£. =3yz -*i-(3z2-/-2) *L. (6)
ds* * ds v ' ds w
После перехода к цилиндрическим координатам получаем
ds2 \ds) г* ds '
*L=**«*t (76)
ds2 r* ds '
Последнее уравнение можно сразу проинтегрировать:
&J!L=2t + «L, (8)
ds г3
где у—постоянная интегрирования. Наконец, вводя обозначение
ds
записываем
все
три
уравнения
d?R
ds2
d2z _
ds2 ~~
в виде
l
2
1
2
dQ
dR
dQ
dz
(10a)
(106)
№+№'-*■

5.1. Движение заряженной частицы в поле диполя
9
Подробности, связанные с интегрированием этой системы
вместе с (9), приведены в работе [1].
Обозначая через А угол между касательной к траектории и
меридиональной плоскостью, содержащей частицу (рис. 5.1), имеем
sin Д
J? dC
Таким образом,
переписать в виде
8inA= *L+ *..
R г3
(И)
(8) можно
(12)
Так как функция sin х
ограничена ( | sin х | <^ 1), то,
как только задано у, набор
допустимых значений R и г
ограничен условием
— К
2т
(13)
Рис. 5.1. Геометрический смысл
величин А, С, /*, R и Я [1].
При данном ^ плоскость г, X
разбивается на две области, в
одной из которых (разрешенная
область) выполнено условие (13),
а в другой (запрещенной) оно нарушается, и частица с таким у не
может туда попасть. Обозначая
sinA = &, /? = rcosXt (14)
получаем из (12)
откуда находим
kr2 cos X — 2?r — cos2 X = О,
7 ± 1^72 + fecos3X
r =
k cos A.
(15)
(16)
Постоянная интегрирования у может принимать любые
значения от —оо до +оо. Если у (= —Yi) лежит в пределах от —оо до
—1, можно показать, что существуют две разрешенные области,
одна из которых ограничена кривыми
г л =•
cos2X
Го =
cos2 X
7i+ Y 7i - cos3 \
(17а)
(176)

10
Гл. 5. Формирование магнитосферы
а другая простирается (рис. 5.2, а) от внутренней границы,
задаваемой уравнением
7i + V Т? — cos3 *
гя= ; , 17в)
Рис. 5.2. Разрешенные и запрещенные области в плоскости г, К [2]. Цифрами
по горизонтальной и вертикальной осям обозначены расстояния от диполя,
выраженные в штёрмеровских радиусах.
до бесконечности. При k = 0 (т.е. Д = 0) гх = г2 = cos2X/2yi.
Последнее равенство представляет собой уравнение силовой линии
дипольного поля. Для у, лежащего в пределах от —оо до —1, Земля
полностью окружена запрещенной областью, куда не может
проникнуть ни одна частица, траектория которой начинается в
бесконечности (рис. 5.2, а).
Когдау стремится к—1 снизу, внешняя и внутренняя
разрешенные области сближаются в окрестности точек, лежащих в
экваториальной плоскости на расстоянии Cst = 1 от центра Земли. При
у = —1 эти области соприкасаются, а когдау принадлежит
интервалу (—1, 0), сливаются в одну разрешенную область (рис. 5.2, б).
Только в этом случае траектории, начинающиеся в
бесконечности, могут достигать Земли (рис. 5.2, в и г).

5.1. Движение заряженной частицы в поле диполя
11
Величина Cst зависит от массы частицы и ее энергии;
следовательно, при равенстве энергий протона и электрона их штёрмеров-
ские радиусы неодинаковы.
Как видно из табл. 5.1, для протонов солнечного ветра,
обладающих энергией порядка 1 кэВ (разд. 1.4.2), C5t составляет более
чем 200 земных радиусов. Для электронов того же происхождения,
энергия которых порядка 500 эВ и меньше, Cst превышает 2000
земных радиусов.
Таблица 5.1
Величина Cst дл*
Элергия
10 эВ
100
1000
10 000
100 000
1 МэВ
10
100
1 000
10 000
100 000
[ протонов и электронов различных
(а — радиус Земли)
Протоны
4,21-lOn
2,37-1011
1,33 юн
7,48-101°
4,21-101°
2,37-101°
1,33-101°
7,39-109
3,79-Ю9
1,49-Ю9
4,9Ы08
см
см
6,6Ы02 а
3,72-Ю2
2,09-Ю2
1,17-Ю2
6,61-10
3,72-10
2,09-10
1,16-10
5,95 а
2,34
0,77
энергий
Электроны
2,75-1012 СМ
1,55-1012
8,70-Юи
4,901011
2,69-Юп
1,31 юн
4,32-103 а
2,43-103
1,37-10*
7,69-Ю2
4,22-10*
2,06-10*
Полярный угол 9 = я/2—X точки пересечения траекторий со
сферой радиуса г = а определяется из уравнения
а
СSt
sin2 0
cos2 \
1 + /l + sin3
1 + Kl + cos3X
(18)
Дипольная широта % в уравнении (18) называется широтой
обрезания. Это — минимальная широта, которой еще может достигнуть
частица с заданным Cst, т. е. с заданной энергией. На рис. 5.3
показано, как изменяется с энергией широта обрезания для протонов
и электронов. В табл. 5.2 представлены расчетные величины
жесткости обрезания для всей поверхности Земли с шагом 5° по широте
и 15° по долготе [58].
Для изучения реальных траекторий были проделаны обширные
вычисления на основе уравнения (1). При этом учитывалось отличие
реального геомагнитного поля от простого дипольного путем

ъ /О3
S
^
ъ
5
Ъ
&
* Ю2
$
§
1
«
ю
кгягзо*
ЩХЖ
—
_
-
_
_
Магм, широта
40ф 50т 60*
si 1 1 » 1 I
.... J 1 1 1 1
70"
1 1
-
^v _
i i iM
n't
1
I
2 J 4 5
Геоцентр, расстояние, fi£
10
Рис. 5.3. Зависимость широты обрезания от энергии для протонов и
электронов [4].
Рис. 5.4. Экваториальная проекция траектории протона (жесткость 1,06 ГВ),
попадающего на Землю вблизи обсерватории Дип-Ривер (Канада) [41].

30'
60°
90°
60°
30°
N 30° 60°
\ \ "
\
\
\
^ /
^ \
/
/
\± 1
11// / /
_ j Плоек, juepug.
2 s23*v^>
Л экв. X\N \
12 3 А\ \ \\ 7 \
S W Ч-! \ /
Земля \\ \J
-Z \1
-3
1 \ ^ ^ ^ ^
^
—\
1
1
3 9
^\
90°
30°
60°
Рис. 5.5. Меридиональная проекция траектории протона (жесткость
1,06 ГВ), попадающего на Землю вблизи обсерватории Дип-Ривер (Канада)
[41].
Л/
80
40
0
40
во
S
w^-
- & в,
1 1 .,. .-
-+Е
• 9?
( U Ню
0''
... 1 1
180
120
60
60
120 180
Рис. 5.6. Асимптотические конусы приема для двенадцати нейтронных
мониторов. Для каждой из станций точкой отмечено среднее направление
солнечных протонов. Контурами ограничены области асимптотических
направлений для частиц с жесткостями от 1,0 до 5,74 ГВ [3]. / — Резольют,
2 — Туле, 3 — Черчилл, 4 — Колледж, 5 — Холлет, 6 — Мак-Мердо, 7 —
бухта Тихая, 8 — Элсворт, 9 — Сайова, 10 — Моусон, // — Мирный, 12 —
Уилкс.

Таблица 5.2
Зависимость вертикальной жесткости обрезания от географических координат точки наблюдения [58]
Широта
85
80
75
70
65
60
55
50
45
40
35
30
25
20
15
10
5
0
— 5
—10
—15
—20
-25
0
0,01
0,03
0,12
0,29
0,60
1,14
2,02
3,06
4,71
6,64
9,49
11,24
12,99
14,01
14,51
14,66
14,49
14,03
13,34
12,45
! 11,09
| 9,55
, 8,07
15
0,02
0,05
0,15
0,37
0,73
1,37
2,24
3,52
5,18
7,37
9,86
11,76
13,59
1 14,56
15,05
15,16
14,92
14,37
13,55
12,52
11,16
9,38
7,76
30
0,02
0,07
0,21
0,44
0,88
1,50
2,54
3,88
5,42
7,57
9,95
12,13
14,06
14,99
15,52
15,65
15,41
14,84
| 13,98
12,89
11,53
9,70
7,90
45
0,03
0,09
0,23
0,49
0,93
1,65
2,61
4,05
5,62
7,81
10,61
12,64
14,46
15,44
16,01
16,18
15,98
15,43
1 14,57
13,46
12,02
10,00
8,14
60
0,03
0,10
0,26
0,52
1,00
1,69
2,74
4,15
5,76
8,23
11,10
13,31
14,99
16,01
16,61
16,81
16,62
16,08
| 15,20
14,02
12,39
10,28
8,07
Долгота (
75
0,04
0,12
0,28
0,56
1,01
1,74
2,78
4,28
5,98
8,75
11,65
14,07
15,56
16,59
17,20
17,40
17,20
16,63
15,70
| 14,43
12,74
| 10,30
1 7,60
восточная)
90
0,04
0,13
0,28
0,56
1,04
1,81
2,92
4,39
6,18
9,16
11,66
14,44
15,91
16,92
17,52
17,71
17,52
16,95
I 16,01
14,71
12,99
10,36
7,11
105
0,04
0,14
0,29
0,60
1,10
1,89
2,99
4,58
6,34
9,39
11,84
14,51
15,88
16,84
17,42
17,63
17,50
17,01
16,16
| 14,95
13,26
1 10,60
| 7,19
120
0,04
0,12
0,31
0,64
1,17
2,01
3,14
4,76
6,64
9,68
12,00
14,35
15,58
16,45
17,00
17,24
17,19
16,82
16,12
15,04
13,44
1 10,96
1 7,60
135
0,04
0,13
0,29
0,64
1,21
2,06
3,41
4,98
6,94
9,94
12,07
14,04
15,12
15,91
16,44
16,72
16,74
16,49
15,92
14,99
13,58
10,77
7,91
150
0,03
0,12
0,29
0,62
1,22
2,16
3,40
4,95
6,95
9,80
11,59
13,55
14,55
15,31
15,87
16,21
16,32
16,17
1 15,73
14,93
! 13,68
10,94
8,64
165
0,03
0,09
0,27
0,61
1,19
2,10
3,24
4,71
6,47
9,03
10,76
12,88
13,92
14,72
15,34
15,77
15,98
15,95
15,64
14,98
13,91
12,02
| 9,66

-30
—35
—40
—45
—50
-55
—60
—65
—70
—75
—80
—85
' 6,85
5,66
4,58
3,74
3,15
2,47
1,90
1,44
0,99
0,64 1
0,39 j
0,20 |
6,22
4,83
3,92
3,13
2,44
1,89
1,44
1,04
0,73
0,49
0,28
0,18
6,10
4,59
3,59
2,70
2,07
1,53
1,10
0,77
0,51
0,32
0,21
0,13
5,91
4,41
3,32
2,38
1,74
1,19
0,80
0,51
0,32
0,21
0,14
0,11
5,68
4,24
2,95
2,06
1,37
0,88
0,55
0,32
0,19
0,12
0,07
0,07
5,37
3,91
2,63
1,66
1,04
0,59
0,36
0,18
0,08
0,05
0,04
0,05
5,12
3,36
2,18
1,35
0,76
0,39
0,19
0,07
0,03
0,01
0,01
0,04
5,08
3,28
2,02
1,17
0,60
0,28
0,11
0,03
0,01
0,00
0,01
0,03
5,20
3,44
2,09
1,14
0,55
0,23
0,07
0,01
0,00
0,00
0,00
0,02
5,54
3,72
2,28
1,27
0,64
0,27
0,09
0,02
0,00
0,00
0,00
0,02
i
5,98
4,26
2,70
1,55
0,83 |
0,38 ,
0,16
0,04 1
0,01
0,00
0,00
0,03
37
89
31
05
15
ба
0,17
0,12
0,04
0,01
0,01
0,04
Широта
85
80
75
70
65
60
55
50
45
40
35
Долгота (восточная)
180
0,02
0,07
0,22
0,51
1,03
1,84
2,95
4,36
5,63
8,05
9,63
195
0,01
0,05
0,16
0,38
0,84
1,48
2,34
3,62
4,92
6,60
9,21
210
0,01
0,03
0,09
0,26
0,59
1,06
1,80
2,85
4,22
5,60
7,87
225
0,01
0,01
0,05
0,14
0,35
0,71
1,27
2,08
3,20
4,68
6,36
240
0,00
0,00
0,02
0,06
0,20
0,43
0,80
1,45
2,42
3,75
5,38
255
0,00
0,00
0,00
0,02
0,09
0,24
0,50
0,96
1,73
2,88
4,35
270
0,00
0,00
0,00
0,01
0,05
0,16
0,36
0,71
1,27
2,14
3,23
285
0,00
0,00
0,00
0,01
0,04
0,14
0,32
0,63
1,14
1,87
2,82
300
0,00
0,00
0,00
0,02
0,07
0,19
0,41
0.79
1,35
2,10
3,11
315
0,00
0,00
0,01
0,05
0,14
0,34
0,66
1,19
1,98
2,96
4,50
330
0,00
0,01
0,03
0,10
0,29
0,55
1,06
1,81
2,97
4,50
6,06
345
0,01
0,02
0,06
0,19
0,43
0,85
1,53
2,58
4,01
5,65
8,43

Про до л ж е ние т а б л. 5.2
Широта
30
25 ,
20
15
10
5
0
-5
—10
—15
—20
—25
—30
—35
—40
—45
—50
—55
—60
—65
—70
—75
—80
—85
180
11,88
13,29 |
14,16
14,86
15,37
15,68
15,75
15,55
15,05
14,17
12,87
10,37
7,96
5,72
4,16
2,75
1,67
0,95
0,49
0,23
0,10
0,05
0,04
1 0,05
* 1
195
10,78
12,71
13,68
14,44
15,01
15,37
15,51
15,40
15,02
14,34
13,27
11,22
9,46
6,63
4,91
3,42
2,28
1,41
0,80
0,45
0,23
0,12
0,08
0,07
210
9,90
12,14
13,25
14,08
14,68
15,06
15,24
15,19
14,90
14,37
13,57
12,11
9,54
7,93
5,59
4,31
2,97
1,94
1,24
0,73
0,41
0,24
0,15
1 0,11
225
9,11
11,37
12,70
13,64
14,31
14,74
14,95
14,94
14,74
14,33
13,69
12,80
10,62
9,24
6,75
4,92
3,80
2,65
1,74
1,12
0,66
0,38
0,22
1 0,15
240
7,35
10,11
11,89
13,03
13,82
14,34
14,61
14,66
14,53
14,21
13,70
13,01
12,09
9,61
8,38
5,92
4,53
3,40
2,32
1,55
0,98
0,56
0,32
0,18
Долгота
255
5,83
8,21
10,46
11,84
12,97
13,75
14,17
14,31
14,25
14,01
13,61
13,05
12,33
11,40
9,64
7,87
5,61
4,32
3,07
2,08
1,31
0,77
0,42
1 0,20
[восточная)
270
4,59
6,24
8,09
9,79
11,71
12,90
13,61
13,86
13,88
13,71
13,38
12,91
12,32
11,60
10,70
9,30
7,19
5,12
3,89
2,65
1,64
0,94
0,51
0,24
285
3,93
5,15
6,99
7,63
10,80
12,33
13,15
13,44
13,48
13,33
13,02
12,58
12,01
11,37
10,41
9,33
8,01
5,52
1 4,26
2,90
1,89
1,07
0,59
0,27
зсо
4,24
5,80
7,67
9,26
11,68
12,71
13,14
13,31
13,26
13,02
12,64
12,11
11,44
10,63
9,73
8,60
7,67
5,50
4,24
2,94
1,97
1,17
0,62
0,28
315
5,88
8,44
10,38
12,11
12,87
13,30
13,47
13,42
13,17
12,76
12,19
11,45
10,62
9,60
8,54
7,67
6,58
4,96
3,92
2,75
1,87
1,11
0,60
0,28
330
8,91
10,92
12,40
13,18
13,62
13,79
13,71
13,43
12,97
12,33
11,44
10,47
9,28
8,03
7,15
6,54
5,10
4,02
3,29
2,37
1,60
1,00
0,54
0,28
345
10,46
12,17
13,32
13,90
14,16
14,13
13,84
13,34
12,66
11,62
10,43
9,03
7,73
6,73
5,93
4,79
3,96
3,27
2,50
1,86
1,31
0,83
0,48
0,23

5.L Движение заряженной частицы в поле диполя 17
введения соответствующего магнитного потенциала V (разд. 2.2.3).
Несколько полученных таким образом траекторий показано на
рис. 5.4 и 5.5. Расчеты велись в предположении, что земное
магнитное поле простирается до бесконечности. В действительности оно
заключено в пределах обтекаемой солнечным ветром полости,
которую называют магнитосферой. Геоцентрическое расстояние до
границы магнитосферы составляет всего около 10 земных
радиусов на освещенной Солнцем стороне, так что потенциал,
вычисленный по распределению поля на поверхности Земли, можно
использовать для определения траекторий космических лучей только в том
случае, если частицы обладают достаточно большой энергией и лишь
незначительно отклоняются на расстояниях, превышающих эту
величину (т. е. для протонов с энергиями е> 1 ГэВ или жесткос-
тями R> 1,6 ГВ) (разд. 1.6.1). Для протонов с энергиями, не
превосходящими 1 ГэВ, необходимо учитывать конечность
магнитосферы (разд. 8.3).
Как уже было отмечено, при интегрировании уравнения (1)-
начальной точкой обычно служит точка столкновения. Данной
точке на земной поверхности соответствует асимптотическое
направление траектории, начинающейся в этой точке. Можно составить
карту, на которой будет указано асимптотическое направление
для каждой обсерватории, регистрирующей космические лучи.
Одна из таких карт дана на рис. 5.6. Как отмечено в разд. 7.3,
Солнце время от времени испускает интенсивные потоки космических
лучей средней энергии (порядка 1 ГэВ). Обычно они регистрируются
лишь ограниченным числом станций, так как приходят с одного
направления. Зная положение станций, зарегистрировавших
вторжение частиц, можно определить асимптотическое направление,
откуда солнечные космические лучи приближаются к Земле.
Оказывается, что это направление составляете линией Солнце — Земля
угол, превышающий 50° (к западу). Это наводит на мысль, что
космические лучи движутся в пространстве по архимедовым спиралям
вдоль силовых линий межпланетного магнитного поля (разд. 1.5
и 7.3).
Частицы космических лучей обладают настолько большой
энергией, а плотность их настолько мала, что можно пренебречь
взаимодействием между ними и рассчитать их движение с помощью
теории Штёрмера. Однако эта теория не годится для описания
взаимодействия солнечного ветра с геомагнитным полем.
Взаимное влияние заряженных частиц космических лучей можно
оценить, используя дебаевский радиус Id = 6,9 (Т/п)1?2 (разд. 1.4.4).
Вне сферы радиуса Id электростатическое поле заряженной частицы,
расположенной в центре, становится малым вследствие
экранирующего эффекта окружающих частиц плазмы. Поскольку дебаевский
радиус для протонов космических лучей 7- (5-1013 К/10"10 см"3)1/* »
^ 5.107 км значительно превышает поперечник магнитосферы (по-

18
Гл. 5. Формирование магнитосферы
рядка 20 земных радиусов), космические лучи можно
рассматривать как набор отдельных заряженных частиц. С другой стороны, де-
баевский радиус для частиц солнечного ветра составляет всего лишь
около 7- 103см, так что нужно принимать во внимание их
коллективные взаимодействия. Действительно, мы увидим, что протоны и
электроны солнечного ветра вместе могут достигать
геоцентрических расстояний порядка 10 земных радиусов в экваториальной
плоскости, тогда как одиночные протоны с энергией 1 кэВ не могут
подходить ближе чем на 200 земных радиусов, а для электронов это
расстояние еще больше.
5.2. СТОЛКНОВЕНИЕ ПОТОКА ПЛАЗМЫ С ПОЛЕМ ДИПОЛЯ
(ПЕРВОНАЧАЛЬНЫЙ ПОДХОД)
Сжатое солнечным ветром магнитное поле Земли сосредоточено
внутри полости, именуемой магнитосферой. Большая часть из
обсуждаемых в последующих главах явлений представляет собой
взаимодействие солнечного ветра с магнитосферой и происходит
в ее пределах или вблизи нее. Поэтому магнитосферная полость
служит исходным элементом для понимания многих геофизических
процессов.
В серии работ [20, 22] Чепмен и Ферраро исследовали
столкновение потока полностью ионизованной незамагниченной солнечной
плазмы с диполем. Используя различные математические модели,
они изучали характер взаимодействия между потоком плазмы и
магнитным полем. В первых трех разделах мы остановимся
вкратце на некоторых из них: модель плоского слоя (разд. 5.2.1),
модель последовательных слоев (разд. 5.2.2) и модель
цилиндрического слоя (разд. 5.2.3). В дальнейшем результаты Чепмена и
Ферраро были дополнены и уточнены рядом авторов. Использовалась
как двумерная (разд. 5.3) [27, 32, 33, 62], так и трехмерная (разд. 5.4)
[12, 151 дипольные модели.
Из этих работ следовало (а в некоторых предполагалось заранее),
что частицы плазмы, сталкивающиеся с магнитосферой, эффективно
зеркально отражаются в переходном слое между солнечной
плазмой и магнитосферой. Предполагалось, также, что внутри
магнитосферы нет ионизованного газа. Между тем в работах [11, 37]
независимо было предложено описывать поток солнечного ветра вблизи
магнитосферы с помощью стандартных магнитогидродинамических
уравнений. Это положило начало обширным вычислительным
работам по определению характера обтекания магнитосферы солнечным
ветром, результаты которых были позднее подтверждены
спутниковыми измерениями (разд. 5.5).

5.2. Столкновение потока плазмы с полем диполя
19
5.2.1. ЗАДАЧА О ПЛОСКОМ ПЛАЗМЕННОМ СЛОЕ
Первой из рассмотренных Чепменом и Ферраро в 1931 г. [20]
была модель проводящей плоскости, приближающейся к
магнитному диполю и параллельной его оси (рис. 5.7). Распределение инду-
Р и с. 5.7. Силовые линии суммарного поля геомагнитного диполя и
электрических токов, наведенных в плоском поверхностном слое солнечной
плазмы, движущейся в направлении диполя [20].
цированных токов в плоскости (рис. 5.8) нашел Максвелл [44]. При
абсолютной проводимости имеет место полное экранирование и поле
позади плоскости отсутствует (рис. 5.7). Перед плоскостью поле,
порожденное током, совпадает с полем зеркального изображения
диполя.
В работе [43] показано, что такую модель можно описать,
используя равенство давлений солнечного ветра р =2mnV2 и магнитного
поля В2/8л на внутренней стороне границы магнитосферной полости.
Заметим, что в точке, лежащей в экваториальной плоскости на
внутренней стороне полости (рис. 5.7), параллельная проводящему слою
компонента напряженности магнитного поля удваивается, тогда
как нормальная компонента равна нулю. Считая плотность частиц
в спокойном солнечном ветре и скорость его равными п =
= 5 см-3 и V = 300 км/с, находим, что в этой точке В » 60v. Та-

20
Гл. 5. Формирование магнитосферы
ким образом, напряженность поля диполя в лобовой точке границы
полости составляет около 30 у, что соответствует геоцентрическому
расстоянию, немного превышающему 10 земных радиусов.
В двух точках плоскости (обозначенных N на рис. 5.7) поля
диполя и его зеркального изображения в сумме дают нуль, а
геомагнитные силовые линии перпендикулярны плоскости. Эти точки при-
Р и с. 5.8. Линии электрического тока, наведенного в плоском
поверхностном слое Движущейся в направлении диполя солнечной плазмы. (Вид со
стороны Земли.) [20]
нято называть нейтральными. Поле зеркального диполя в самой
близкой и в наиболее удаленной от проводящего слоя точках земной
поверхности определяется выражением
аМ1а?{2гр±\у.
Здесь оМ — магнитный момент Земли, гр— расстояние от диполя до
проводящего слоя в земных радиусах, знак минус относится к
дневной, а плюс — к ночной стороне.
Чепмен и Ферраро получили подобные результаты для случая,
когда облако полностью ионизованного газа с деформируемой
поверхностью приближается к "Земле., Они связали возрастание гори-

5.2. Столкновение потока плазмы с полем диполя
21
зонтальной составляющей, типичное для начала магнитной бури
(разд. 8.5), с полем поверхностных токов в приближающихся
фронтах облаков солнечной плазмы.
5.2.2. МОДЕЛЬ ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНЫХ СЛОЕВ
Было бы правильнее считать, что солнечная плазма занимает
некоторый объем, а не сосредоточена в одном слое. Чтобы учесть
это обстоятельство, Ферраро [28] рассмотрел последовательность
плоских слоев, движущихся поперек магнитного поля. Силовые
линии параллельны слоям, а напряженность возрастает в
направлении движения слоев (и не меняется в плоскости, параллельной
им). Сила Лоренца отталкивает слой, который сначала находился
впереди, и его догоняет следующий (ранее частично экранированный
от магнитного поля). В свою очередь и второй слой тормозится, и
его догоняют следующие. Так плазменные слои, один за другим,
приближаются к Земле, и, наконец, фронт системы слоев
останавливается. Минимальное расстояние, которого по очереди достигает
каждый слой, определяется плотностью /г, массой протона тр,
начальной скоростью V частиц плазмы и величиной экваториального
поля #о (разд. 2.2.6):
[ ±Но \1/3
гг = ( 2 — 1 =|8,86п~1/6, У=Ю8см/с.
\Y 8*nmpV* J
Магнитное поле, порожденное индуцированными токами, вблизи
фронта увеличивается до асимптотического значения
АВ= — V8iznmpV2 » 21,5л1/2 т
о
за характерное время
2гра
Для п = 1 см-3 AS = 21,5 Y и tc = 113 с.
Вблизи фронта протоны проникают немного дальше, чем
электроны. Из-за этого непосредственно за фронтом появляется
электрическое поле, в присутствии которого электроны подтягиваются
гораздо ближе к фронту (рис. 5.9). Ферраро рассчитал, что
электрическое поле сосредоточено в довольно тонком слое толщиной
\ 4мее* ) е
Если лг= 1 см-3, то d = 5,3 км, т. е. очень малая по сравнению с
размерами магнитосферы величина. Электрическое поле Е достаточ-

22
Гл. 5. Формирование магнитосферы
но велико и вызывает дрейфовое движение электронов со скоростью
ve. Для V = 108 см/с
ve = Я/В = (mp/mef2 V « 4,3 • 109 см/с.
Этого более чем достаточно, чтобы их энергия возвратилась к
исходному уровню, но направление дрейфа составит с первоначальным
Направление движения
Рис. 5.9. Распределение пространственного заряда и электрического
потенциала ф вблизи фронта набегающей плазмы [28].
направлением движения прямой угол, что связано с ускорением
в граничном слое. Были вычислены [15] траектории протонов и
электронов в случае плоского фронта (рис. 5.10). Протоны отражаются
на границе магнитосферы почти зеркально, тогда как электроны,
дрейфуя в процессе отражения, проходят значительное расстояние.
При этом электрический ток на границе магнитосферы переносится
в основном электронами, и их движением определяется толщина
граничного слоя.
Такую границу обычно называют слоем Ферраро или Розенблю-
та—Ферраро [25, 30, 54, 57]. Из работ [38, 50] следовало, что
пространственный заряд в слое Ферраро должен уйти в ионосферу (так
как проходящие через слой силовые линии соединены с ней), а
положительные ионы солнечного ветра будут стремиться проникнуть
ближе к Земле. Кроме того, если у положительных ионов есть
составляющая скорости вдоль В, то возникает лоренцева сила j ц X
X В' (поле В' возбуждается ионным током jy). Высказывалось
мнение [50], что в таком случае отсутствуют силы, которые могут
уравновесить лоренцеву силу, и граница магнитосферы может оказ'аться
неустойчивой. Было показано, однако [25, 26, 29, 36, 61], что
неустойчивость по всей вероятности, не будет иметь места. В частности,

5.2. Столкновение потока плазмы с полем диполя
23
согласно [36], граничный слой в отсутствие разности потенциалов
не может быть самосогласованной системой, и если все же имеет
место утечка заряда, то потенциальный барьер должен образовать-
Граница
Плазма салн. \.
ветра
Магни-
тосфера
Солнце
Р и с-. 5.10. Движение положительных ионов и электронов вблизи фронта
набегающей солнечной плазмы. (По неопубликованной работе Мак-Магона.)
ся на внешней стороне граничного слоя, замедляя ионы и ускоряя
электроны.
5.2 3. ЗАДАЧА С ЦИЛИНДРИЧЕСКИМ ПЛАЗМЕННЫМ СЛОЕМ
Чепмен и Ферраро [22] исследовали еще одну модель
взаимодействия между потоком солнечной плазмы и геомагнитным полем
(рис. 5.11), сохраняющую некоторые особенности реальной
ситуации и в то же время позволяющую провести на ее основе все
необходимые расчеты.
В этой модели электроны и положительные ионы в начальный
момент времени t = 0 равномерно распределены по поверхности
бесконечного круглого цилиндра. Система погружена в постоянное
магнитное поле, так что силовые линии параллельны образующей
цилиндра. Начальные скорости частиц (/ = 0) одинаковы и
направлены к оси системы. Магнитное поле отклоняет частицы (ионы на
восток, электроны на запад), причем поперечная составляющая
скорости электронов больше из-за малости их массы. Сила Лоренца,
соответствующая поперечной скорости, действует в радиальном
направлении и тормозит электроны сильнее, чем ионы. В результате

24
Гл. 5. Формирование магнитосферы
заряды стремятся разделиться на два слоя: внешний электронный и
внутренний ионный. Однако этого не произойдет, если плотность
частиц достаточно велика, чтобы взаимное электрическое
притяжение могло помешать
разделению. Если заряды
разделяются, то слои
останавливаются на разных расстояниях
от оси, после чего начинают
двигаться обратно.
Независимо от расслоения системы
зарядов, поле во внутреннем
пространстве увеличиваетсяг
а затем после достижения
максимума падает до своей
первоначальной величины,
когда заряды возвращаются
в исходное положение.
Таким образом, радиальный
импульс, сообщенный
плазменному слою, приводитквре-
менному возрастанию
магнитного поля. Подробности,
связанные с этой модельной
задачей, приведены в работе Чеп-
мена [18].
Подобная задача, но в
более общей постановке
(начальные скорости частиц
направлены под углом к радиусу), рассмотрена в работе [23].
-Ч
ър+ъе
В0
Рис. 5.11. К задаче Чепмена—Ферраро
о цилиндрическом слое [22].
5.3. ТЕЧЕНИЕ ПЛАЗМЫ В ПОЛЕ ДВУМЕРНОГО ДИПОЛЯ
Фронт набегающего потока солнечной плазмы может,
разумеется, деформироваться. Модели с плоским или цилиндрическим
фронтом, хотя и позволяют выяснить основные особенности
физической картины рассматриваемого явления, дают лишь первое
приближение к решению задачи. Существенного продвижения здесь
удалось добиться благодаря работам [27, 32, 33, 62], в которых
исследован двумерный случай, когда точечный диполь заменяется
линейным. Основные предположения в этих работах таковы:
1) частицы плазмы испытывают на границе магнитосферной
полости зеркальное отражение;
2) толщина граничного слоя, в котором течет ток, бесконечно
мала;
3) электрические токи внутри магнитосферы отсутствуют.

5.3. Течение плазмы в поле двумерного диполя
25
Таким образом, магнитное поле в пределах полости
удовлетворяет уравнениям
уВ = 0, (1)
V X В = 0. (2)
Направим ось х декартовой системы координат в сторону
Солнца, а ось у — вдоль оси диполя. Плоскость г =0 совпадает при
этом с полуденно-полуночной меридиональной плоскостью.
Лолооть
Плазма
Рис. 5.12. К двумерной задаче Чепмена—Ферраро [33].
Поле на границе магнитосферы должно быть направлено по
касательной к ней, поэтому там
*L = A. (3)
dx Вх
Падающие на границу частицы зеркально отражаются от нее, так
что их импульс изменяется на величину 2т 1/cos х (х — Угол между
нормалью к границе и направлением падения, рис. 5.12).
Поскольку число частиц, падающих на единичный элемент поверхности за
1 с, равно nVcos /, давление р однонаправленного потока на
поверхность определяется следующим образом:
р = 2nmV2 cos2 х- (4)
Следуя уже упоминавшейся в разд. 5.2.1 работе [431, где
стационарному потоку плазмы было приписано постоянное давление, уравно-

26
Гл. 5. Формирование магнитосферы
вешенное давлением магнитного поля, имеем
-L в2 = — [Bl + В2у) = 2nmV2 cos2 z.
Пусть ds — вектор, касательный к границе; тогда
cosx = -^-,
as
(5)
««lT-X
и, таким образом,
УН
ds
(6)
где р0= 2nmV2.
Чтобы найти форму границы, нужно определить поле В,
удовлетворяющее уравнениям (1)—(3), (6), и получить уравнение
силовых линий на внутренней стороне границы, так как они должны
быть параллельны границе. Было найдено [32, 33] конформное
преобразование, с помощью которого можно отобразить неизвестную
граничную кривую в плоскости х, у на окружность. Определив вид
комплексного потенциала (В =-—VO), удовлетворяющего
указанным условиям, можно путем обратного преобразования найти
сечение границы плоскостью л% у. Результаты такого подхода отражены
на рис. 5.13.
В работах [9, 60] построена более сложная двумерная модель,
включающая нейтральный слой, для которой получено точное
решение задачи о форме магнитосферы. Подробнее см. разд. 5.6.2в.
2м'
Салн. ветер
Рис. 5.13. Меридиональное сечение магнитосферы в двумерной модели [33]

5.4. Обтекание диполя потоком плазмы
27
5.4. ОБТЕКАНИЕ ДИПОЛЯ ПОТОКОМ ПЛАЗМЫ
В ТРЕХМЕРНОМ ПРОСТРАНСТВЕ
5.4.1. НАХОЖДЕНИЕ ГРАНИЧНОЙ ПОВЕРХНОСТИ
Определить форму магнитосферы в трехмерном пространстве
труднее, чем в случае двух измерений, так как отсутствует
аналитическое решение, подобное обсуждавшимся выше, и приходится
прибегать к численным методам.
Основное уравнение данной задачи — это уравнение баланса
давлений [43]
р = 2nmV2 cos2 х = В2/8к, (1)
эквивалентное (5) в разд. 5.3. В — полная напряженность
магнитного поля на внутренней стороне граничной поверхности
В = У 8ър = ]/8тср0 cos х-
Пусть Пу— единичный вектор внешней нормали к поверхности.
Поскольку В должно быть направлено по касательной к
поверхности, уравнение (1) можно переписать в виде
|n,xB| = -V^n,.V, (2)
где V — единичный вектор в направлении скорости солнечного
ветра. Знак минус появляется из-за того, что п8. V должно быть везде
отрицательным, поскольку внешняя сторона поверхности обращена
к солнечному ветру.
Граница магнитосферы задается как поверхность уровня
функции F (г, б, ф). Используемая здесь координатная система показана
на рис. 5.14. Пусть
F(r, 9, <p) = r —/?(6, <р) = 0. (3)
Нормаль к поверхности находится из уравнения
nt = 4F/\vF\ = A(r-±?!!L b--J-?B- 9), (4)
\ г do г sin 6 дер /
где г, в, 9 — единичные векторы в направлении возрастания г,
б, ф соответственно. А представляет собой нормирующий
множитель для ns:
L г2 V дЬ ) г* sin* б \ ду ) J W
В обозначениях рис. 5,14 V имеет вид
V = — (cos 0 sin С + cos ф sin 0 cos С) г —
— (cos ф cos 0 cos С — sin б sin С) 6 + (sin ф cos С) ?. (6)

28
Гл. 5. Формирование магнитосферы
Таким образом,
Пу • V = А\ — cos ф sin б cos С — cos б sin С + (cos ср cos б cos С —
. л . « 1 ая . r \ dR
— sin б sin С) sin Ф cos С
г дЬ г sin 0 а<р
]•
(7)
Рис. 5.14. Система координат в трехмерной задаче о границе магнитосфер-
ной полости [15].
Для случая, когда солнечный ветер направлен
перпендикулярно по отношению к оси диполя (£=0):
жг л I -г, а 1 dR , sin ср OR \
— п.. V = A cos ф sin б — cos ф cos б 1 1
V r дЬ г sin 0 д<р /
X В| = Л
-±°*-в9
г sin (
OR
дер
я,
г sin е
dR R R
7Г '~^
Вл
^ вГ
1/2
(8)
(9)
Подстановка (8) и (9) в (2) дает дифференциальное уравнение
для R, которое нужно решить при заданном В (Вг, 50, 5Ф). К
сожалению, невозможно определить В заранее. Полное поле В
представляет собой сумму двух составляющих, а именно геомагнитного поля
Bg. и поля Вь, порожденного током на граничной поверхности.
Следуя работе [12], мы разобьем также и Вь на две составляющие:
Вр и Вс. Вр представляет собой поле на внутренней стороне
поверхности, обусловленное локальным током, в предположении, что

5.4. Обтекание диполя потоком плазмы
29
он течет в касательной плоскости. В с является поправкой за
кривизну границы.
Таким образом, полный вектор поля равен
В=В^ + Вр+В, (10)
Поскольку Вр изменяет знак при пересечении тонкого токового слоя
и предполагается, что токовый слой полностью экранирует поле,
Ввнешн = &g + Вс — Вр = 0,
ИЛИ
В,= В,+ ВС. (11)
Подставляя (11) в (10), получаем
B = 2(Bff + Be).
Уравнение (2) можно переписать
| п, X (В, + Ве) | = - (^nmV>y> п, • V. (12)
Здесь все равно нельзя определить поле Вс, если неизвестна
геометрия границы полости. Но и границу полости невозможно найти,
не зная Вс. В [46] использован метод последовательных
приближений, причем в первом приближении положение границы определено
при В с = 0.
Прежде всего было найдено геоцентрическое расстояние до
лобовой точки границы (0 = я/2, ср = 0), где вследствие симметрии dR/
/дд = 0, dR/dy = 0, и результат получается непосредственно из
уравнения (12)
0 ^ 4nmnV* )
Эта величина (соответствующая первому приближению)
использована в последующих вычислениях в качестве единицы длины.
Затем с помощью ЭВМ рассчитано экваториальное сечение
магнитосферы и сечения для различных 0.
После того как поверхность магнитосферы найдена в первом
приближении, из соотношения
Be(r) = y~^-dS
вычислено поле Вс. Здесь j — поверхностная плотность тока, а
г' — радиус-вектор, соединяющий элемент поверхности dS с
центром поверхности токов. Ток j задается выражением
j = 7Г "° х В = Т" "* х Вг

30 Гл. 5. Формирование магнитосферы
После подстановки вычисленного значения Вс в (12) и повторения
описанной процедуры, получено второе приближение для границы.
Число итераций определялось требованием разумной точности ре-
Р и с. 5.15. Полуденно-полуночное меридиональное и экваториальное
сечения магнитосферы [46]. / и IV — номера поверхностей, М и Д — по
Мидгли и Дэвису.
зультата. Меридиональные и экваториальные сечения поверхности
магнитосферы, полученные с помощью данного метода,
сопоставлены на рис. 5.15 с теми, которые были рассчитаны другим способом

5.4. Обтекание диполя потоком плазмы
31
[47], с использованием разложения по мультиполям. Результаты
работы [46] дополняет исследование формы магнитосферы в случае
косого по отношению к оси диполя падения солнечного ветра [48].
5.4.2. МАГНИТНОЕ ПОЛЕ ВНУТРИ ПОЛОСТИ
Если форма полости определена точно, магнитное поле В тока
j, текущего по поверхности, можно найти по закону Био—Савара.
Поскольку предполагалось, что у X В = 0, т. е. j = 0 внутри
полости, поле можно задать с помощью потенциала Vе'
В = -уКв. (1)
В работе [45] вычислено поле В в 273 точках полости и получено
разложение потенциала Vе по шаровым функциям:
ПЛв.Ф).
(2)
Выражения для Тпе (0, ср) приведены в разд. 2.2.3.
Табл. 5.3 содержит некоторые из коэффициентов ряда (2),
причем предполагается, что Vе — это потенциал, соответствующий вне-
Таблица 5.3
Коэффициенты разложения по сферическим гармоникам в уравнении (2)
Параметр г0—расстояние до границы, измеренное по линии
Земля — Солнце и выраженное в земных радиусах.
Поле измеряется в гауссах [45]
п, m
1,0
2,1
3,0
3,2
4,1
4,3
m n+2
—0,2511
0,1242
—0,0072
—0,0233
0,0240
0,0016
п, m
5,0
5,2
5,4
6,1
6,3
6,5
m n+2
&nr 0
0,0057
—0,0108
—0,0010
—0,0013
0,0019
0,0004
шнему полю (разд. 2.2). Так как £4° намного больше всех остальных
коэффициентов, горизонтальная компонента Нь (в гаммах) поля В
на поверхности Земли приближенно определяется из следующего
выражения:
Hh = - -i-
1 dV,
25000
дЬ Jr=a
sinG.
(3)

32
Гл. 5. Формирование магнитосферы
Таким образом, если граница удалена от центра Земли на
расстояние г0 = 10 (в земных радиусах), Нь на поверхности Земли
составляет около 25у. Столь малую величину невозможно выделить с
помощью сферического анализа, используя имеющиеся в настоящее
время данные о магнитном поле на поверхности Земли, т. е. таким
способом нельзя обнаружить поле токов на границе магнитосферы.
В [45] была рассчитана также деформация силовых линий внутри
полости в полуденно-полуночной меридиональной плоскости. Те
из них, которые идут к нейтральной точке, пересекаются с земнс"
поверхностью на широте 83° для г0 = 10. Эта широта очень
медленно меняется с г0. При г0 = 5 и г0 = 15 она приближенно равна 80
и 84° соответственно.
В работах [19, 42] вычислена энергия удержания поля диполя с
моментом М внутри диамагнитной поверхности произвольной формы.
В последней из этих работ показано, что эта энергия равна
-LM.b(0),
где через Ь(0) обозначено возмущение поля в точке расположения
диполя, приблизительно равное Н^ (9 =90°). При 6(0) = 10у =
= 10~4 Гс энергия удержания равна 4,1-1021 эрг.
Однако, согласно наблюдениям, распределение геомагнитного
поля в «хвосте» магнитосферы значительно отличается от расчетного.
В этой области силовые линии направлены приблизительно к Солнцу
в северном полушарии и от него — в южном, вытягиваясь до
геоцентрических расстояний в 1000 земных радиусов. Такая
конфигурация поля указывает на существование протяженного, но
довольно тонкого токового слоя в экваториальной плоскости, разделяющей
области с противоположным направлением поля (разд. 5.5.2д).
Как показали Чепмен и Ферраро, если все частицы солнечной
плазмы движутся в одном направлении и тепловой разброс
отсутствует, магнитный хвост должен простираться до бесконечности.
Однако спокойный солнечный ветер представляет собой поток
расширяющегося газа короны, который обладает высокой температурой,
определяемой по разбросу скоростей и-составляющей в среднем 4-10* К
(разд. 1.4). Тепловое движение частиц проявляется в наличии на
границе магнитосферы изотропной составляющей давления,
сжимающего полость. Это особенно важно на больших расстояниях от Земли
в противосолнечном направлении, где магнитное давление ниже
изотропного давления газа.
Зная тепловую скорость солнечного ветра
V"-V:
„„-./^=1/ 31.38. 10-».4- Ю- ^ з,2 ■ 10'СМ/С.
1,67-КГ24
давления i
потока v2IV2 ж Ю~2. Было показано [170], что при такой величине
находим отношение теплового давления к динамическому давлению

5.5. Магнитогидроддинамическое приближение
33
v2!V2 хвост должен быть вытянут до расстояния всего лишь
примерно вдвое большего, чем расстояние от Земли до магнитосферного
апекса. Следовательно, образование тонкого токового слоя и
конфигурацию магнитного поля на ночной стороне на больших
расстояниях от Земли нельзя объяснить на основе теории Чепмена —Ферраро.
Этот вопрос мы обсудим в разд. 5.6 и 6.9.2.
По-видимому, теория серьезно расходится с магнитосферными
наблюдениями еще в двух пунктах. Во-первых, это характер
особенности на границе магнитосферы. В теории Чепмена—Ферраро две
особенности на границе, по одной в каждом полушарии,
представляют собой нейтральные точки. Вся поверхность магнитосферы
представляет собой особую поверхность в том отношении, что
она состоит из силовых линий, начинающихся в малых областях,
окружающих точки, где силовые линии, идущие из нейтральных
точек, пересекают земную поверхность. Существует мнение [53], что
эти особенности представляют собой не нейтральные точки, а
нейтральные линии. В этом случае на меридиане с дневной стороны
можно найти две близко расположенные точки а, 6, такие, что около
нейтральной линии силовая линия, исходящая из а, отклоняется к
Солнцу, пересекая экваториальную плоскость вблизи апекса
магнитосферы; линия, исходящая из fc, отклоняется от Солнца, являясь
образующей цилиндрического хвоста магнитосферы.
Такие пары точек, соответствующие различным меридианам,
должны располагаться вблизи проекции (вдоль линий геомагнитного
поля) нейтральной линии на полярную ионосферу. Ряд наблюдений
наводит на мысль, что частицы солнечного ветра имеют прямой
доступ в полярную ионосферу вдоль нейтральной линии, порождая
различные полярные явления, в том числе и на дневной стороне
овала полярных сияний (разд. 6.9.16).
Во-вторых, имеется существенное расхождение между теорией
и экспериментом относительно широты, на которой силовые линии,
идущие от нейтральных линий, достигают земной поверхности. Это
происходит в среднем между магнитными широтами 76 и 78° (где
расположен овал полярных сияний). По оценке [45], эта широта
существенно выше и, даже если принять крайнее значение
расстояния до апекса магнитосферы (ге « 5а), составляет 81°.
5.5. МАГНИТОГИДРОДИНАМИЧЕСКОЕ (МГД),
ИЛИ ГИДРОМАГНИТНОЕ, ПРИБЛИЖЕНИЕ
В предыдущих разделах, помимо прочего, предполагалось, что
частицы солнечного ветра зеркально отражаются на границе
магнитосферы и солнечный ветер не несет в себе магнитного поля.
Совершенно иной подход к проблеме столкновения солнечного ветра с
полем диполя, основанный на использовании стандартных магнито-

34
Гл. 5. Формирование магнитосферы
гидродинамических уравнений для стационарного потока
идеального газа, лишенного вязкости, применен впервые в работах [37, 75]
и получил дальнейшее развитие в работах [95, 167—169, 171,172].
5.5.1. МАГНИТОГИДРОДИНАМИЧЕСКИЕ РАЗРЫВЫ
Основные уравнения магнитной гидродинамики, описывающие
стационарный поток идеального газа с бесконечной
электропроводностью, нетеплопроводного и лишенного вязкости (т. е. диссипация
отсутствует), таковы:
V • pv = О,
P(v • V)v + VP = -7-ВХ (VXB)=—±- VS2+ -г <В ' V)B>
4тс отс 4тс
V X (В х v) = 0, у . В = О,
(v • у) S = 0, (pip) = const . exp (S/cv),
где р, р, S и v — соответственно плотность, давление, энтропия и
скорость газа, а у = cp/cv.
В таком гидромагнитном течении может присутствовать ряд
разрывов, на которых должна сохраняться непрерывность нормальных
составляющих потоков массы, импульса и энергии [63, 89, 172],
так что
Здесь h = срТ = в/ + pip — энтальпия, е7 — внутренняя энергия.
К этому нужно добавить
{Bnyt-ufin\=0, {В„}=0.
Индексы nut относятся соответственно к нормальной и касательной
к поверхности разрыва компонентам, п — единичный вектор
нормали к поверхности разрыва. Символ {Q} обозначает скачок величины
Q на поверхности разрыва в направлении потока.
Используя эти соотношения, нетрудно показать, что могут
существовать разрывы следующих типов:
1) контактные разрывы
pon = 0f Ы = 0, [1/?}ф0, |р}=0,
ВпфО, {В,}=0;

5.5. Магнитогидродинамическое приЬлижение 35
2) тангенциальные разрывы
ро„ = о, ЫФО, [ЩфО,
3) вращательные разрывы
РпФО, ЫФО, {1/р} =0,
{р}=0, Впф0, {В?}=0;
4) ударные волны
Рис. 5.16. а — структура тангенциального разрыва; б — структура
вращательного разрыва (рисунки взяты из работы [86]); в — структура
контактного разрыва [87].
На рис. 5.16, аиб показана структура соответственно
тангенциального и вращательного разрывов. Для тангенциального разрыва
векторы Bi и В2 должны быть параллельны поверхности разрыва,
но в остальном произвольны. Параметры плазмы на поверхности
подчинены единственному ограничению: {р + B2t/8n} = 0. На рис.
5.16, б показаны В4 и В2 и их составляющие, нормальные и касатель-

36
Гл. 5. Формирование магнитосферы
ные к поверхности разрыва. В отличие от тангенциального разрыва в
этом случае нормальные компоненты по обе стороны не равны нулю,
но одинаковы. Касательная составляющая при переходе через
поверхность поворачивается на угол а (показан на рисунке), который
может принимать значения от 0 до 360°. Для контактного разрыва
Bt = В2, а плотность частиц и температура в общем случае
испытывают скачок (рис. 5.16, в). Контактный разрыв возникает, например,
при взаимодействии солнечного ветра с кометами (рис. 5.41).
Для разрывов первых двух типов поток массы pvn через
поверхность разрыва равен нулю, а для разрывов третьего и четвертого
типов он отличен от нуля. Далее, \vt\ = 0 для контактного разрыва,
тогда как \vt) Ф 0 для тангенциального разрыва. Для
вращательного разрыва характерно то, что плотность жидкости непрерывна:
(1/р} = 0 и, таким образом, непрерывна величина vn (=Вп/|/Члр)>
в то время как для ударных волн {1/р} Ф 0 . Существуют три типа
ударных волн. В зависимости от характера распространения их
называют быстрыми, промежуточными и медленными ударными
волнами (разд. 6.10.2).
5.5.2. ОБТЕКАНИЕ МАГНИТОСФЕРЫ В ГИДРОМАГНИТНОМ ПРИБЛИЖЕНИИ
а) Теория. Поскольку отношение плотности кинетической
энергии частиц к плотности магнитной энергии в солнечном ветре
велико (^8), в этом разделе предполагается, что межпланетные поля
оказывают слабое влияние на обтекание магнитосферы. Среди
четырех типов разрывов, упомянутых в разд. 5.5.1, свойствами,
подходящими для описания стационарного потока вблизи магнитосферы,
обладает тангенциальный разрыв.
В самом деле, если отсутствует межпланетное магнитное поле
(В = 0) и внутри магнитосферы нет плазмы (р4 = 0), одно из
соотношений, характеризующих тангенциальный разрыв, а именно
[р+В2/8п] =0,
или
р + 52/8тг = рх + B?/8iu,
можно упростить:
P = B2J8tz. (1)
Это условие совпадает с использованным в разд. 5.2—5.4, так
что определенные свойства границы магнитосферы присущи
разрывам этого типа. Давление р здесь можно считать пропорциональным
нормальной составляющей потока импульса в невозмущенном
падающем потоке
хр l/2cos2 х =52/8тг, (2)
к
* — постоянная, равная 2, если предполагается зеркальное или
упругое отражение, и равная 1 в случае неупругого отражения.

'5.5. Магнитогидродинамическое приближение 37
Установлено, однако, что эмпирическая формула
Р = Ps + *Ру2 cos21 = Ps + Pd cos2 х (3)
лучше описывает давление аэродинамического потока на осесиммет-
ричное тело. Здесь ps — статическое давление в невозмущенном
солнечном ветре, а х выбрано так, чтобы в лобовой (критической)
точке, где cos2^ = 1, получалось верное значение р = pd-\- ps%
Использование аэродинамического подхода в этой задаче можно
оправдать тем, что число Альвена — Маха М велико (М =ua/vs,
иа — скорость альвеновской волны, vs =(yps/p)l/2 — скорость
звука). Давления ps и р связаны с параметром М в невозмущенном
солнечном ветре соотношениями
Ps/?V* = v2JiV* = 1/ТМ2,
I у2 = J_ / т -f- 1 \(т+1)/(т-Р / Шг у/(т—О
Далее можно получить соотношение для
— J- Г/т + 1 \(т+1)/(т-Р / 2М2 у/(т-0 11
Для больших М получаем
х « 0,881 — 0,336Af~2 (т = 5/3).
Поскольку поле на внутренней стороне границы магнитосферы
удваивается (разд. 5.2.1 и 5.4), из (1) и (3) получается следующее
уравнение для координат экваториального сечения магнитосферы в
ее лобовой части [170]:
cos ср dr \2
sincp ^
\ + l-L£.
i Ps
п :
Pd
rzepjpd =(*уМ2)-г =0,68/M2, (Y=5/3) иг =r/D9D=(<MV2npdyt*&
« r0.
Для численного интегрирования уравнение экваториального
сечения границы магнитосферы можно разрешить относительно
производной:
dr_ = - | г* sin ср cos ср + У I /< (1 + P^/Pd) - И (1 ~ r*pslpd ) \ #
На рис. 5.16,5 представлены решения этого уравнения для
нескольких значений р Jpd [167, 1681. На нем указаны также координаты
(г0, ф0) точек, в которых граница магнитосферы становится
параллельной направлению невозмущенного солнечного ветра. Модель

Рис. 5.16г. Система координат, использованная в работах [167, 168].
Показано также экваториальное сечение магнитопаузы.
Рис. 5.16д. Экваториальное сечение магнитосферы при различных
отношениях давлений pslpd [167, 168].
ps'Pd
0,005
0,01
0,05
0,1
Го
2,42
2,15
1,65
1,47
<Ро
228°
222
207
199
Вхв/ВЛ*
0,071
0,100
0,218
0,302

5.5. Магнитогидродинамическое приближение
39
дает значительно заниженную величину магнитного поля Вхв в
хвосте. Для pjpd = 0,01, Вхъ/Вм = 0,1 (В = Вм при л: == — D) и,
таким образом, прих = —10а Вм& 60? и 5ХВ ^ 6?. Это
обстоятельство мы обсудим в разд. 5.6.2в.
-линии тока
-М=const
0 Jfi
Скорость V
Температура Т
б
Рис. 5.17. а—е. Характеристики потока солнечного ветра, обтекающего
магнитосферу.
Задачу об обтекании магнитосферы можно для упрощения
разбить на три части [167, 168]. На первом этапе с помощью теории Чеп-
мена—Ферраро и ее модификации (разд. 5.2—5.4) определяется
форма магнитосферы. На втором этапе так же, как и в аэродинамике, с
помощью обычных уравнений динамики жидкости при наличии
твердого препятствия, обладающего уже известной формой
магнитосферы, находят характеристики потока вблизи магнитосферы и форму
ударной волны. Наконец, конфигурация магнитного поля в
окрестности магнитосферы определяется прямым интегрированием
выражений V X (В X V) = 0, V-B =0 с учетом граничного условия

40
Гл. 5. Формирование магнитосферы
Вп = 0, где V определяется на втором этапе. В этом случае
конфигурацию силовых линий можно представить себе, просто считая,
что они перемещаются вместе с жидкостью.
На рис. 5.17,а, б, вщ д показаны характеристики потока и
распределение межпланетных силовых линий вблизи полости для М — 8
и у = 5/3. Все величины, представленные на рисунках, отнесены к
соответствующим им величинам в невозмущенном солнечном ветре.
В особом случае, когда межпланетные силовые линии параллельны
линиям тока в невозмущенном солнечном ветре, линии тока на рис.
5.17,а можно рассматривать одновременно и как силовые линии.
На рис. 5.17,5 показаны как линии тока, так и силовые линии, когда
они не параллельны. Содержание рис. 5.17, г ясно из подписи к нему.
Сравнивая характеристики рассчитанного таким образом
потока с наблюдаемыми, удобно разбить область течения на две, одна
из которых заполнена невозмущенным солнечным ветром
(межпланетная область), а другая представляет собой переходную область
между ударной волной и магнитопаузой, или границей
магнитосферы. Тыльная часть магнитосферы называется магнитным хвостом.
Рис. 5.17г. Фотография ударной волны, образующейся в сверхзвуковое
потоке аргона в аэродинамической трубе при обтекании круглого диска,
моделирующего магнитосферу (число Маха М = 4,50, для аргона f = 5/з)-

5.5. Магнитогидродинамическое приближение
41
Результаты измерений, проведенных с помощью ИСЗ,
представлены в солнечно-эклиптических координатах (х s Р, у s е, z s е) или (X s еу
Yse, Zse). Ocb.\rse направлена к Солнцу, aocbzS6? — к северу,
перпендикулярно плоскости эклиптики. Ось yse дополняет эту пару до
Х/В X/D
9
Рис. 5.17д. Распределение линий тока (пунктир) и силовых линий
межпланетного поля вблизи магнитосферы (сплошные линии). (Все рисунки взяты из
работы [172].)
правосторонней декартовой системы координат. Величины xS€9
yse, zse обычно выражают в единицах земных радиусов.
В этой системе координат вектор магнитного поля Yb(BxSe>
Byse, Bzse) может быть задан своим модулем B(--=F) и двумя
углами dse и <pse (рис. 5.18):

42
Гл. 5. Формирование магнитосферы
^ = ZrMB*selVBl + Bl)>
<P,e = arctg(B„ IB. )
ySe'
Солнце
Рис.
система
Удобной, особенно в области магнитного хвоста, оказалась
также солнечно-магнитосферная координатная система (xsm9 ysm, Zgm).
В этой системе ось xsm
совпадает с осью xse в солнечно-
эклиптической системе и
всегда направлена от Земли к
Солнцу. Ось zsm направлена
так, чтобы плоскость (xsmj
zsm) всегда содержала ось
геомагнитного диполя. Наконец,
ось ysm перпендикулярна и к
прямой Солнце — Земля и к
оси геомагнитного диполя.
До геоцентрического
расстояния в 15 земных
радиусов, однако, земное дипольное
поле играет главную роль в
определении структуры
магнитосферы. Следовательно,
естественно использовать ось
диполя в качестве одной из
декартовых осей. Такая
координатная система определяет
так называемые солнечно-магнитные координаты (xgm, ygm, zgm).
Направления оси zgm и вектора дипольного момента взаимно
противоположны. Ось xgm лежит в плоскости, заданной осью диполя
и линией Солнце — Земля, a ygm дополняет систему до
правосторонней декартовой.
б) Сравнение теории с наблюдениями. Точки и крестики на рис.
5.19 показывают места, где спутники пересекали соответственно
ударную волну и магнитопаузу (см. также [811). Большая ось орбиты
спутника в течение года совершает один оборот, давая возможность
приблизительно определить положение обеих поверхностей.
Согласие между наблюдаемой и расчетной геометрией удовлетворительное.
На рис. 5.20 показано распределение векторов потока в солнечном
ветре для ряда случаев, когда спутник находился в переходной
области [145]. На расстоянии нескольких земных радиусов вниз по
потоку его скорость опять становится такой же большой, как и в
межпланетном пространстве. Рис. 5.21, на котором изображена
структура поля за пределами ударной волны и в переходном слое [99],
построен по результатам одновременных наблюдений на двух спут-
Плоскость
эклиптики
5.18. Солнечно-эклиптическая
и связанные с ней параметры
[141].

JC Солнцу
wdeJHJia —Ю
Геоцентр!расстояние, RE
Рис. 5.19. Положение ударной волны (точки) и магнитопаузы (крестики)
по данным ИСЗ «Эксплорер-33» [141]. Расстояния даны в земных радиусах.
(Аберрация солнечного ветра 5°.)
КСолнцу
12
4 \W--4--3 /£- -/£- -2£- -24-
Геоцентр, расстояние, R£
Рис. 5.20. Поле скоростей солнечного ветра в переходной области по
данным ИСЗ ИМП-1 [145].

44
Гл. 5. Формирование магнитосферы
никах. В общих чертах распределение хорошо согласуется с
данными упомянутых в разд. 5.5.2а вычислений.
Перейдем теперь к более подробному описанию трех магнито-
сферных областей, а именно: ударной волны, переходного слоя и
магнитного хвоста.
Рис. 5.21. Силовые линии межпланетного магнитного поля вблизи
магнитосферы (по данным ИСЗ) [99].
в) Ударная волна. В настоящее время основным оправданием
применения гидромагнитной теории к задаче о столкновении
солнечного ветра с геомагнитным полем является замечательное соответствие
между наблюдаемыми и предсказанными характеристиками потока
вблизи магнитосферы. Хотя с помощью модельного расчета [72,
73] удалось показать, что в первом приближении бесстолкновитель-
ная плазменная ударная волна удовлетворяет соотношению Ранки-
на — Гюгонио для обычной ударной волны в газе, природа магнито-
сферной ударной волны и процессы, происходящие там, еще не
поняты достаточно хорошо.

5.5. Магнитогидродинамическое приближение
45
Измерения часто показывают, что на скачок магнитного поля
накладываются различные волновые структуры [107, 114]. Данные,
касающиеся электрического поля, тоже говорят, что в некоторых
случаях гидромагнитная ударная волна с резким градиентом В,
развитой структурой течения, со всплесками
электростатической микротурбулентности, порождаемыми токовой ионно-звуковой
г
°9
i i i i i i У'У^и
i^^Wvi
30
20
10
-6
5
10
Время, с
l\l
15
20
^=Ч^-^-^к,
J
A
'^i
-]
1 .1 1 1 L 1 1 1 _| I L J J __1_ t 1 J_ 1 _4. 1 L_ J L_l \
10 15
3pejna,c
20
Рис. 5.22. Структура электромагнитного поля за ударной волной, а —
динамический спектр электрического поля; б — величина магнитного поля
[106].
неустойчивостью, оказывается хорошей моделью рассматриваемой
области (рис. 5.22). В литературе упоминаются факты,
свидетельствующие о генерации в области ударной волны поперечных
гидромагнитных колебаний, зачастую обладающих круговой
поляризацией и распространяющихся вдоль межпланетных силовых линий
навстречу солнечному ветру [102, 106]. Наблюдались [66] электроны
с энергией е> 40 кэВ, приходящие из области, расположенной
непосредственно за ударной волной, которые также двигались против
потока. Кроме того, замечено [70], что положительные ионы
солнечного ветра часто испытывают ускорение вблизи ударной волны и
вылетают обратно в область невозмущенного потока.
По-видимому, некоторые из основных свойств магнитосферной
ударной волны находят свое объяснение, если ее рассматривать как
сильную плазменную ударную волну, для которой характерно
наличие неустойчивости ионных волн. Полагают [176], что сравнительно
холодная плазма, текущая через переходный слой ударной волны,
становится неустойчивой относительно раскачки ионных колебаний.

46
Гл. 5. Формирование магнитосферы
Вследствие этого внутри переходного слоя возникает и
поддерживается турбулентный спектр ионных волн. Эти волны, рассеивающие
частицы, и являются тем механизмом, который превращает
холодную сверхзвуковую плазму в горячую и дозвуковую позади ударной
волны. Очень подробно этот вопрос рассмотрен в работах Кеннела и
Сагдеева [125, 126] (см. также разд. 6.10.3).
30001
^2000
X
!
Zwoo
!
1—I J i him 1—I I I II III
Электроны
Протоны
1 I I I I I III
IQaB
J » ' i ' 1Ц*
**#•#!
ЮОэВ 1эВ
днерзия частиц
ИЦ1*А aI
f
I!
ft
0,5 «^
If
it
it
I
„4?
ЮэВ
Рис. 5.23. Типичные энергетические спектры протонов и электронов,
полученные в переходном слое. (По данным спутника «Вела-4В» 19 мая 1967 г.
2114UT.) [76]. Цифры справа внизу — в кэВ.
г) Переходная область. Расчет в рамках магнитной
гидродинамики показывает, что почти однонаправленный поток солнечного
ветра в значительной мере термализуется в переходной области,
особенно вблизи лобовой точки (апекс магнитопаузы). Таким
образом, можно ожидать радикального изменения в энергетическом
спектре частиц солнечного ветра при переходе через ударную
волну. Отчетливо выраженное изменение такого рода наблюдали многие
исследователи [69, 85, 1821. Табл. 5.4 содержит параметры
солнечного ветра в переходной области, а на рис. 5.23 приведен пример
полученного там энергетического спектра. Можно заметить, что этот
спектр шире, чем наблюдавшийся в межпланетном пространстве
(рис. 1.9, разд. 1.4.2).

5.5. Магнитогидродинамическое приближение
47
Таблица 5.4
Параметры солнечного ветра в переходном слое [118]
Плотность
Скорость потока
Направление потока
Температура протонов
Температура электронов
15 см~3
250 км/с
Составляет угол 20° с
линией Солнце — Земля
10» К
5-105 К
В работе [145] перечислены следующие характеристики
переходной области:
1) солнечный ветер отклоняется от первоначального
направления;
2) скорость потока протонов ниже, чем в межпланетном
пространстве;
3) тепловая скорость протонов соответственно увеличивается;
4) довольно интенсивные изотропные потоки электронов с
энергиями, превышающими 20 эВ, уверенно регистрируются в
любое время.
На рис. 5.24 отмечены части траектории спутника [1451, вдоль
которых было зарегистрировано выполнение всех этих четырех ус-
28
24
20
16
+
1*12
8
4
О
\~
г—
1 1 1 1 1. 1
L ^v}?gs>^4p£
Ej\*s$\\
t*wC
1 /-f^3t-
1 [КСалнцу
\9
\У&\)с\ 25
\ \fi \/
w
у
\/
/J
21
j/iAl^h47
1 23 '
уделял я
-
H
sbA
-j
4
A
Ll I 1 1 L_J 1 ^T 1 1 1 l_I . 1 l I 1 i l i 1
16 12
8
' О -4 -8 -12 46 -20 -24
Рис. 5.24. Переходный слой (по данным ИСЗ ИМП-1) [145].

48
Гл. 5. Формирование магнитосферы
ловий. Такая геометрия переходной области хорошо согласуется с
тем, что дает теория. В переходной области обнаружен
интенсивный магнитный шум в диапазоне частот 3 ч- 300 Гц [ИЗ, 159, 162].
д) Магнитный хвост. В подтверждение работы [148] было
показано [141], что силовые линии в магнитном хвосте на расстояниях
свыше 10 земных радиусов почти параллельны линии Солнце —
К Солнц у
—/0 —20 —30 —40
1 1 1 U Isplj
so —во -+г'4г^^
-30 ±
Р и с. 5.25а. Проекции вектора магнитного поля на полуденно-полуночную
меридиональную плоскость [81].
Земля. На рис. 5.25а и 5.256 изображены проекции вектора В.
измеренные с помощью ИСЗ [81, 100, 101]. Гранина области в грубом
приближении представляет собой вытянутый цилиндр. В северной
части цилиндра силовые линии направлены приблизительно к
Солнцу, в южной — в обратную сторону. Напряженность поля в хвосте
измерялась до расстояний порядка 80 земных радиусов, и оказалось,
что по крайней мере в этих пределах она монотонно убывает (рис.
5.26). Есть различные свидетельства в пользу того, что хвост
простирается до расстояния порядка 1000 земных радиусов [100, 101,
140, 183], тогда как на расстоянии 3300 земных радиусов уже не
удалось обнаружить его признаков [178].
5.6. РОЛЬ МЕЖПЛАНЕТНЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ
В ФОРМИРОВАНИИ МАГНИТОСФЕРЫ
5.6 1. ТЕОРИЯ ДАНЖИ И МОДЕЛЬ ОТКРЫТОЙ МАГНИТОСФЕРЫ
В описанных выше исследованиях, посвященных процессам,
формирующим магнитосферу, не было указаний на то, что
межпланетное магнитное поле может играть сколько-нибудь существенную

YGM ^25
±-25
Рис. 5.256. Экваториальные проекции вектора магнитного поля в южном
полушарии (в солнечно-магнитной системе координат) [100, 101].
20
ВС?)
10
О
1
- ^
-
1
1
L_
Г
"^/Й
L_
1 1 1 Г
_. 1 1 1 1
\
О
? 1
—Ю -20
-30
-40
-50
-60
-70 —80
Рис. 5.26. Напряженность магнитного поля в зависимости от координаты
Xse на ночной стороне [81]. Точками показаны 256 часовых средних значений
поля в хвосте при Кр < 2 (данные измерений вблизи нейтрального слоя
опущены). Пунктиром показаны кривые В — ^^0,3±0,2-

50
Гл. 5. Формирование магнитосферы
роль. Однако Данжи [186, 200—202] предположил, что, когда
межпланетное магнитное поле имеет составляющую, направленную к
югу, его силовые линии могут где-то соединяться с силовыми
линиями геомагнитного поля. Наложение направленного к югу
межпланетного поля на поле земного диполя приводит к появлению
нейтральных точек Х-типа в лобовой точке и на тыльной стороне
магнитосферы. При этом совместное действие солнечного ветра и потока
Рис. 5.27. Взаимодействие межпланетного и геомагнитного полей и
соответствующее движение плазмы (светлые стрелки) [214].
плазмы вблизи нейтральной точки вызывает конвективное движение
силовых линий. На рис. 5.27 показаны последовательные
положения силовой линии при конвекции. Конвективное движение мы
обсудим подробнее в разд. 6.9.2.
В рассматриваемом случае магнитопауза более не является
тангенциальным разрывом, а распадается на альвеновскую
ударную волну и медленную волну разрежения [214]. На рис. 5.28
схематически изображена структура магнитопаузы при наличии
направленного к югу межпланетного поля. Одной из важных особенностей
такой конфигурации является существование нормальной к магнито-
паузе компоненты магнитного поля. Поэтому должно существовать
касательное напряжение, порождаемое воздействием солнечного
ветра на поверхность магнитопаузы. Для максвелловского
напряжения выражение соответствующей силы приведено в работе [221]:
где 6 ц h6i —соответственно касательная и нормальная
составляющие поля хвоста на магнитопаузе, a S — полная поверхность
цилиндрического хвоста 2nRXBL. Отличное от нуля поле Ьх должно
порождать [221] разность потенциалов nRXbb± V между вечерней и

5.6. Роль межпланетных магнитных полей
51
утренней сторонами магнитосфере вследствие того, что7Ь±
увлекается вдоль границы со скоростью солнечного ветра V. Такая
разность потенциалов появится и в полярной шапке (разд. 6.9.2а).
Полагая ее равной 1 кВ (= 1011 единиц СГСМ) и V =300 км/с,
получим, что Ь± порядка 10~2-f.
i
Л
>
i
}
Г 1
\
[
Л
jf
/у
чЖ'
к^г-
i Vc-vfe
\ ^^
\
\
ф
:#^
Т.. Ударная волна
_Альвеновская
волна
Медленная
волна
разрежения
&ь
Щ>2
Ш
- силовая линия
• линия то/еа
Рис. 5.28. Структура переходного слоя в присутствии направленного к
югу межпланетного магнитного поля [214].
Относительно длины хвоста Данжи'предположил [203], что она
определяется произведением скорости солнечного ветра и времени,
необходимого пересоединившимся силовым линиям (разд. 6.9.2)
для пересечения полярной шапки с дневной стороны на ночную.
Разность потенциалов в 1 кВ поперек полярной шапки вызывает
конвекцию ионосферной плазмы вместе с «основаниями» силовых линий
со скоростью порядка 103 см/с. Считая, что в спокойных условиях
диаметр полярной шапки равен 2-Ю8 см, находим, что время еепе-

52
Гл. 5. Формирование магнитосферы
ресечения порядка 2-Ю5 с. Длина хвоста L в этом случае
оказывается порядка 104 а [221], откуда получаем F = 5-1011 дин (5- 106Н).
С такой силой магнитное поле увлекается потоком солнечного
ветра. Противодействует этой силе и удерживает магнитосферный
хвост сила Лоренца, связанная с возникающей в нем системой
электрических токов, появление которой, впрочем, еще не получило
удовлетворительного объяснения (разд. 6.9.2). Измерения наИСЗ
показывают, что распределение магнитного поля с хорошей степенью
точности можно задать с помощью поверхностных токов в полу
бесконечном цилиндре с перегородкой, который изображен на рис. 5.29 [196,
Рис. 5.29. Распределение тока по поверхности полубесконечного цилиндра
с перегородкой, достаточно хорошо воспроизводящее поле в хвосте [221].
а — вид со стороны Земли, б — вид со стороны Луны в 1-й четверти.
2211. Перегородка моделирует магнитосферную структуру,
называемую плазменным слоем (разд. 6.9.1а).
Магнитное поле Вхв, порождаемое таким распределением токов,
имеет вид
Вх
2/х
"-/
(1 + *2) + 1
1
(i+*2)
расстояние от
центра
Земли до
(с магнитным мо-
можно определить
где а - (ххв —\x)/Rxlif a ххв
цилиндра, /?хв — радиус цилиндра.
Силу j X В, с которой действует на Землю
ментом М) поле внешних электрических токов
следующим образом:
Г = у X (Ь X М) = (М • v)b - v(№ ' Ь), 4*j - у X b-
Теперь построим декартову систему координат, начало которой
совместим с центром Земли, ось х — с линией Солнце — Земля
(положительные х — на ночной стороне), а ось z направим на север.
Предполагается наличие симметрии относительно оси х в плоскости
ху. Разлагая магнитное поле, порожденное внешней токовой
системой, в ряд Тейлора вблизи центра Земли, имеем

5.6. Роль межпланетных магнитных полей
53
Ь(*) = Ь(0) + (х. у)Ь(О) + .. • «(b(0)- 2l хужя
В [221] показано, что
а
гдебЬ — изменение Ь на расстоянии, равном земному радиусу а.
Составляющая градиента поля Вхв по оси х удовлетворяет
уравнению
дДхв = 4гс/хв
дх ^хв«(1 +а2)3/2
Полагая /?хв = 20а, 4л/хв = 15у, *Хв = Юа, Бгв = Зу ибВХв «
« 0,3у, получаем, что сила взаимодействия Земли и хвоста F'
порядка 4-1011 дин (4- 10е Н). Это хороню согласуется с величиной
силы, обусловленной максвелловскими напряжениями.
В этой связи интересно оценить скорость притока энергии из
солнечного ветра в хвост [222]:
Мощность = F - V = f-^ j */& V = 1019эрг/с(= 1012 Вт)
для Вхв = 15 у (типичное поле в хвосте), RXB = 20а и V = 300 км/с.
Очень важно подчеркнуть значение этой оценки. Из нее следует,
что если происходит пересоединение межпланетных и геомагнитных
силовых линий, то посредством электромагнитной индукции V X Ь±
энергия солнечного ветра преобразуется в магнитную энергию
хвоста со скоростью 1019 эрг/с (разд. 6.9.2). В гл. 8 мы увидим, что
накопленный в результате этого процесса в хвосте запас магнитной
энергии может служить основным источником кинетической
энергии авроральных частиц во время магнитосферных возмущений.
Напротив, энергия удержания, которую мы оценили в разд. 5.4.2,
не может передаваться авроральным частицам, если отсутствует
механизм, с помощью которого эта энергия, связанная с током в магнито-
паузе, диссипирует внутрь магнитосферы при замыкании тока через
ионосферу (разд. 5.2.2).
Модель Данжи часто называют моделью открытой
магнитосферы, а модель Чепмена — Ферраро и ее модификацию—замкнутой
моделью. Некоторые прямые и косвенные наблюдения говорят о том,
что пересоединение силовых линий происходит во время отдельных
геомагнитных возмущений, при которых направление
межпланетного поля (наличиесеверной или южной компоненты) может быть
основным фактором, определяющим характер разрыва на магнитопаузе
[99, 194, 207, 219, 224, 225] (см. также разд. 7.7, 8.8, 8.9). В разд.
6.11 будет показано, что с помощью открытой модели можно
объяснить многие важные свойства спокойной магнитосферы. .

54
Гл. 5. Формирование магнитосферы
В модели Данжи предполагается, что силовые линии в хвосте
соединяются с межпланетными (или солнечными) силовыми линиями,
тогда как в закрытой модели силовые линии из северного и южного
полушарий замыкаются, пересекая экваториальную плоскость.
Чтобы проследить ход силовых линий, можно использовать [179, 215]
энергичные солнечные электроны (разд. 7.33) (рис. 5.30). При
одновременной регистрации таких электронов в межпланетном
пространстве и в глубине хвоста (xse ~. —64а) [1791 не удалось обнаружить
заметной задержки их появления в хвосте.
Направление
движения Земля в положительном
Рис. 5.30. «Открытая» магнитосфера [193].
Если даже такая задержка и имела место, то можно считать, что
она не превышала 100 с, что соответствует расстоянию 0,076 а. е. ==
= 1780а. Если электроны сначала движутся вместе с потоком в
космическом пространстве вдоль хвоста, а затем внутри хвоста в
противоположном направлении, то отсюда следует [179], что они проникают
в хвост вдоль незамкнутых силовых линий на расстоянии от 64 до
900 земных радиусов с ночной стороны.
5.6.2. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ТОКИ В ХВОСТЕ
а) Идеализированный стационарный нейтральный слой. Если
плазменный слой лежит в плоскости yz декартовой системы
координат, так что по разные стороны от него магнитные поля В(0, 0,zt:Sz)
направлены навстречу друг другу, плотность частиц плазмы и
магнитное поле в слое задаются следующим образом [205]:
В2 = y\bRNkT th{vxllD),
nt = ne = N/ch2 (vx/lD);

5.6. Роль межпланетных магнитных полей
55
здесь lD — дебаевский радиус
1о =
— ( kT V/2
4-c2Ne2
v = —ve = viy N = nt + ne и 7, = Te = 7.
Таким образом, 5 изменяется от В0 = Y^lQnNkT при л: = —оо
до —В0 при х = +оо. Далее, так как
Во/8тг = 2NkTy
магнитное давление при х = ±оо равно сумме электронного и
ионного давлений при х = 0.
Величины, характеризующие токовый слой, т. е. магнитное поле
В, электрическое поле Е и расстояние d между двумя плоскостями
С и С, которые ограничивают слой с боков (рис. 5.31), связаны
соотношением [191, 192]
£2/4тг = neEd.
Е t
В®
i
Е*В
С'-
ов
Е«В .
BZ\
8л
az:
yv
Рис. 5.31. Траектории частиц вблизи токового слоя [192].

56
Гл. 5. Формирование магнитосферы
Рассмотрим поперечную полосу единичной ширины в токовом слое.
Как положительные ионы, так и электроны дрейфуют по
направлению к токовому слою со скоростью v = EIB. Полное число
положительных ионов, попадающих на полосу за единицу времени, равно
2nvd = 2nEdlB (п — плотность положительных ионов). Достигнув
полосы, и положительные ионы, и электроны движутся вдоль нее,
образуя ток через слой (рис. 5.31). Плотность тока / =2neEd/B
удовлетворяет одному из уравнений Максвелла/ = 25/4я, откуда
получается упомянутое соотношение.
б) Стационарное состояние плазменного слоя. Распределение
магнитного поля в плазменном слое хвоста отличается от описанного
выше простого распределения наличием довольно большой
поперечной по отношению к плазменному слою составляющей. В
стационарном случае распределение магнитного поля должно удовлетворять
уравнению
jxB = (vxB)xB=vp_
Пусть BN — составляющая магнитного поля поперек
плазменного слоя; тогда это уравнение сводится к
\sjp\ = B2NUizR,
где R — радиус кривизны силовых линий в плазменном слое [9].
Поскольку р ~ В2хв/8я (где 5ХВ — напряженность магнитного
поля вне плазменного слоя),
\V(B2J8tz)\ = B2nUtzR.
Если R и 5ХВ определяются экспериментально, можно оценить
BN . Согласно [9], BN « 1 7 при г = 20а и Вм = 0,3 -[ при г « 50а.
Примерно такие же величины получаются при измерениях. Таким
образом, в первом приближении равновесие плазмы в хвосте, по-
видимому, является скорее статическим, нежели динамическим.
Нейтральный слой, где В ~ BN <С Вхв, делит плазменный слой
пополам.
в) Модели. Можно получить распределение магнитного поля,
близкое к тому, что наблюдается в хвосте, дополнив модель разд.
5.4 усеченной токовой полосой [180]. В системе координат с осью л:,
направленной от Солнца, и осью у, направленной к югу, поле такого
токового слоя задается следующим образом:
Ву = 2/1п(/2//1).
где / — плотность тока в слое. Смысл остальных параметров ясен
из рис. 5.32,а. На рис. 5.32,6 показано распределение поля в такой

5.6. Роль межпланетных магнитных полей
57
модели. Слой расположен в экваториальной плоскости на
расстоянии от 10 до 40 земных радиусов.
Получена эмпирическая [150] формула для расстояния dzsm от
солнечно-магнитосферной экваториальной плоскости (xsmy ysm)
до нейтрального слоя:
dzsm = {\\a— у) sin Г,
где у (в единицах земных радиусов) представляет собой координату
Уsm точки наблюдения, a t — угол между осью диполя и осью zsm
(положителен, когда северный магнитный полюс наклонен в сторону
Солнца).
Рис. 5.32. а — к расчету магнитосферного поля в модели с током в хвосте»
б — структура геомагнитного поля для модели с током в хвосте [180].

58
Гл. 5. Формирование магнитосферы
Присутствие обширного токового слоя должно существенным
образом сказываться на общей форме магнитосферы, и, чтобы ее
определить, этот ток нужно учитывать. Не ясно, однако, как форма и
интенсивность токового слоя зависят от параметров солнечного
ветра. В предположении, что магнитный поток в хвосте не зависит от
интенсивности солнечного ветра, получено точное решение для дву-
Р и с. 5.33а. Силовые линии при С' = 1,35 (сплошные линии) и при С' = О,
т. е. в отсутствие нейтрального слоя (пунктир) [9].
мерной магнитосферы с хвостом и нейтральным слоем [9, 60]. Там же
показано, что задача становится полностью определенной, если
заданы три из следующих параметров:
1) напряженность магнитного поля в лобовой точке Вм, прямо
пропорциональная плотности потока импульса в солнечном ветре;
Вм = 70у, если геоцентрическое расстояние до подсолнечной точки
составляет 10 земных радиусов;
2) магнитный момент Земли <М\
3) расстояние от экваториальной плоскости до нейтральной точки
магнитопаузы у0\
4) магнитный поток С через половину хвоста в единицах у0Вм-
На рис. 5.33а показана расчетная форма силовых линий при С =
= 1,35. Пунктиром изображены силовые линии при С = 0, т. е.
в отсутствие нейтрального слоя (случай, рассмотренный в разд. 5.3).
На рис. 5.336 изображены магнитопауза и последняя замкнутая
силовая линия для пяти различных значений С и фиксированных
Вм и <М. Положение края нейтрального слоя очень чувствительно к
величине магнитного потока в области хвоста (разд. 6.9.3в).

5.6. Роль межпланетных магнитных полей
59
Можно определить форму хвоста [167, 168], считая, что он
прикреплен к лобовой части магнитопаузы в плоскости х = х* =
= —Dr*sin0*. При х ^>х* поле направлено по существу вдоль
хвоста.
Предположим, что перпендикулярное линии Солнце — Земля
сечение хвоста представляет собой окружность, а магнитный поток
-/
-2
-/
ее
/. С =4,56
2. С'=2£5
3. С'=2,00
4. C=t,35
5. C'=Q49
Рис. 5.336. Положение магнитопаузы и последней из замкнутых силовых
линий для пяти значений потока в хвосте С [60]. Вертикальными отрезками,
пересекающими след экваториальной плоскости, показаны соответствующие
положения внутреннего края нейтрального слоя.
не меняется по длине хвоста, т. е. я/?хв25хв/2 = я/?*2хвВ*хв/2.
В этом случае из уравнения баланса давлений следует
Pd (dRXB/dx)* _ Bl
1 + (dRXB/dx)*
в:
8*
8*
ps + pdcos2z = Ps +
где Вхв и В*хв — напряженность магнитного поля соответственно
в хвосте и при х =х*. На рис. 5.33в показаны решения этого
уравнения при М =8,0, ps/pd =0,0107, у =5/3 для различных
отношений В*хв/Вм- Через Вм обозначена напряженность поля на
внутренней стороне магнитопаузы в лобовой точке. На рис. 5.33в
Re =R*Upd/psry'*.

60
Гл. 5. Формирование магнитосферы
Of 2 3 4 5
ас/Л
Рис. 5.33в. Изменение радиуса хвоста R^JD и поля Вхв /В*в по длине
хвоста для трех значений Я* /Вм (М = 8,0, ps/pd= 0,0107, 7 = 5/3) [167,
168].
*Л
0,2
0,3
0,4
x*/D
0,729
0,329
0,041
xc/D
10,3
12,9
14,1
Rc /°
2,15
2,48
2,61
В IB*
с ' хв
0,52
0,35
0,26
5 6.3. ТЕОРИЯ АЛЬВЕНА—КАРЛСОНА
Альвен [185, 187—1891 рассмотрел поток разреженной замагни-
ченной плазмы в экваториальной плоскости диполя. Предполагалось,
что условия применимости дрейфового приближения выполнены, и,
таким образом, каждой частице можно сопоставить магнитный
момент \i (разд. 6.2). В этом случае скорость ведущего центра v0
определяется следующим образом:
v0 = F хЪ/еВ\ (1)
причем сила F равна
F = еЕ — [xV5 — mdwjdt. (2)
Пренебрегая членом mdy0/dt и предполагая, что Е однородно, а
магнитное поле В представляет собой сумму дипольного JUlr* и
однородного межпланетного В0 магнитных полей, т. е.
В = (Mir*) + В0, (3)
Альвен показал, что вокруг диполя существует запрещенная область
с диаметром порядка 2L, где
L = (J/p/eE)l/4 . (4)

5.6. Роль ^межпланетных магнитных полей
61
При этом он считал, что поток плазмы не влияет на магнитное поле
В (т» е. В известно или задано) и что солнечная плазма настолько
разрежена, что траектории протонов и электронов независимы. Эти
представления были подвергнуты критике [199], причем одно из
главных возражений заключалось в том, что солнечный ветер, по-ви-
JC Солнцу
Рис. 5.34. Траектории электронов и ионов в поле диполя, на которое
наложено однородное межпланетное поле [210].
димому, слишком плотен, чтобы можно было пренебречь
взаимодействием частиц. Другое возражение состояло в том, что
фигурирующий в теории Альвена пространственный заряд должен
нейтрализоваться. Карлсон [209, 210] модифицировал работу Альвена,
используя полное уравнение (2), и показал, что отсутствие
пространственного заряда не меняет существенным образом результатов
Альвена. Был рассмотрен поток плазмы для случая, когда размеры
запрещенных областей для положительных ионов и электронов
одинаковы (магнитный момент ионов значительно меньше магнитного
момента электронов). При этом траектории положительных ионов и
электронов представляют собой зеркальные образы друг друга
относительно линии Солнце — Земля (рис. 5.34). Оказалось, что раз-

62
Гл. 5. Формирование магнитосферы
мер запрещенной области немного меньше, чем следует из уравнения
(4). Альвен [190] показал, что (4) можно представить в виде
где k — постоянная Больцмана, а Т0 — начальная температура
плазмы. Отсюда он заключил, что учет первоначального
намагничения плазмы имеет принципиальное значение для понимания
взаимодействия между солнечным ветром и геомагнитным полем. Если
В0 ->■ 0, то L -*- оо. Когда Т0 ->■ 0, L ->■ 0. Он также указал, что по
сравнению с незамагниченной плазмой плазма с начальным
намагничением может проникать в области с более сильным полем. Это может
происходить, когда межпланетное магнитное поле сильно сжато
вблизи апекса магнитосферы (разд. 5.5.2а), так что уравнение
баланса давлений приобретает вид р + В2/8п = B2J8n вместо р =
= ВУ8я.
С другой стороны, как Альвен, так и Карлсон считали, что
распределение В заранее задано и что поток плазмы около диполя не
меняет его. Это, конечно, не оправдано, поскольку вблизи границы
запрещенной области обязательно текут электрические токи.
5.7. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СОЛНЕЧНОГО ВЕТРА
С ДРУГИМИ ПЛАНЕТАМИ, ЛУНОЙ И КОМЕТАМИ
5.7.1. ВЕНЕРА
Поскольку на расстоянии 10 150 км от Венеры не удалось
обнаружить свидетельств существования радиационного пояса, то
полагают [274], что отношение g#b/q# не превышает 0,0001. Известно,
что Венера обладает протяженной газовой оболочкой, поэтому если
бы у нее была магнитопауза, то последняя оказалась бы в плотных
слоях атмосферы. Если это так, то препятствием для солнечного
ветра в первую очередь будет атмосфера, а не магнитное поле, как у
Земли. Таким образом, основные процессы, формирующие
гипотетическую магнитопаузу Венеры, скорее всего, отличаются от
соответствующих процессов вблизи Земли. Данные измерений магнитного
поля и параметров солнечного ветра вблизи Венеры [240]
свидетельствуют в пользу существования около этой планеты ударной
волны (рис. 5.35а и 5.356).
Взаимодействие солнечного ветра с атмосферой Венеры было
рассмотрено в работе [250]. При проникновении солнечного ветра в
ионосферу планеты в результате обменной ионизации атомов или
молекул нейтрального газа образуются тяжелые ионы. Они и
ионосферные ионы (возникшие в результате фотоионизации) движутся к

волна
жжения
Траектория
' Маринера-5''
Рис. 5.35а. Траектория АМС «Маринер-5» относительно Венеры.
§
10 h
180
О
-180
180
*Jlr*"^^
Ч *kr"v*w'^^
i^inmrr
-2А0 -180 -120 -60 О 60
Время от момента максимального сближения
и с. 5.356. Результаты измерений параметров плазмы и магнитного поля
вблизи Венеры [240J. Время в минутах.

64
Гл. 5. Формирование магнитосферы
планете. Для нормированной плотности потока массы Фт (=Фт/
/Фт0) имеем
Фт = ^(1-е-)+1,
где Фт0 — плотность потока массы в невозмущенном солнечном
ветре
')
■.
тп
масса атмосферных ионов, тр — масса протона, Ф0 —
плотность потока фотонов в верхних слоях атмосферы, т — оптичес-
х
кая глубина =Г opnndx, ор—сечение фотоионизации, пп— плот-
—со
ность нейтральных частиц в атмосфере.
Ударная волна
Солнечны,
ветер
Anjjywetpepa
Ударная волна
Рис. 5.35в. Взаимодействие солнечного ветра с оптически толстой
атмосферой [250].
При движении солнечной плазмы в глубь атмосферы скорость
потока уменьшается, пока Фт не сравняется с Фт0. При этом dv/d<&m
обращается в бесконечность, и поток останавливается или меняет
направление. Согласно [250], в изотермической атмосфере,
находящейся в гидростатическом равновесии, критическая оптическая
глубина тй, на которой образуется плазменная ударная волна,
определяется как
^ « 2/Fz'o.

5.7. Взаимодействие солнечного ветра
65
Величина z\ связана с радиусом кривизны R поверхности
постоянной оптической глубины:
R « Н (z + z'q) и z0 = zQ+ RJH,
где H — шкала высоты, z = h — hJH, hQ — высота, на которой
т = 1, и R0 — радиус планеты. Из характера зависимости tsot F
видно, что, когда F уменьшается (при увеличении Фт0 или
уменьшении Ф0)> ударная волна проникает глубже в атмосферу, пока F
не достигнет такой величины, что ударная волна уже не может
образоваться и поток плазмы сталкивается с поверхностью планеты.
Далее, так как F пропорционально mjmp, то в атмосфере,
состоящей из тяжелых молекул, можно скорее ожидать возникновения
ударной волны, чем в атмосфере, состоящей из водорода. Если С02
является основной составляющей атмосферы и F = 100 для Венеры,
то ударная волна образуется при ts, лежащем в пределах от 10~9 до
1,8-10~4, что соответствует высотам от 6397 до 6275 км. Ионосфера,
как полагают, лежит ниже (рис. 5.35в).
5.7.2. МАРС
Анализ взаимодействия солнечного ветра с магнитосферой,
проведенный в разд. 5.5 и 5.6, справедлив и для любой другой планеты,
обладающей достаточно сильным магнитным полем.
Зарегистрированное «Маринером-4» поведение магнитного поля вблизи Марса
получило свое объяснение в работе [248]. По оценкам, Марс обладает
кж-Ю3
**■?(? i i i i i i 1 1 1 '
20 Ю О /О 20 дО АО 50 60 70 во
Рис. 5.36. Поведение магнитного поля вблизи Марса по данным «Мари-
нера-4» (15 июля 1965 г., светлые кружки) и его интерпретация. Пунктир
показывает, как должно изменяться поле согласно теоретическим
представлениям. Пунктиром также обозначена часть траектории, на которой
отсутствовала радиовидимость с Земли [248].

66
Гл. 5. Формирование магнитосферы
магнитным моментом с£м — 2-№г*а£ (где <М — магнитный момент
Земли), и было высказано мнение, что «Маринер-4» слегка задел
переходную область (рис. 5.36). В духе работы [250] было исследовано
взаимодействие между ионосферой Марса и солнечным ветром [241].
Оказалось, что ударная волна должна образоваться над ионосферой.
5.7.3. ЛУНА И СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
В работе [2521, где Луна рассматривается как проводящая сфера
в потоке солнечного ветра, лишенная собственного магнитного поля,
сделан вывод, что она обладает магнитосферой, состоящей из сило-
вых линий, оторванных от межпланетного магнитного поля, и что
взаимодействие между такой магнитосферой и солнечным ветром
порождает ударную волну со стороны набегания потока.
Наблюдения с помощью спутников, в частности «Эксплорера-35»; не дали
четкого подтверждения существования ударной волны на дневной
стороне Луны, однако была обнаружена «плазменная тень», или
«полость», на ее ночной стороне. Поэтому Луна представляется
немагнитной холодной сферой с относительно низкой проводимостью,
которая поглощает (или нейтрализует) попадающую на нее солнечную
плазму.
Таким образом, присутствие Луны почти не искажает
межпланетных силовых линий, кроме как в пределах структуры,
развивающейся в потоке на ночной стороне Луны (рис. 5.37) [242, 260, 265,
266]. Обнаружена [276] лунная тень в потоке энергичных солнечных
электронов (рис. 5.38), из чего сделано заключение, что
межпланетные силовые линии пронизывают Луну (как бы полностью игнорируя
ее присутствие), а электроны попадают вдоль этих линий на
освещенную часть поверхности, где поглощаются. В результате позади
Луны образуется тень, которой не было бы, если бы Луна обладала
высокой проводимостью.
Можно суммировать [264] полученные в последнее время данные
с помощью следующей схемы.
1. Область полной тени с повышенной (<30%) интенсивностью
межпланетного магнитного поля. Направление поля меняется
незначительно.
2. Область полутени за волной разрежения, или конусом Маха,
эллиптическая в поперечном сечении. Поток плазмы и магнитное
поле здесь слабее, чем в межпланетном пространстве (>30%).
3. Очень ограниченная область полутени перед лунным конусом
Маха. Здесь иногда наблюдаются очень интенсивные поля и потоки
«30%).
4. Обширная область, простирающаяся как со стороны
набегания потока, так и вдоль лунного следа, и связанная со следом
силовыми линиями межпланетного магнитного поля. Зарегистрирова-

\ v0 Д [
" " !,■■ i м^ M 1ПМшТПтЯШ fl fTTTTll 1 ^г"*''г''*<г^<'^у^<д' поля,/голутвмШ
ч Лунный конус^\ \|' Л: .<
\ Маха N \1 \
\ \ \ \ \ \ Х
Рис. 5.37. Возмущение солнечного ветра и межпланетного магнитного поля,
вызываемое Луной. Дугой эллипса показана часть траектории «Эксплорера-
35» во время пересечения лунного конуса Маха [280].
КСаянцу
К Солнцу
Рис. 5.38. Теневой эффект Луны в потоке солнечных (50 кэВ) электронов.
Эллипс изображает орбиту спутника [276].

68
Гл. 5. Формирование магнитосферы
ны быстрые флуктуации поля (|ДВ|/В0 ~ 0,2) с амплитудой,
уменьшающейся по мере удаления от следа.
Измерения кажущегося магнитного поля на Луне показывают
[234], что ее магнитный момент не превышает 1020 Гс- см3. Это
соответствует полю на поверхности порядка 4 у. И все же детальное
понимание того, как распределен поток солнечного ветра вблизи Луны, еще
не достигнуто. Приводятся экспериментальные данные [270],
указывающие на существование отошедшей волны сжатия. В работе [2641
исследованы переходные процессы становления поля вблизи Луны,
зарегистрированные двумя спутниками — «Эксплорер-33 и 35».
При довольно резком изменении межпланетного поля с характерным
временем, меньшим чем 10,2 с, соответствующее изменение вблизи
Луны было значительно растянуто и продолжалось 56,2 с. Это
запаздывание объясняется [264] длительностью диффузии магнитного
поля в недрах Луны, причем по степени такого запаздывания можно
судить об ее проводимости.
Рис. 5.39. Фотография кометы. Снимок сделан Икейя в 1963 г. на
обсерватории ВМФ, Флагстаф, Аризона.

5.7. Взаимодействие солнечного ветра
69
5.7.4. КОМЕТЫ
Кометы состоят в основном из трех частей: ядра, головы (или
комы) и одного или двух хвостов (рис. 5.39). Полагают, что ядро
представляет собой смесь льда, аммиака, метана и двуокиси углерода в
виде небольших гранул. Кома представляет собой нечто вроде
атмосферы, окружающей ядро и состоящей из нейтральных молекул и
атомов, а также маленьких твердых частиц. Своим существованием
кома обязана испарению и (или)
истечению вещества из ядра под действием
солнечной ультрафиолетовой радиации.
Спектр излучения комы и ядра содержит
линии излучения CN, С2, С3, ОН, NH,
NH2, СН, О.
У некоторых комет длина хвоста
может достигать 3-Ю6 км. Спектр
хвоста содержит излучение ионизованных
газов СО+, N2+, С02+, СН+, ОН+. Такие
хвосты, представляющие собой пучок
отдельных лучей, относят к типу I.
Развитие лучей исследовалось рядом авторов
(рис. 5.40). Лучи появляются сначала
на обращенной к Солнцу стороне
кометы, а затем постепенно поворачиваются.
В конце концов они вытягиваются
параллельно оси хвоста и исчезают, когда
подходят к ней очень близко. Некоторые
кометы имеют только пылевой хвост,
рассеивающий свет Солнца (тип II и III). У
некоторых встречаются хвосты обоих типов, причем пылевой хвост
искривлен обычно больше, чем газовый.
Интерес к кометам при изучении солнечно-земных связей
значительно увеличился после сообщения [236] о том, что ускорение
сгустков ионизованного газа в хвосте намного больше того, что
может обеспечить световое давление. Было высказано предположение,
что ускорение вызвано передачей импульса от ионов солнечного ветра
к молекулам СО и ряду других с одновременной передачей заряда (с
образованием СО+). Однако такой механизм требует неправдоподобна
большой плотности частиц в солнечном ветре. В настоящее время
представляется, что взаимодействие между солнечным ветром и
кометами связано с образованием перед кометой гидромагнитной
ударной волны, а межпланетное магнитное поле существенным образом
участвует в формировании хвоста [237]. На рис. 5.41 схематически
показаны основные процессы, связанные с кометами типа I.
Недавно обнаружено [235], что комета Беннета окружена
обширной короной, излучающей линию La (рис. 5.42). Вполне вероятно>
Рис. 5.40. Рост лучей
кометы [283].

70
Литература
что атомы водорода, рассеивающие линию La, высвобождаются из
ядра кометы в результате испарения льда и последующей
диссоциации молекул воды.
Галнечныи
ветер

Сверхзвуковой поток
& 400кл*/с
Фронт ударной волны
- **Ю6км /
—+■ от ядра * у
Зона турбулентности
/ SКонтактный разрыв
/ jC^ (расстояние от ядра
/ <* 10s км)
>^.— Ядро кометы
-Ж
V -^ Кометная плазма
\ X^v «^ 3 км/с
Дозвуковой \ \
поток
«^ 50kjh/c
Рис. 5.41. Взаимодействие солнечного ветра с кометой (схематически) [237].
КСолнцу
Рис. 5.42. Контуры постоянной интенсивности линии La у кометы Бенне-
та (4 янв. 1970 г. 1500 UT). Угол отсчитывается от линии, направленной из
точки наблюдения к Солнцу [235].
ЛИТЕРАТУРА
5.1. Общие работы
1. Stormer С, The polar aurora, Oxford University Press, 1955.
2. Vallarta M. S., Theory of the geomagnetic effects of cosmic radiation, Hand-
buch der Physik, Vol. XLVI/1, ed. S. Fliigge, Springer-Verlag, 1961.

Литература
71
Статьи
3. McCracken /(". G., The cosmic-ray flare effect, I. Some new methods of
analysis, J. Geophys. Res., 67, 423—434 (1962).
4. Obayashi 7\, Entry of high energy particles into the polar ionosphere, Rep.
Ionos. Space Res., Japan., 13, 201—219 (1959).
5. Obayashi 7\, Hakura Y.y Enhanced ionization in the polar ionosphere,
associated with geomagnetic storms, J. Atmos. Terr. Phys., 18, 101—122(1960).
6. Stern D.t Stormer theory and Euler potensials, Planet. Space Sci., 15„
1525—1530 (1967).
5.2—5.4. Учебные руководства
7. Chapman S., Solar plasma, geomagnetism and aurora, Gordon and Breach,.
New York, 1964.
Статьи
8. Антонова A. E.y Шабанский В. Я., Структура геомагнитного поля на
больших расстояниях от Земли, Геомагн. и аэрономия, 8, 801—811 (1968).
9. Atkinson G., Unti Т., Two-dimensional Chapman—Ferraro problem with
neutral sheet. 3. Implied magnetospheric flows and their time dependence,
J. Geophys. Res., 74, 6275—6280 (1969).
10. Atkinson G., Unti 7\, Two-dimensional Chapman—Ferraro problem with
neutral sheet. 2. The interior field, J. Geophys. Res., 74, 3713—3716 (1969).
11. Axford W. /., The interaction between the solar wind and the earth's mag-
netosphere, J. Geophys. Res., 67, 3791—3796 (1962).
12. Beard D. B.y The interaction of the terrestrial magnetic field with the solar
corpuscular radiation, J. Geophys. Res., 65, 3559—3568 (1960).
13. Beard D. В., The interaction of the terrestrial magnetic field with the solar
corpuscular radiation, 2. Second-order approximation, J. Geophys. Res.„
65, 3559—3568 (1960); 67, 477—483 (1962).
14. Beard D. £., The solar wind geomagnetic field boundary, Rev. Geophys.>
2, 335—365 (1964).
15. Beard D. £., The solar wind, Rep. Progr. Phys., 30 (2), 409—444 (1967).
16. Blum R., A synthetic model of the magnetosphere boundary, J. Geophys.
Res., 73, 2411—2419 (1968).
17. Carovillano R. L., Maguire J. J., Magnetic energy realationships in the
magnetosphere, Physics of the magnetosphere, eds. R. L. Carovillano, J. F.
McClay, and H. R. Radoski, Reidel, Dordrecht, Holland, 1968, pp. 290—
300.
18. Chapman S.y Idealized problems of plasma dynamics relating to
geomagnetic storms, Rev. Mod. Phys., 32, 919—933 (1960).
19. Chapman S., The energy of magnetic storms, Geophys. J. R. astr. Soc.„
8, 514—536 (1964).
20. Chapman S., Ferraro V. С A.t A new theory of magnetic storms, Terr.
Magn. atmos. Elect., 36, 77—97; 171—186 (1931).
21. Chapman S., Ferraro V. C. A., A new theory of magnetic storms, Terr.
Magn. atmos. Elect., 37, 147—156 (1932).
22. Chapman S., Ferraro V. С. A., A new theory of magnetic storms, Terr. Magn.
atmos. Electr., 36, 77—97; 171—186 (1931); 38, 79—96 (1933); 45, 245—
268 (1940).
23. Chapman S.y Kendall P. C, An idealized problem of plasma dynamics
that bears on geomagnetic storm theory; oblique projection, J. atmos.
terr. Phys., 22, 142—156 (1961).

72
Литература
24. Dames С. М., Charge separation effects in the Ferraro—RosenblutH cold
plasma sheath model, Physics Fluids, 10, 391—395 (1967).
25. Davies C. M.t The boundary layer between a cold plasma and a confined
magnetic field when the plasma is not normally incident on the boundary,
Planet. Space Sci., 16, 1249—1257 (1968).
'26. Davies C. M.t The structure of the magnetopause, Planet. Space Sci., 17,
333—338 (1969).
27. Dungey J. W., The steady state of the Chapman—Ferraro problem in two
dimensions, J. Geophys. Res., 66, 1043—1047 (1961).
28. Ferraro V. C. A.t On the theory of the first phase of a geomagnetic storm:
a new illustrative calculation based on an idealized (plane not cylindrical)
model field distribution, J. Geophys. Res., 57, 15—49 (1952).
29. Ferraro V. C. A., Davies С. M., Discussion of Paper by E. N. Parker,
„Confinement of a magnetic field by a beam of ions", J. Geophys. Res., 73,
3605—3606 (1968).
30. Grad #., Boundary layer between a plasma and a magnetic field, Physics
Fluids, 4, 1366—1375 (1961).
31. Hewson-Browne R. C, Kendall P. C, A constant-pressure, tail-like
extrusion of plasma into the confined magnetic field of a line dipole, Planet.
Space Sci., 19, 869—876 (1971).
32. Hurley J.у Interaction of a streaming plasma with the magnetic field of a
line current, Physics Fluids, 4, 109—111 (1961).
33. Hurley /., Interaction of a streaming plasma with the magnetic field of a
two-dimensional dipole, Physics Fluids, 4, 854—859 (1961).
34. Hurley J.у Discussion of paper by I. Lerche, „On the boundary layer
between a warm, streaming plasma, and a confined magnetic field0, J.
Geophys. Res., 73, 3602—3604 (1968).
35. Иванов К- Г., Наклонное набегание потоков на магнитосферу, Геомагн.
и аэроном., 8, 24—29 (1968).
36. Karlson Е. Т., On the equilibrium of the magnetopause, J. Geophys. Res.,
75, 2438—2448 (1970).
37. Kellogg P. J.t Flow of plasma around the earth, J. Geophys. Res., 67,
3805—3811 (1962).
38. Lerche /., On the boundary layer between a warm, streaming plasma and
a confined magnetic field, J. Geophys. Res., 72, 5295—5310 (1967).
39. Lerche /., Boundary layer between a warm, streaming plasma and confined
magnetic field, J. Geophys. Res., 73, 3602—3604 (1968).
40. Lerche /., Validity of the hydromagnetic approach in discussing instability
of the magnetospheric boundary, J. Geophys. Res., 73, 5017 (1968).
41. McCracken K. G., Rao U. R.t Shea M. A., The trajectories of cosmic rays
in a high degree simulation of the geomagnetic field, Mass. Inst.
Technology Tech. Rep., 77, (1962).
42. Maguire J. J., Carovillano R. L., Energy principles for the confinement of
a magnetic field, J. Geophys. Res., 71, 5533—5539 (1966).
43. Martyn D. F., The theory of magnetic storms and auroras, Nature, Lond.,
167, 92—94 (1951).
44. Maxwell J. C, A treatise on electricity and magnetism, Cambridge Univ.
Press, 1873.
45. Mead G. Z>., Deformation of the geomagnetic field by the solar wind, J.
Geophys. Res., 69, 1181—1195 (1964).
46. Mead G. D., Beard D. B.t Shape of the geomagnetic field solar wind hounda-
ry, J. Geophys. Res., 69, 1169—1179 (1964).
47. Midgley J. £., Davis L.t Jr., Calculation by a moment technique of the
perturbation of the geomagnetic field by the solar wind, J. Geophys. Res.,
68, 5111—5123 (1963).
48. Olson W. P.y The shape of the tilted magnetopause, J. Geophys. Res., 74,
5642—5651 (1969).
49. Olson W. P., Contribition of nonionospheric currents to the quiet daily mag-

Литература
73
netic variations a the earth's surface, J, Geophys. Res., 75, 7244—7249
(1970).
50. Parker E. N.> Small-scale nonequilibrium of the magnetopause and its
consequences, J. Geophys. Rev., 72, 4365—4374 (1967).
51. Parker E, N.t Confinenment of a magnetic field by a beam of ions, J.
Geophys. Res., 73, 2540 (1968).
52. Parker E. N.t Solar wind interaction with the geomagnetic field, Rev.
Geophys., 7, 3—10 (1969).
53. Piddington J. #., The magnetosphere and its environs, Planet. Space Sci.,
13, 363—376 (1965).
54. Rosenbluth M., Dynamics of a pinched gas, Magnetohydrodynamics, ed.
R. К. M. Landshoff, Stanford, Univ. Press, 1957, pp. 57—66.
55. Самохин M. В., Влияние внешнего магнитного поля на форму
границы между потоком плазмы и полостью с плоским диполем, Геомагн.
и аэрономия, 7, 248—254 (1967).
56. Sen А. К-у Discussion of a paper by I. Lerche, ,,Validity of the hydromag-
netic approach in discussing instability of the magnetospheric boundary",
J. Geophys. Res., 73, 5015—5016 (1968).
57. Sestero A., Charge separation effects in the Ferraro—Rosenbluth cold plas-
ma,sheath model. Physics Fluids, 8, 739—744 (1965).
58. Shea M. A., Smart D. F., McCall J. R.t A five degree by fifteen degree world
grid of trajectory-determined vertical cut-off rigidities, Can. J.Phys.,46,
S1098—1101 (1968). ч
59. Stubbs H. E., Discussion of paper by E. N. Parker, „Confinement of a
magnetic field by a beam of ions", J. Geophys. Res., 73, 2539—2540 (1968).
60. Unti Т., Atkinson G., Two-dimensional Chapman—Ferraro problem with
neutral sheet, L. The boundary, J. Geophys. Res., 73, 7319—7327 (1968).
61. Willis D. УИ., The electrostatic field at the magnetopause, Planet. Space
Sci., 18, 749—769 (1970).
62. Жигулев В. #., Ромишевский Е. Л., О взаимодействии токов, текущих в
проводящей среде, с земным магнитным полем, ДАН СССР, 127, 1001 —
1004 (1959).
5.5. Учебные руководства
63. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Электродинамика сплошных сред, Гос-
техиздат, М.—Л., 1957.
Статьи
64. Alksne А. К., The steady-state magnetic field in the transition region
between the magnetosphere and the bow shock, Planet. Space Sci., 15, 239—
245 (1967).
65. Alksne A. Y'., Webster D. L., Magnetic and electric fields in the magneto-
sheath. Planet. Space Sci., 18, 1203—1212 (1970). «qj
66. Anderson K- A., Energetic electrons of terrestrial origin upstream in the
solar wind, J. Geophys. Res., 73, 2387—2397 (1968).
67. Anderson K. A., Energetic electrons of terrestrial origin behind the bow
shock and upstream in the solar wind, J. Geophys. Res., 74, 95—106 (1969).
68. Anderson K- A., Binsack J. H.% Fairfield D. H., Hydromagnetic disturbances
of 3- to 15-minute period on the magnetopause and their relation to bow
shock spikes, J. Geophys. Res., 73, 2371—2386 (1968).
69. Argo H. V., Asbridge J. /?., Вате S. J., Hundhausen A. J., Strong I. B.„
Observations of solar w'nd plasma changes across the bow shock, J. Geophys-
Res., 72, 1989—1994 (1967).

74
Литература
70. Asbridge J. /?., Вате S. J., Strong I. В., Outward flow of protons from the
earth's bow shock, J. Geophys. Res., 73, 5777—5785 (1968).
71. Aubry M. P., Kivelson M. G., Russell С. Т., Motion and structure of the mag-
netopause. J. Geophys. Res., 76, 1673—1696 (1971).
72. Auer P. L., Hurwitz Я., Jr., Kilb R. W.f Low Mach number magnetic
compression waves in a collision-free plasma, Physics Fluids, 4, 1105—1121
(1961).
73. Auer P. L., Hurwitz Я., Jr., Kilb R. W., Large-amplitude magnetic
compression of a collision-free plasma. II, Development of a thermalized
plasma, Physics Fluids, 5, 298—316 (1962).
74. Auer P. L., Kilb R. W., Crevier W. F., Thermalization in the earth's bow
shock, J. Geophys. Res., 76, 2927—2939 (1971).
75. Axford W. /., The interaction between the solar wind and the earth's mag-
netosphere, J. Geophys. Res., 67, 3791—3796 (1962).
76. Вате S. J., Plasma sheet and adjacent regions, Earth's Particles and
Fields, ed. B. M. McCormac, Reinhold Book Co. New York, 1968, pp. 373—383.
77. Barnes A., Theory of generation of bow-shock-associated hydromagnetic
waves in the upstream interplanetary medium, Cosmic. Electrodynam., 1,
90—114 (1970).
78. Bavassano B.y Mariani F., Villante U., Multiple crossings of the earth's bow
shock at large geocentric distances, J. Geophys. Res., 76, 5970 — 5977 (1971).
79. Beard D. B.t The initial interaction between the solar wind and any large
obstacle, Planet. Space Sci., 16, 145—157 (1968).
80. Beard D. В., Bird M., Huang Y. H., Self-consistent theory of the magneto-
tail, Planet. Space Sci., 18, 1349—1355 (1970).
81. Behannon /C. W., Mapping of the earth's bow shock and magnetic tail by
Explorer 33, J. Geophys. Res., 73, 907—930 (1968).
82. Behannon K. W., Geometry of the geomagnetic tail, J. Geophys. Res.,
75, 743—753 (1970).
33. Bogott F. #., Mozer F. S., Magnetopause electric field inferred from
energetic particle measurements on ATS 5, J. Geophys. Res., 76, 892—899 (1971).
84. Boiler B. R., Stolov H. L., Kelvin—Helmholtz instability and the
semiannual variation of geomagnetic activity, J. Geophys. Res., 75, 6073—6084
(1970).
85. Bridge #., Egidi Л., Lazarus A., Lyon E., Jacobson L., Preliminary results
of plasma measurements on IMP-A, Space research V, eds. D. G. King-
Hele, P. Muller, and G. Righini, North Holland, Amsterdam, 969—978
(1965).
86. Burlaga L. F., Discontinuities and shock waves in the interplanetary
medium and their interaction with the magnetosphere, Goddard Space Flight
Center Rep. X-692-70-154, 1970.
87. Burlaga L. F.t Hydromagnetic waves and discontinuities in the solar wind,
Goddard Space Flight Center Rep. X-692-71-95, March 1971.
88. Burlaga L. F.t Ogilvie K- W., Observations of the magnetosheath—solar
wind boundary, J. Geophys. Res., 73, 6167—6178 (1968).
89. Colburn D. S., Sonett С. P., Discontinuities in the solar wind, Space Sci.
Rev., 5, 439—506 (1966).
90. Cole K» D.j Electrical conductivity in the earth's bow shock, Planet.
Space Sci., 17, 1425—1427 (1969).
91. Coleman P. J., Jr., Tangential drag on the geomagnetic cavity, Cosmic
Electrodynam., I, 145—159 (1970).
92. Davies C. M.t The structure of the magnetopause, Planet. Space Sci., 17,
333—338 (1969).
93. Dryer M., Solar wind interactions — hypersonic analogue, Cosmic
Electrodynam., 1, 115—142 (1970).
'94. Dryer Af., Comparison of experimental and gasdynamic fluid parameter
jumps across the earth's shock, J. Geophys. Res., 76, 1070—1075 (1971).
95. Dryer M.t Heckman G. R., On the hypersonic analogue as applied to planeta-

Литература
75
ry interaction with the solar plasma, Planet. Space Sci., 15, 515—546 (1967).
96. Egidi A.% Formisano V., Palmiotto F., Saraceno P., Moreno G., Solar wind
and location of shock front and magnetopause at the 1969 solar maximum,.
J. Geophys. Res., 75, 6999—7006 (1970).
97. Eviatar A.t Wolf R. A., Transfer processes in the magnetopause, J. Geophys.
Res., 73, 5561—5576 (1968).
98. Fahleson U'., Laboratory experiments with plasma flow past unmagnetised
obstacles, Planet. Space Sci., 15, 1489—1497 (1967).
99. Fairfield D. #., The ordered magnetic field of the magnetosheath, J.
Geophys. Res., 72, 5865—5877 (1967).
100. Fairfield D. //., Simultaneous measurements on three satellites and the
observations of the geomagnetic tail at 1000 Re, J. Geophys. Res., 73,
6179-6187 (1968).
101. Fairfield D. tf., Average magnetic field configuration of the outer magneto-
sphere, J. Geophys. Res., 73, 7329—7338 (1968).
102. Fairfield D. #., Bow shock associated waves observed in the far upstream
interplanetary medium, J. Geophys. Res., 74, 3541—3553 (1969).
103. Fairfield D. #., Average and unusual locations of the earth's magnetopause
and bow shock, J. Geophys. Res., 76, 6700-6716 (1971).
104. Fejer J. Л., Hydromagnetic reflection and refraction at a fluid velocity
discontinuity, Physics Fluids, 6, 508—512 (1963).
105. Fejer J. A., Hydromagnetic stability of a fluid velocity discontinuity
between compressible fluids, Physics Fluids, 7, 499—503 (1964).
106. Fredricks R. W., Coleman P. J., Jr., Observations of the microstructure
of the earth's bow shock, Plasma Instabilities in Astrophysics, eds.
D. G. Wentzel and D. A. Tidman, Gordon and Breach, Science Pub., New
York, 1969, pp. 199—228.
107. Fredricks R. W.t Crook G. M., Kennel C. P., Green I. M., Scarf F. L.y
Coleman P. /., Russell С. 7\, OGO 5 observations of electrostatic
turbulence in bow shock magnetic structureres, J. Geophys. Res., 75, 3751 —
3768 (1970).
108. Fredricks R. W.t Scarf F. L., Frank L. A., Northermal electrons and high-
frequency waves in the upstream solar wind, 2. Analysis and interprex-
tation, J. Geophys. Res., 76, 6691—6699 (1971).
109. Freeman J. W., Jr., Warren C. 5., Maguire J. J., Plasma flow directions
at the magnetopause on January 13 and 14, 1967, J. Geophys. Res., 73,
5719—5731 (1968).
110. Gerwin R. A., Stability of the interface between two fluids in relative
motion, Rev. Mod. Phys., 40, 652—658 (1968).
111. Greenstadt E. W., Green I. M., Inouye G. T.y Hundhausen A. J., Bame S.r
J., Strong I. В., Correlated magnetic field and plasma observations of the
earth's bow shock, J. Geophys. Res., 73, 51—60 (1968).
112. Greenstadt E. W., Green I. M., InouyeG. 7\, ColburnD. S., Binsack J. H.y
Lyon E. F.j Dual satellite observations of earth's bow shock, Cosmic
Electrodynam., 1, 160—177 (1970).
113. Greenstadt E. W.t Inouye G. Т., Green I. M.9 Judge D. L., Vela 3 magneto-
grams at 18 Re structure and pulsations in the magnetosheath, J. Geophys.
Res., 72, 3855—3876 (1967).
114. Heppner J. P., Sugiura M., Skillman T. L., Lebley B. G.% Campbell M.9
OGO-A magnetic field observations, J. Geophys. Res., 72, 5417—5471
(1967).
115. Howe H. C, Jr., Pioneer 6 plasma measurements in the magnetosheath,
J. Geophys. Res., 75, 2429—2437 (1970).
116. Hruska A., Two-dimensional model of the neutral sheet in the earth's mag-
netotail, Planet, Space Sci., 17, 665—673 (1969).
117. Hruska A., Hruskova J., Transverse structure of the earth's magnetotail
and fluctuations of the tail magnetic field, J. Geophys. Res., 75, 2449—
2457 (1970).

76
Литература
118. Hundhausen А. /., Plasma measurements across the bow shock and in the,
magnetosheath, Intercorrelated satellite observations related to solar events,
eds. V. Munro and D. E. Page, Reidel, Dordrecht, Holland, 1970,
pp. 156—169.
119. Hundhausen A. /., Composition and dynamics of the solar wind plasma,
Rev. Geophys., 8, 729—811 (1970).
120. Hundhausen A. Л, Ваше S. /., Asbridge J. R., Plasma flow pattern in
the earth's magnetosheath, J. Geophys. Res., 74, 2799—2806 (1969).
121. Intriligator D. S., Wolfe J. Я., McKibbin D. D.y Collard H. R.t
Preliminary comparison of solar wind plasma observations in the geomagnetosphe-
ric wake at 1000 and 500 earth radii, Planet. Space Sci., 17, 321—331 (1969).
122. Kaufmann R. L., Konradi A., Explorer 12 magnetopause observations
large-scale noruniform motion, J. Geophys. Res., 74, 3609—3627 (1-969).
123. Kawashima N., Characteristics of intruding plasma in a simulated magne-
tosphere, Cosmic Electrodynam., 1, 415—427 (1971).
124. Kellogg P. /., Flow of plasma around the earth, J. Geophys. Res., 67, 3805—
3511 (1962).
125. Kennel C. F., Сагдеев P. 3., Collisionless shock waves in high p plasmas.
1, J. Geophys. Res., 72, 3303—3326 (1967).
126. Kennell C. F., Сагдеев P. 3., Collisionless shock waves in high p plasmas.
2. J. Geophys. Res., 72, 3327—3341 (1967).
127. Kovalevsky J. V., The interplanetary medium and its interaction with
the earth's magnetosphere, Space Sci. Rev., 12, 187—257 (1971).
128. Lin R. P., Observations of lunar shadowing of energetic particles, J.
Geophys. Res., 73, 3066—3071 (1968).
129. Laird M. /., Structure of the neutral sheet in the geomagnetic tail, J.
Geophys. Res., 74, 133—139 (1969).
130. McKenzie J. F., Hydromagnetic wave interaction with the magnetopause
and the bow shock, Planet. Space Sci., 18, 1—23 (1970).
131. McKenzie J. F.t Westphal К. O., Transmission of Alfen waves through the
earth's bow shock, Planet. Space Sci., 17, 1029—1037 (1969).
132. Mariani F., Ness N. F.> Observations of the geomagnetic tail at 500 earth
radii by Pioneer 8, J. Geophys. Res., 74, 5633—5641 (1969).
133. Michalov J. D., Colburn D. S., Currie R. G., Sonett С. P., Configuration
and reconnection of the geomagnetic tail, J. Geophys. Res., 73, 943—959
(1968).
134. Michalov J. D., Colburn D. S., Sonett C. P., Observations of magnetopause
geometry and waves at the lunar distance, Planet. Space Sci., 18, 239—
258 (1970).
135. Michalov J. D., Sonett C. P., The cislunar geomagnetic tail gradient in
1967, J. Geophys. Res., 73, 6837—6841 (1968).
136. Michalov J. D., Sonett C. P., Wolfe J. H., MHD Rankine—Hugonoit
equations applied to earth's bow shock, J. Plasma Phys., 3, 449—463 (1969).
137. Montgomery M. D., Asbridge J. R., Ваше S. J., Vela 4 plasma
observations near the earth's bow shock, J. Geophys. Res., 75, 1217—1231 (1970).
138. Ness N. F., The earth's magnetic tail, J. Geophys. Res., 70, 2989—3005
(1965).
139. Ness N. F., The geomagnetic tail, Rev. Geophys., 7, 97—127 (1969).
140. Ness N. F., Scearce C. S., Cantarano S. C, Probable observation of the
geomagnetic tail at 103 Re by Pioneer 7, J. Geophys. Res., 72, 3769—3776
(1967).
141. Ness N. F., Scearce C. S., Seek J. В., Initial results of the Imp 1 magnetic
field experiment, J. Geophys. Res., 69, 3531—3569 (1964).
142. Neugebauer Af., Initial deceleration of solar wind positive ions in the earth's
bow shock, J. Geophys. Res., 75, 717—733 (1970).
143. Neugebauer Af., Russell С. Г., Olson J. V., Correlated observations of
electrons and magnetic fields at the earth's bow shock, J. Geophys. Res.,
76, 4366—4380 (1971).

Литература
77
144. Ogilvie /С. W., Scudder J. D., Sugiura M., Magnetic field and electron
observations near the dawn magnetopause, J. Geophys. Res., 76, 3574—3586
(1971).
145. Olbert S., Summary of experimental results from M. I. T. detector on
Imp-1, Physics of the magnetosphere, eds. R. L. Carovillano, J. F. McClay,
and H. R. Radoski, Reidel, Dordrecht, Holland, 1968, pp. 641—659.
146. Olson J. V., Holzer R. £., Smith E. J., High-frequency magnetic
fluctuations associated with the earth's bow shock, J. Geophys. Res., 74, 4601 —
4617 (1969).
147. Ossakow S. L., Sharp G. W., Harris K. /0, Spectrometer observations in
the region near the bow shock on March 12, 1968, J. Geophys. Res., 75,
6024—6036 (1970).
148. Piddington J. #., Geomagnetic storm theory, J. Geophys. Res., 65, 93—
106 (1960).
149. Russell С. Т., Geophysical coordinate transformations, Cosmic
Electrodynamics, 2, 184—196 (1971).
150. Russell С. Т., Brody К- /., Some remarks on the position and shape of the
neutral sheet, J. Geophys. Res., 72, 6104—6106 (1967).
151. Russell С. Т., ChildersD. D., Coleman P. J., Jr., Ogo-5 observations of
upstream waves in the interplanetary medium: Discrete wave packets, J.
Geophys. Res., 76, 845—861 (1971).
152. Russell С. Т., Olson J. V., Holzer R. £., Smith E. J., OGO 3 search coil
at 6.6 Re by ATS 1, J. Geophys. Res., 73, 5769—5775 (1968).
153. Scarf F. L., Fredricks R. W., Frank L. Ль, Neugebauer M., Nor thermal
electrons and high-frequency waves in the upstream solar wind, J.
Geophys. Res., 76, 5162—5171 (1971).
154. Scarf F. L., Fredricks R. W., Frank L. A., Russell С. Т., Coleman P. J.t
Neugebauer M., Direct correlations of large amplitude waves with supra-
thermal protons in the upstream solar wind, J. Geophys. Res., 75, 7316—
7322 (1970).
155. Schield M. A., Pressure balance between solar wind and magnetosphere,
J. Geophys. Res., 74, 1275—1286 (1969).
156. Schieldge J. P., Siscoe G. L., An empirical determination of aerodynamic
factors for the magnetosphere, Cosmic Electrodynamics, 2, 141—163 (1971).
157. Schindler /O, Laboratory experiments related to the solar wind and the
magnetosphere, Rev. Geophys., 7, 51—75 (1969).
158. Sen A. /O, Stability of hydromagnetic Kelvin—Helmholtz discontinuity,
Physics Fluids, 6, 1154—1163 (1963).
159. Siscoe G. /., Davis L., Jr., Smith E. /., Coleman P. /., Jr., Jones D. £.,
Magnetic fluctuations in the magnetosheath: Mariner 4, J. Geophys.
Res., 72, 1—17 (1967).
160. Siscoe G. L., Scarf F. L., Intriligator D. S., Wolfe J. Я., Binsack J. H.,
Bridge H. S., Vasyliunas V. M., Evidence for a geomagnetic wake at 500
earth radii, J. Geophys. Res., 75, 5319—5330 (1970).
161. Smith E. J., Davis L., Jr., Magnetic measurements in the earth's
magnetosphere and magnetosheath: Mariner 5, J. Geophys. Res., 75, 1233—1245
(1970).
162. Smith E. J., Holzer R. E., McLeod M. G., Russell С. Т., Magnetic noise
in the magnetosheath in the frequency range 3—300 hz, J. Geophys. Res.,
72, 4803—4813 (1967).
163. Sonett С P., Colburn D. S., Currie R. G., Michalov J. D., The
geomagnetic tail: topology, reconnection and interaction with the moon, Physics
of the magnetosphere, eds. R. L. Carovillano, J. F. McClay, and H. R.
Radoski, Reidel, Dordrecht, Holland, 1968, pp. 461—484.
164. Sonnerup B. U. O., Cahill L. J., Jr., Explorer 12 observations of the
magnetopause current layer, J. Geophys. Res., 73, 1757—1770 (1968).
165. Southwood D. J., The hydromagnetic stability of the magnetospheric
boundary, Planet. Space Sci., 16, 587—605 (1968).

78
Литература
166. Spreiter J. R., Alksne A. Y.y Comparison of theoretical predictions of the
flow and magnetic fileds exterior to the magnetosphere with the
observations of Pioneer 6, Planet. Space Sci., 16, 971—979 (1968).
167. Spreiter J. R.y Alksne A. Y., Plasma flow around the magnetosphere, Rev.
Geophys., 7, 11—50 (1969).
168. Spreiter J. R., Alksne A. Y.t Effect of the neutral sheet currents on the shape
and magnetic field of the magnetosphere tail, Planet. Space Sci., 17, 233—
246 (1969).
169. Spreiter J. /?., Alksne А. Y.t Abraham—Shrauner В., Theoretical proton
velocity distribuons in the flow around the magnetosphere, Planet. Space
Sci., 14, 1207—1220 (1966).
170. Sprieter J. R., Hyett B. J., The effect of a uniform external pressure on the
boundary of the geomagnetic field in a steady solar wind, J. Geophys. Res.,
68, 1631 — 1642 (1963).
171. Sprieter J. R., Jones W. P., On the effect of a weak interplanetary
magnetic field on the interaction between the solar wind and the geomagnetic
field, J. Geophys. Res., 68, 3555—3564 (1963).
172. Sprieter J. R., Summers A. L., Alksne A. F., Hydromagnetic flow around
the magnetosphere, Planet. Space Sci., 14, 223—253 (1966).
173. Spreiter J. R., Summers A. L., Alksne A. Y., On the comparison of
temperature jumps across the earth's shock—Vela 3 satellites and gasdynamic
theory, J. Geophys. Res., 73, 1851—1852 (1968).
174. Talwar S. P., Hydromagnetic stability of the magnetospheric boundary,
J. Geophys. Res., 69, 2707—2713 (1964).
175. Talwar S. P., Kelvin—Helmholtz instability in an anisotropic plasma,
Physics Fluids, 8, 1295—1299 (1965).
176. Tidman D. A., The earth's bou shock wave, J. Geophys. Res., 72, 1799—
1808 (1967).
177. Tidman D. A.y Northrop T. (?., Emission of plasma waves by the earth's
bow shock, J. Geophys. Res., 73, 1543—1553 (1968).
178. Van Allen J. A., Absence of 40-keV electrons in the earth's magnetospheric
tail at 3300 earth radii, J. Geophys. Res., 70, 4731—4739 (1965).
179. Van Allen J. A., Energetic particle phenomena in the earth's
magnetospheric tail, Particles and fields in the magnetosphere, ed. В. M. McCormac,
Reidel, Dordrecht, Holland, 1970, pp. 111—121.
180. Williams D. J.y Mead G. D., Nightside magnetosphere configuration as
obtained from trapped electrons at 1100 kilometers, J. Geophys. Res.,
70, 3017—3029 (1965).
181. Willis D. M., The influx of charged particles at-the magnetic cusps on the
boundary of the magnetosphere, Planet. Space Sci., 17, 339—348 (1969).
182. Wolfe J. Я., McKibbin D. D., Pioneer 6 observations of a steady-State
magnetosheath, Planet. Space Sci., 16, 953—969 (1968).
183. Wolfe J. Я., Silva R. W., McKibbin D. D., Mason R. Я., Preliminary
observations of a geomagnetospheric wake at 1000 earth radii, J. Geophys.
Res., 72, 4577—4581 (1967).
184. Wolfe J. #., Silva R. W., Myers M. A., Observations of the solar wind
during the flight of Imp 1, J. Geophys. Res. 71, 1319—1340 (1966).
5.6. Учебные руководства
185. Alfven Я., Cosmical electrodynamics, Oxford Univ. Press, 1950. (Русский
перевод: Альфвен Г., Космическая электродинамика, М., ИЛ, 1953.)
186. Dungey J. W.t Cosmic electrodynamics, Cambridge Univ. Press, 1958,
pp. 132—152.
Статьи
187. Alfven Я., Theory of magnetic storms. I, K. svenska Vetensk-Akad.
Handl., (3), 18, № 9 (1939).

Литература
79
188. Alfven #., Theory of magnetic storms. II, III, K. svenska Vetensk-Akad.
Handl., (3), 18, № 9 (1940).
189. Alfven #., On the electric field theory of magnetic storms and aurorae,
Tellus, 7, 50—64 (1955).
190. Alfven #., Hydromagnetics of the magnetosphere, Space Sci. Rev., 2,
862—870 (1963).
191. Alfven #., Some properties of magnetospheric neutral surfaces, J. Geophys.
Res., 73, 4379—4381 (1968).
192. Alfven #., Falthammer C.-G., A new approach to the theory of the magneto-
sphere, Cosmic Electrodynamics, 2, 78—88 (1971).
193. Anderson K. A., Lin R. P., Observation of interplanetary field lines in the
magnetotail, J. Geophys. Res., 74, 3953—3968 (1969).
194. Arnoldy R. L., A signature for substorms, J. Geophys. Res., 76,5189—
5201 (1971).
195. Atkinson G.j Unti Т., Two-dimensional Chapman—Ferraro problem with
neutral sheet, 2, The interior field, J. Geophys. Res.,74, 3713—3716 (1969).
196. Axford W. /., Petschek H. £., Siscoe G. L., Tail of the magnetosphere, J.
Geophys. Res., 70, 1231—1236 (1965).
197. Behannon K. W., Geometry of the geomagnetic tail, J. Geophys. Res.,
75, 743—753 (1970).
198. Block L. P., Scaling considerations for magnetospheric model experiments,
Planet. Space Sci., 15, 1479—1487 (1967).
199. Cowling T. G., On Alfven's theory of magnetic storms and of the aurora,
Terr. Magn. atmos. Elect., 47, 209—214 (1942).
200. Dungey J. W., Conditions for the occurence of electrical discharges in as-
trophysical systems, Phil. Mag., 44, 725—738 (1953).
201. Dungey J. W., Interplanetary magnetic field and the auroral zones, Phys.
Rev. Lett., 6, 47—48 (1961).
202. Dungey J. W.t The interplanetary magnetic field and the auroral zones,
Geophysics: the earth's environment, eds. C. De Witt, J. Hieblot, and
A. Lebeau, Gordon and Breach, New York, 1963, pp. 526—537.
203. Dungey J. W., The lenght of the magnetoshperic tail, J. Geophys. Res.
70, 1753 (1965).
204. Fairfield D. #., Polar magnetic disturbences and the interplanetary
magnetic field, Space research VIII, eds. A. P. Mitna, L. G. Jacchia, and
W. S. Newman, North Holland, Amsterdam, 1968, pp. 107—119.
205. Harris E, G., On a plasma sheath separating regions of oppositely directed
magnetic fields, Nuovo Cim., 23, 115—121 (1962).
206. Helmer J. C, Theory of forbidden zones in the flow of a magnetized plasma,
Physics Fluids, 6, 723—728 (1963).
207. Hirshberg /., Colburn D. S., Interplanetary field and geomagnetic
variations—a unified views, Planet. Space Sci., 17, 1183—1206 (1969).
208. Hruska A., Hrulkova J., Transverse structure of the earth's magnetotail
and fluctuations of the tail magnetic field, J. Geophys. Res., 75,
2449—2457 (1970).
209. Karlson E. Т., Motion of charged particles in an inhomogeneous magnetic
field, Physics Fluids, 5, 476—486 (1962).
210. Karlson E. Г., Streaming of a plasma through a magnetic dipole field,
Physics Fluids, 6, 708—722 (1963).
211. Karlson E. Т., On the equilibrium of the magnetopause, J. Geophys. Res.
75, 2438—2448 (1970).
212. Karlson E. Т., Plasma flow in the magnetosphere, Cosmic
Electrodynamics, 1, 474—495 (1971).
213. Krimigis S. M., Van Allen J. Л., Armstrong T. P., Simultaneous
observations of solar protons inside and outside the magnetosphere, Phys. Rev.
Lett., 18, 1204—1207 (1967).
214. Levy R. #., Petschek H. £., Siscoe G. L., Aerodynamic aspects of the
magnetospheric flow, A. I. A. A. Jl., 2, 2065—2076 (1964).

80
Литература
215. Lin R. P., Anderson K. A., Evidence for connection of geomagnetic tail
lines to the interplanetary field, J. Geophys. Res. 71, 4213—4217 (1966).
216. Lin R. P., Anderson K- A., Electrons^ 40 keV and protons> 500 keV
of solar origin, Sol. Phys., 1, 446—464 (1967).
217. Petschek H. £., The mechanism for reconnection of geomagnetic and
interplanetary field lines, The solar wind, eds. R. J. Mackin, Jr. and M. Neu-
gebauer, Jet Propulsion Laboratory, California Institute of Technology,
Pasadena, California, 1966, pp. 257—273.
218. Reid G. C, Sauer H. //., Evidence for nonuniformity of solar-proton
precipitation over the polar caps, J. Geophys. Res., 72, 4383—4389 (1967).
219. Rostoker G., Falthammer C.-G., Relationship between changes in the
interplanetary magnetic field and variations in the magnetic field at the earth's
surface, J. Geophys. Res., 72, 5853—5863 (1967).
220. Scarf F. L., Green I. M., Siscoe G. L., Intriligator D. S., McKibbin D. D.p
Wolfe J. #., Pioneer 8 electric field measurements in the distant
geomagnetic tail, J. Geophys. Res., 75, 3167—3179 (1970).
221. Siscoe G. L., A unified treatment of magnetospheric dynamics with
applications to magnetic storms, Planet. Space Sci., 14, 947—967 (1966).
222. Siscoe G. L., Cummings W. O., On the cause of geomagnetic bays, Planetr
Space Sci., 17, 1795—1802 (1969).
223. Sonett С P., Michalov J. D., Klozenberg J. P., The flux content and form
of the geomagnetic tail, Cosmic Electrodynamics, 2, 22—33 (1971).
224. Sonnerup B. U. O., Cahill L. J., Jr., Magnetopause structure and
attitude from Explorer 12 observations, J. Geophys. Res., 72, 171—183 (1967).
225. Sonnerup B. U. O., Cahill L. /., Jr., Explorer 12 observations of the
magnetopause current layer, J. Geophys. Res., 73, 1757—1770 (1968),
226. Su S.-Y., Sonnerup B. U. O., On the equilibrium of the magnetopause
current layer, J. Geophys. Res., 76, 5181—5188 (1971).
227. Unti Т., Atkinson G.t- Two-dimensional Chapman—Ferraro problem with
neutral sheet. I, The boundary, J. Geophys. Res., 73, 7319—7327 (1968).
228. Van Allen J. Л., Fennell J. P., Ness N. P., Asymmetric access of
energetic solar protons to the earth's north and south polar caps, Report of the
Department of Physics and Astronomy, University of Iowa, 1970,pp.70—63*
229. Van Allen J. A., Ness N. P., Particle shadowing by the moon, J. Geophys.
Res., 74, 71—93 (1969).
230. Ерошенко E. P., Топология высокоширотной ночной магнитосферы, Ге-
омагн. и аэроном., 8, 201—207 (1968).
5,7. Учебные руководства
231. Richter N. В., The nature of comets, trans. A. Beer, Methuen, London, 1963»
Статьи
232. Bappu M. K. V., Sivaraman K- R-, Some characteristics of the solar wind
inferred from the study of sodium emission from cometary nuclei, Sol.
Phys., 10, 496—501 (1969).
233. Beard D. £., The solar wind geomagnetic field boundary, Rev. Geophys.,
2, 335—365 (1964).
234. Behannon K. W., Intrinsic magnetic properties of the lunar body,
J. Geophys. Res., 73, 7257—7268 (1968).
235. Bertaux J.-L., Blamont /., Observation de remission d'hydrogene atomi-
que de la comete Bennett, С R. Acad. Sci. Paris, 270, 1581—1584 (1970).
236. Biermann L., Solar corpuscular radiation and the interplanetary gas,
Observatory, 77, 109—110 (1957).

Литература
81
237. Biermann L., Brosowski В., Schmidt H. U., The interaction of the solar
wind with a comet, Sol. Phys., 1, 254—284 (1967).
238. Biermann L., Lust R., Comets: structure and dynamics of tails. The solar
system, IV, The moon: meteorites and comets, eds. В. M. Middlehurst and
G. P. Kuiper, Univ. of Chicago Press, 1963 pp. 618—638.
239. Blank J. L., Sill W'. R., Response of the moon to the time-varying
interplanetary magnetic field, J. Geophys. Res., 74, 736—743 (1969).
240. Bridge H. 5., Lazarus A. /., Snyder С W., Smith E. /., Davis L., Jr..
Coleman P. J., Jr., Jones D. £., Mariner V: plasma and magnetic fields
observed near Venus, Science, N. Y., 158, 1669—1673 (1967).
241. Cloutier P. A., McElroy M. В., Michel F. C, Modification of the Martian
ionosphere by the solar wind, J. Geophys. Res., 74, 6215—6228 (1969).
242. Colburn D. S., Currie R. G., Michalov J. D., Sonett C. P., Diamagnetic
solar-wind cavity discovered behind moon, Science, N. Y., 158, 1040—1042
(1967).
243. Colburn D. S., Michalov J. D., Sonett C. P., Magnetic observations of the
lunar cavity, J. Geophys. Res., 76, 2940—2957 (1971).
244. Danielsson L. R., Kasai G. #., Laboratory simulation of plasma phenomena
in comets, J. Geophys. Res., 73, 259—266 (1968).
245. Delsemme A. #., Miller D. C, Physico-chemical phenomena in comets—
II. Gas adsorption in the snows of the nucleus, Planet. Space Sci., 18,
717—730 (1970).
246. Delsemme A. #., Wenger Л., Physico-chemical phenomema in comets—I.
Experimental study of snows in a cometary environment. Planet. Space
Sci., 18, 709—715 (1970).
247. Dryer M., Hypothesis for absence of lunar bow and wake shock waves,
J. Geophys. Res., 73, 3583—3584 (1968).
248. Dryer M., Heckman G. R., Application of the hypersonic analog to the
standing shock of Mars, Sol. Ph/s., 2, 112—124 (1967).
249. Dyal P., Parkin C. W., Electrical conductivity and temperature of the
lunar interior from magnetic transient-response measurements, J. Geophys.
Res., 76, 5947—5969 (1971).
250. Elco R. A., Interaction of the solar wind with planetary atmospheres, J.
Geophys. Res., 74, 5073—5082 (1969).
251. Eviatar A., Joseph J. #., Dryer M.t The effect of interplanetary shock
waves on the brightness of comets, Cosmic Electrodynam., 1, 239—251 (1970).
252. Gold Г., The magnetosphere of the moon, The solar wind, eds. R. J. Mac-
kin, Jr., and M. Neugebauer, Jet Propulsion Laboratory, California
Institute of Technology, Pasadena, California, 1966.
253. Gonzales D. E., Note on the solar wind-induced drag on comets, Sol. Phys.,
9, 205—209 (1969).
254. Harwit M., Hovle F., Plasma dynamics in comets, II: influences of
magnetic fields, Astrophys. J., 135, 875—882 (1962).
255. Hollweg J. 1Л, Interaction of the solar wind with the moon and formation-
of a lunar limb shock wave, J. Geophys. Res., 73, 7269—7276 (1968).
256. Hollweg J. V., Lunar conducting islands and formation of a lunar limb shock
wave, J. Geophys. Res., 75, 1209—1216 (1970).
257. Hoyle F., Harwit M., Plasma dynamics in comets, I: plasma instability
Astrophys. J., 135, 867—874 (1962).
258. Johnson F. 5., Midgley J. £., Notes on the lunar magnetosphere, J.
Geophys. Res., 73, 1523—1532 (1968).
259. Krall N. A., Tidman D. A., Magnetic field fluctuations near the moon,
J. Geophys. Res., 74, 6439—6443 (1969).
260. Lyon E. F.y Bridge H. S., Binsack J. #., Explorer 35 plasma measurements
in the vicinity of the moon, J. Geophys. Res., 72, 6113—6117 (1967).
261. Michel F. C, Magnetic field structure behindthe moon, J. Geophys. Res.,
73, 1533—1542 (1968).

82
Литература
262. Michel F. С, Lunar wake at large distances, J. Geophys. Res., 73, 7277—
7283 (1968).
263. Ness N. P., Reply ,,Early results from the magnetic field experiment on
Lunar Explorer 35", J. Geophys. Res., 73, 6390—6391 (1968).
264. Ness N. F., Lunar Explorer 35, Space research IX, eds. K. S. W.
Champion, P. A. Smith, and R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1969,
pp. 678—703.
265. Ness N. P., Behannon K. W., Scearce С S., Cantarano S. C, Early results
from the magnetic field experiment on Lunar Explorer 35, J. Geophys.
Res. 72, 5769—5778 (1967).
266. Ness N. P., Behannon K. W., Taylor H. P., Whang Y. C, Perturbations
of the interplanetary magnetic field by the lunar wake, J. Geophys. Res.,
73, 3421—3440 (1968).
267. Serbu G. P., Explorer 35 measurements of low-energy plasma in lunar
orbit, J. Geophys. Res., 74, 372—376 (1969).
268. Shelby M. P., Model for comet-solar wind interaction, Planet. Space
Sci., 17, 1413—1423 (1969).
269. Sill W. R., Blank J. P., Method for estimating the electrical conductivity
of the lunar interior, J. Geophys. Res., 75, 201—210 (1970).
270. Siscoe G. P., Lyon E. P., Binsack J. //., Bridge H. S.y Experimental
evidence for a detached lunar compression wave, J. Geophys. Res., 74, 59—
69 (1969).
271. Sonett C. P., Michalov J. D., Ness N. P., Concerning the electrical
conductivity of the moon, J. Geophys. Res., 76, 5172—5180 (1971).
272. Spreiter J. R., Marsh M. C, Summers A. L., Hydromagnetic aspects of
solar wind flow past the moon, Cosmic Electrodynam, 1, 5—50 (1970).
273. Spreiter J. R., Summers A. L., RizziA. W., Solar wind flow past
non-magnetic planets — Venus and Mars, Planet. Space Sci., 18, 1281—1299 (1970).
274. Van Allen J. A., Krimigis S. M., Frank L. A., Armstrong T. P., Venus:
an upper limit on intrinsic magnetic dipole moment based on absence of a
radiation belt, Science, N. Y., 158, 1673—1675 (1967).
275. Van Allen J. A., Krimigis S. M., Frank L. A., Armstrong T. P.,
Observed absence of energetic electrons and protons near Venus, J. Geophys.
Res., 73, 421—425 (1968).
276. Van Allen J. A., Ness N. P., Particle shadowing by the moon, J. Geophys.
Res., 74, 71—93 (1969).
277. Wallis M. /C-, Comet tail streamers in the solar wind, Planet. Space Sci.,
15, 137—153 (1967).
278. Wallis M. /C-, The physics of cometary plasma, Planet. Space Sci., 15,
1407—1418 (1967).
279. Wallis M. K-, The fountain model for plasma envelopes of comets, Planet.
Space Sci., 16, 1221—1248 (1968).
280. Whang Y. C., Ness N. P., Observations and interpretation of the lunar mach
cone, J. Geophys. Res., 75, 6002—6010 (1970).
281. Wolf R. A., Solar-wind flow behind the moon, J. Geophys. Res., 73,
4281—4289 (1968).
282. Wurm /(., The physics of comets, The solar system, IV, The moon,
meteorites and comets, eds. В. M. Middlehurst and G. P. Kuiper, University of
Chicago Press, 1963, pp. 573—617.
283. Wurm K., Structure and kinematics of cometary type 1 tails, Icarus, 8,
287—300 (1968).
284. Wurm K-, Mammano A., The axes of the type 1 tails of comets, Icarus,
3, 1—7 (1964).
285* Wurm K-, Mammano A.t Dissoziation and ionisation in Kometen, Icarus,
6, 281—291 (1967).

ГЛАВА 6
ЭНЕРГИЧНЫЕ ЧАСТИЦЫ, ПЛАЗМА
И ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ В МАГНИТОСФЕРЕ
6.1. ВВЕДЕНИЕ
Изучая движение заряженной частицы в дипольном поле, Штёр-
мер обнаружил, что в окрестности диполя существуют две
разрешенные области, в которых могут двигаться частицы. Постоянная
интегрирования 7, соответствующая их движению, при этом лежит
между— оо и—1 (рис. 5.2, а). Поверхность одной из этих областей,
имеющей в поперечном сечении форму полумесяца, можно получить,
вращая две силовые линии вокруг оси диполя. При этом уравнения
кривых поперечного сечения имеют вид
cos2 l cos2 X
r= -, r = .
— 7 + V T2 + cos3 А — 7 + /т2 — cos3 *•
Разрешенная область, погруженная в запрещенную область и не
имеющая выходов в бесконечность, названа внутренней
разрешенной областью. На рис. 6.1 показано несколько траекторий
заряженных частиц, вычисленных Штёрмером для этой области.
Альвен [1, 2] рассмотрел движение заряженной частицы в
произвольном магнитном поле и показал, что при определенных условиях
движение удобно описывать как комбинацию ларморовского
вращения вокруг центра, который также движется. Альвен [2]
продемонстрировал пригодность своего приближения, сравнивая траектории
центра гировращения во внутренней разрешенной области с
траекториями частиц, вычисленными Штёрмером (рис. 6.2). Такой способ
описания движения заряженной частицы в магнитном поле в
дальнейшем будет называться приближением ведущего центра, или
дрейфовым приближением*. Однако важность такого движения для
геомагнитных явлений стала понятной лишь после того, как
предположили [7], что за геомагнитный кольцевой ток ответственны
заряженные частицы, движущиеся таким образом во внутренней разре-
щенной области. Поскольку траектории частиц в этой области не
уходят в бесконечность, частицы не могут покинуть ее до тех пор, пока
их траектории каким-то образом не будут возмущены. Отсюда и
название частиц этой области — захваченные частицы.
* Авторы вместо «приближения ведущего центра» используют другое,,
не принятое в отечественной и зарубежной литературе название,— «альвеновс-
кое центральное приближение». — Прим. перев.

Рис. 6.1. Типичное движение заряженной частицы во внутренней
разрешенной области [18].
Рис. 6.2. Сравнение точных траекторий (пунктир) заряженной частицы в
дипольном поле с траекториями в приближении ведущего центра (сплошная
линия) [2].

6.1. Введение
85
Существование энергичных заряженных частиц вблизи Земли
впервые было обнаружено [9, 12] по расширению и смещению
водородной бальмеровской линии в спектре полярного сияния. Позже
Ван Аллен с сотрудниками нашел энергичные частицы совершенно
другим способом. В стратосфере над Северной Атлантикой с
аэростатов выпускались небольшие ракеты, на которых удалось
зафиксировать интенсивное и продолжительное излучение над теми
широтами, где чаще всего наблюдаются видимые полярные сияния. Позднее
излучение было отождествлено с тормозным излучением электронов
с энергией порядка 100 кэВ; поток электронов был порядка 106 час-
тиц/см2-с [13, 19].
Первая схематическая картина всей области радиационного
пояса была получена группой Ван Аллена, которая опиралась на данные
счетчиков Гейгера, установленных на спутниках «Эксплорер-1 и 3»,
«Пионер-1 и 2». Радиационный пояс был открыт также Вер новым,
Чудаковым, Вакуловым и Логачевым [21], использовавшими данные
аппаратуры, установленной на3-м советском ИСЗ. Из этих ранних
измерений был сделан вывод, что существует внутренний
радиационный пояс на расстоянии 1,5 земного радиуса и внешний пояс — на
расстоянии 3,5 радиуса.
Счетчики, установленные на последующих спутниках, улучшили
ранние представления о радиационных поясах [6, 7,16]. На рис. 6.3
схематично показаны основные особенности радиационных
поясов. Внутренний протонный пояс в настоящее время
отождествляется с внутренним поясом ранних представлений, протоны в нем имеют
энергию больше 30 МэВ, а центр расположен примерно на
расстоянии 1,5 земного радиуса. Распределение же электронов с энергией
больше 1,6 МэВ близко к тому, что Ван Алленом и другими
первоначально рассматривалось как внешний пояс. Протоны же и
электроны с меньшей энергией распределены совершенно иначе: они
образуют протяженные пояса в так называемой области захвата
(см. также разд. 6.11 в [8]).
Рис. 6.4 показывает сечение магнитосферы в плоскости
полуденного меридиана. Грубо область захвата совпадает с той частью
магнитосферы, где поле имеет дипольный характер; на дневной стороне
эта область подходит близко к магнитопаузе, в то время как вблизи
полуночи она ограничена геоцентрическими расстояниями,
меньшими^ 10 земных радиусов.
Вне области захвата, т. е. вблизи магнитопаузы и в ударной
волне, а также в геомагнитном хвосте и в переходной области
распределение энергичных частиц чрезвычайно сложно.
Магнитосфера заполнена также низкотемпературной плазмой,
т. е. плазмой с очень низкой энергией частиц (и высокой
концентрацией). Плазмосфера, частицы которой имеют в основном земное
происхождение, составляет малую часть области захвата. Существует
также протяженный слой плазмы в геомагнитном хвосте, центриро-

Земля
\ 1—4
/J
Электроны, е>40кэВ
Протоны, 0,1<е<5МэВ
\ 1-4-1 II I I ч
10
Электроны, е > 1,6 МэВ
Ю2
ю3
/о4
^—*—\—i—\—i—i—\—\—»—t
Протоны, е удОМэВ
Рис. 6.3. Схема радиационного пояса для протонов и электронов
различных энергий. Цифры соответствуют потоку J (см~^«с-1) [65].
Магнитопауза
^■£^£2 Нейтральный
слой
г^г=\Ляазмен. слои
--^^(едлизи Земли)
..'..;..«.и Плазменный слои
L:-:.:-v.:.vVi (далекий)
Яалярныи
касп
I Кольцевой
ток
Рис. 6.4. Распределение плазмы в магнитосфере; плоскость полуденного
меридиана [8].

6.2. Движение заряженной частицы в магнитном поле 87
ванный вокруг так называемого нейтрального слоя, который
разделяет геомагнитный хвост на северную и южную части, где магнитное
поле направлено соответственно от Солнца и к Солнцу. Эта область
названа плазменным слоем 15, 10, 20] (рис. 6.4).
Недавно было высказано предположение [8, 11], что плазма из
переходной области между магнитопаузой и ударной волной
проникает в магнитосферу через нейтральную линию или полосу (разд.
5.4.1), в результате чего над каждой из полярных шапок возникает
воронка (по одной в каждом полушарии).. Франк [8] предположил,
что эта плазма за счет конвекции выносится в дальнюю область
геомагнитного хвоста и образует плазменный слой.
Движение плазмы в пл азмосфере и в плазменном слое широко
изучалось в течение последних лет. Аксфорд и Хайнс [4], а позднее
и многие другие предположили, что в магнитосфере существует
крупномасштабное конвективное движение плазмы и что это движение
тесно связано с магнитосферными возмущениями.
Очень низкочастотные (ОНЧ) электромагнитные волны, свисты
и волны радиодиапазона распространяются не только в плазмосфере,
но также и по всей магнитосфере. Магнитосфера пронизывается
также электромагнитными волнами низких частот: У(ультра) НЧ-
или К(крайне)НЧ-волнами, включая гидромагнитные волны.
6.2. ДВИЖЕНИЕ ЗАРЯЖЕННОЙ ЧАСТИЦЫ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ
(ПРИБЛИЖЕНИЕ ВЕДУЩЕГО ЦЕНТРА)
6.2.1. ВРАЩЕНИЕ
Уравнение движения заряженной частицы с массой т и зарядом
е, движущейся свободно в однородном и постоянном магнитном поле
В, записывается в виде
mv=6>[vxB]. (1)
Пусть vs и va — соответственно параллельная и перпендикулярная
к В компоненты скорости, а — питч-угол между v и В. Тогда из
выражения для компоненты, перпендикулярной В, следует связь
между центробежной силой и силой Лоренца:
mv2Jp = evnB, (2)
где р — ларморовский радиус вращения
р = mvJeB. (3)
Угловая скорость со и период вращения при этом равны
соответственно
со = еВ/т, (4а)
Т = 2ът1еВ. (46)

88
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Движение заряда по окружности эквивалентно круговому току,
магнитное поле которого достаточно точно аппроксимируется полем
точечного диполя с магнитным моментом
|i= -i-mr£/fi = en/fi. (5а>
Здесь
£«=т™И-£г)р2Б2- (5б>
Для релятивистской частицы с массой покоя т0 в написанных
выше выражениях m необходимо заменить на т0/]/~1—v2/c2. Плазма,,
пронизываемая полем, эквивалентна распределению намагничения
с напряженностью I =- —Я[а Ь, причем I направлено в
противоположную по отношению к В сторону. Здесь п— концентрация
заряженных частиц обоих знаков, a b — единичный вектор в направлении
магнитного поля. Ток, связанный с намагничением, дается
выражением
Ь = v х i = — V х (лрЬ) (6)
и называется током намагничения.
6.2 2. дрейф под действием однородного электрического поля
Когда заряженная частица движется в постоянном электрическом
поле Е, перпендикулярном постоянному однородному магнитному
полю В, тогда уравнение движения будет иметь вид
mv = e(E + vxB). (7)
Решение может быть записано как
v = УХ + v£, (8)
где
mvi = е*1 X В, (9)
vE = ExB/B2. (10)
Таким образом, приложенное электрическое поле добавляет
скорость \Е , которая названа дрейфовым движением. Так как дрейфовое
движение не зависит от заряда, то положительные и отрицательные
ионы дрейфуют с одной и той же скоростью, перпендикулярной Е и
В, поэтому электрический ток в этом случае отсутствует.
Рассмотрим теперь случай, когда электрическое поле зависит
от времени, но остается перпендикулярным В; тогда (7) и (6) дают
m [уг+ v ) =eE + e(Vi+v£) X В. (11)

6.2. Движение заряженной частицы в магнитном поле 89
Пусть
Vi = vp + v2, (12)
где
m ' w D m дЕ /1Q4
VD = VF XB- . (13)
p eB* E eB* dt '
Тогда
m (V2+VP) =е*2 X B» U4)
и если |vp| <^ | v2|, то mv2 ~ ev2 X B.
Таким образом, зависимость электрического поля от времени
приводит к возникновению добавочного движения vp, причем
зависимость \р от знака заряда е приводит к появлению электрического тока
пгп дЕ /1Сч
]„ = nevn = . (15)
jp р В* dt '
Этот ток называется поляризационным током. Поскольку ]р
параллельно dE/dt, а отсюда и Е, то под действием возникающей силы
Лоренца j X В плазма будет ускоряться в направлении \Е .
6.2.3. ПРИБЛИЖЕНИЕ ВЕДУЩЕГО ЦЕНТРА В СЛАБО НЕОДНОРОДНОМ
СТАТИЧЕСКОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ
В статическом неоднородном магнитном поле при условии
|(P-V)B|«B,
где р — радиус-вектор кривизны при вращении,«движение
заряженной частицы можно таким образом разложить [2, 23, 26, 30] на
а) ларморовское вращение;
б) движение ведущего центра вдоль В~со скоростью и
кинетической энергией, равными
vs = [v2 — vn) ив^1ш^, (16)
причем
mv2n 12В = [i = const; (17)
в) два типа дрейфовых движений перпендикулярно В:
1) градиентный дрейф со скоростью
vG = (snW)bxVB, (18)
2) дрейф за счет кривизны поля со скоростью
Ул = (2е,/вД«)Вх(Ь-у)Ь, (19)
где b — единичный вектор вдоль В.

90
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Резюмируем здесь наши выводы о движениях частиц плазмы и
связанных с этими движениями электрических токах:
Скорость
Электрический
дрейф
Поляризационный
дрейф
Дрейф за счет
кривизны поля
Градиентный
Дрейф
Вынужденный
Дрейф
v£-Ex В/В2
Ток
j = 0
m дЕ
р ~~~ ~ёв2 dt
тг h = ^evp
V = —
R еВ*
Bx(bV)b lR = ^rmR
v = -^- ЪХуВ
еВ*
J0=2
nevr.
v = (F X Ъ)/еВ2
(20)
iF = ^nevF J
По определению тензора давлений
\пгп 0 0
0 пгп 0
О 0 2ns
Рп
0
0
0 0
Рп 0
0 Р,\
(21)
Выражения для токов можно записать через р, введя в них р вместо
е. Например,
h
Рп
Рп
Я2 х в v I в '
1
JP = -^B x(by)b.
(22)
(23)
Запишем таким же образом и ток намагничения (6):
JM = -VX^-b = pnbxV(^-)-(^-)vX(pnb). (24)
Тогда для полного тока из последних трех выражений получим
J =
bXVP«
Рп
Ps
в
в vxb + ^-fbx(bv)b)
Отсюда компонента j, перпендикулярная В, равна
J ="jb х VPn +
Рч — Рп
в
{bx(bv)bj;
здесь мы использовали векторное соотношение
(VXb)„ = -bx(bX(Vxb)) = -bx{v-f--(bv)bj =
= — b X (b у) b.
(25)
(26)
(27)

6.3. Движение захваченной заряженной частицы
91
Более формальное и общее рассмотрение приближения ведущего
центра проведено в [15], где показано, что дрейфовая скорость
определяется выражением
v =_12LJL + Ji-Jl2ivs_ + ^L jL2LL+0{(m/e)2),
х Be В е В [К ' 1
где г — радиус-вектор, проведенный из начала координат к
ведущему центру. Третий член в этом выражении может быть переписан
в виде суммы, состоящей из шести различных дрейфовых движений.
В результате получим
b / „ . a n . m дЪ . m dvF\
v, = х—E+-±_vfl+ vs + * ="
В \ e v e * dt e dt
+ vsvE • Vb + -gr + »s-5r + ve " W£Jj + 0{(m/e)2),
где s — расстояние вдоль силовой линии.
Первый, второй, четвертый и шестой члены описывают
соответственно дрейфы в скрещенных полях Е и В — градиентный за счет
кривизны поля и поляризационный.
Для расчетных целей выражение для у± можно переписать
таким образом [15]:
v, = —х(— 106Е + 5,19. Ю~5— -^-VB+1,039. 10"4— X
х в 1 Z В V * Z
где уЕ =106 Е Xb/fi, Z (отрицательное для отрицательно заряженных
частиц) и А — соответственно атомное число и масса в атомных
единицах; Е дано в В/см, В — в гауссах. Уравнение для
компоненты скорости ведущего центра вдоль В сводится к виду
dvs е п \х дВ . db . ~ [ m
~7Г=-~Е\\ ~Т~+уе'-7Г + 0( —
dt m u m ds dt \ e
= 0,963 • 1012 -£- E „ - -^ **- + vE (-*L + vs ^ + vE • Vb).
A » 2B ds E\ dt s ds E V /
6.3. ДВИЖЕНИЕ ЗАХВАЧЕННОЙ ЗАРЯЖЕННОЙ ЧАСТИЦЫ
В ДИПОЛЬНОМ ПОЛЕ
Пусть а — питч-угол между v и В в произвольной точке силовой
линии, a vs и i*n — продольная и поперечная по отношению к В

92
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
компоненты v в этой точке, т. е.
v=yv2s+v2ni vs = vcosay vn = vsmoi. (1)
Обозначим через а е значение а там, где В имеет минимальную
величину, т. е. в точке пересечения силовой линии экваториальной
плоскости. Так как
*«\ «* (2)
В ]е в
то а растет по мере движения частицы вдоль силовой линии (где
В> В е) к высоким широтам. Когда частица подходит к точке, где
Вм = Be/sin2ae, а становится равным я/2; эта точка названа
зеркальной точкой. Движение частицы вдоль силовой линии здесь
меняется на обратное, и она путешествует в новом направлении,
пересекает экваториальную плоскость и достигает зеркальной точки в.
противоположном полушарии. Коширота 0м зеркальной точки
может быть получена из формулы
Sin6 0М Г2 * П rXU
С2 или приближенно 0М = arcsinC ,
1 + 3 cos2 6
м
где С = sin а е.
Период Тм колебания частицы, или удвоенное время пробега
между двумя зеркальными точками, дается выражением [63]
м J S us{b) v W'
где ds — элемент длины дуги вдоль силовой линии и
т./2
7(C)- Г ^lia^l^i^i—d9>
sin 0(1 + 3cos2Q)1/2
[1 — £2//(G)]1/2
где #(9) - (1 + 3 cos29)V2/sin69.
Приближенное выражение для Т имеет вид
7(C)» 1,30 —0,56 С
Частица, однако, не возвращается точно в исходное положение,
так как точка пересечения траектории с экваториальной плоскостью
медленно смещается в азимутальном направлении из-за дрейфа
в западном или восточном направлениях со скоростью vD = vR +
4- vg . Угловую дрейфовую скорость о)dможно получить, разделив
угловое смещение Дф, испытываемое частицей при одном полном
колебании между зеркальными точками, на Тм:

6.3. Движение захваченной заряженной частицы
93
J d6 ^ (6) г (6) sin 6
где ds — элемент дуги силовой линии
ds = resin9(l +3cos29)V2d9,
ar=. r^sin20. Таким образом,
Аср 3? m t/2 £ (£)
где
[ Af
еВег2еТ&)
Я(С)
71/2
!
sin3 6 (1 + cos2 0)
[-±
S2 F (6)
(1 + 3cos26)3/* [1—?*F(8)]'/«
rfO,
£(0
Г (С)
:0,35 + 0,15С, T = (l-p*)V..
Время Г#, необходимое для одного полного дрейфа частицы
вокруг Земли, равно [78]
1 + 5
гпР a G
Т„ = 172,4 '"^ -^ — — мин;
здесь ^ = (1 — Р2)-1/2, a GIF — отношение периода дрейфа
частицы, имеющей зеркальную точку на Вм вокруг Земли, к периоду
дрейфа частицы, движущейся в экваториальной плоскости (с
зеркальной точкой Вм = л/2) (рис. 6.5 и 6.6).
вш
Tr(j*uh)
*rex(F/G)
ШШ
$$Синетич.
жШж
ж11ж
Рис. 6.5. Долготная дрейфовая функция Т^хге X (FIG), Tr— в минутах,
ге — в земных радиусах, (F/G) показано на рис. 6.6 [78].

94
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
В дрейфовом приближении частицы описывают трехмерную
поверхность, являющуюся результатом колебаний заряда между
зеркальными точками и азимутального дрейфа вокруг Земли.
Поверхность можно получить,
-вращая силовую линию,
пересекающую экваториальную
плоскость на геоцентрическом
расстоянии ге, вокруг оси
диполя.
В особом случае, если
частица в начальный момент
находится в экваториальной
плоскости и vs = О, то Вм =
=В е и v = vn, т. е. частица
продолжает оставаться в
экваториальной плоскости сколь,
угодно долго, двигаясь по
окружности (В = const)
радиуса ге вокруг Земли.
Рис. 6.6. Функция GIF (Км) [78].
6.4. ДРЕЙФОВОЕ ДВИЖЕНИЕ В ПОТЕНЦИАЛЬНОМ
ГЕОМАГНИТНОМ ПОЛЕ
В разд. 2.2.3 было показано, что на земной поверхности и на
некотором удалении от нее геомагнитное поле может быть
приближенно описано внутренней потенциальной функцией W
Vi = а 2 2{a/r)n+i (g*cos m? + h™sirT/nc?)р»{6)-
П=[ /72=0
Это выражение позволяет нам оценить В и его компоненты в
произвольной точке как на поверхности Земли, так и в околоземном
пространстве. Коэффициент g°{ является наибольшим гармоническим
коэффициентом, так что геомагнитное поле можно аппроксимировать
полем диполя. Тем не менее для детального изучения движения
частицы в радиационном поясе необходимо принять в расчет члены
более высокого порядка.
В разд. 6.3 было показано, что в дипольном полечастица
вращается вокруг центра, который движется по поверхности, возникающей
от вращения силовой линии вокруг дипольной оси. Однако истинное
геомагнитное поле не обладает точной аксиальной симметрией.
Чтобы найти аналогичную поверхность для поля, заданного
потенциалом Vi, мы воспользуемся концепцией инвариантов, связанной с
приближением ведущего центра.
Например, как и в случае дипольного поля (разд. 6.3),
сохранение момента частицы указывает на то, что если vs вначале равно ну-

6.4. Дрейфовое движение в потенциальном поле
95
лю, то частица будет двигаться только в экваториальной плоскости
(или, точнее, по поверхности, соединяющей точки минимума В на
каждой силовой линии).
В более общем случае, когда у8^0и частицы колеблются вдоль
силовых линий, второй адиабатический инвариант, определенный
как интеграл за полный период колебаний между
«зеркальными точками»:
М'
J = ф mvs ds = 2mv f (1 — В/Вм)Чг ds,
м
Рис. 6.7. Схема, иллюстрирующая применение второго инварианта J к
движению заряженных частиц в асимметричном поле [110].
в среднем должен сохраняться [87]. В этом интеграле ds — элемент
дуги вдоль силовой линии. Итак, пусть ведущий центр частицы
движется так, что в зеркальных точках М и М' напряженность
магнитного поля равна Вм, а второй инвариант, как показано с левой
стороны рис. 6.7, есть J0. Если частицы продрейфуют на 180° вокруг
Земли по долготе, то из сохранения первого инварианта будетсле-
довать, что напряженность в новой зеркальной точке должна быть
прежней (Вм), однако существует очень много силовых линий, вдоль
которых можно найти точки, где В = Вм. Интеграл же J =§mvsds
между зеркальными точками различен на разных силовых линиях.
Постоянство второго инварианта показывает тогда, что частица
находится на той силовой линии, где J = J0.
Ясно, что для систематизации данных о частицах в околоземном
космическом пространстве необходимо найти удобную систему
координат (в отличие от г, 0, ср), которая позволила бы легко учесть при
описании движения частиц и неоднородности геомагнитного поля.

96
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Например, величина
М'
I = J/2mv = f (1 — В/Вм)Чш ds
м
зависит от конфигурации геомагнитного поля и не зависит от свойств
частицы; здесь через Вм обозначена величина магнитного поля в
зеркальной точке (М), а В — величина магнитного поля в
произвольной точке вдоль пути частицы; №' — зеркальная точка в
противоположном полушарии, т. е. интеграл берется по половине пути
полного колебания. Таким образом, Вм = const и / = const определяют
два кольца (по одному в каждом полушарии), на которых
расположены зеркальные точки. Множество геомагнитных силовых линий,
соединяющих эти два кольца, определяет поверхность J = const.
В [79] показано, что так как ц и У меняются достаточно медленно,
интенсивность j± потока частиц, перпендикулярного В, будет
оставаться одной и той же во всех точках с одинаковыми значениями В и
I. Таким образом, все точки в пространстве, имеющие одни и те же
значения В и /, могут рассматриваться как эквивалентные, что
позволяет использовать В и / как координаты для систематизации
данных о частицах. В такой системе координат значение / в
произвольной точке пространства определяется по частице, отражающейся в
ней, а Вм есть величина В в этой точке. Поскольку, однако, / не
имеет простого физического смысла, Мак-Илвейн [79] ввел вместо I
новый параметр, названный им L, который является функцией В и
/ и имеет размерность длины; вдоль большинства силовых линий он
отклоняется менее чем на 1%. В этом приближении ряду значений
В и I однозначно ставится в соответствие ряд значений В и L. Далее,
для дипольного поля параметр L сводится к геоцентрическому
расстоянию до точки пересечения силовой линии с экваториальной
плоскостью, поэтому L удобнее измерять в единицах земного радиуса.
Воспользовавшись параметром L, мы можем определить
полярную координату А0, называемую инвариантной широтой (рис. 6.8,
а — в), как
А0 = arccos(l/L)V2 ,
где Л0 определяет широту, на которой силовая линия с параметром L
пересекает земную поверхность. Уравнение силовой линии тогда
можно записать в виде
R = Lcos2 А,
аналогичном виду формулы для дипольной силовой линии:
г = re cos2 X,
где X — широта. Поскольку для дипольного поля
Ч4)(«-з^".

6.4. Дрейфовое движение в потенциальном поле 97
Р и с. 6.8а. Карты инвариантных геомагнитных координат, построенные для
высоты 100 км [46]. (Продолжение см. на стр.98 и 99.)
то в переменных R — L мы можем записать также
ч*-)('-»-?-г.
Используя написанные соотношения, при графических построениях
нетрудно перейти от зависимости В от L к зависимости R от L.

98
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Рис. 6.86.
6.5. ДВИЖЕНИЕ ВЕДУЩЕГО ЦЕНТРА В МАГНИТОСФЕРЕ
Выражение для потенциала геомагнитного поля V*,
использовавшееся в разд. 6.4 в связи с пространственными координатами Мак-
Илвейна, не учитывало внешнюю часть поля, которая настолько
мала, что не может быть определена с достаточной точностью из на-

Рис. 6.8в.

100
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
земных магнитных данных. В ионосфере, в радиационных поясах
и на поверхности полости в солнечном ветре, внутри которой
заключено земное поле, существуют электрические токи. В результате
(слабое) поле на расстоянии в несколько земных радиусов может
существенно отличаться от значения, вычисленного по Vt. Поэтому
в тех случаях, когда изучается движение заряженных частиц на
расстоянии нескольких земных радиусов или более, необходимо
принять во внимание такие возмущения земного поля. К счастью,
теория образования магнитосферы дает часть потенциальной функции
Ve, которую следует добавить к Vt (разд. 5.4.2).
Приняв за основу магнитосферную модель, предложенную в
[121] (разд. 5.6.2в), Редерер [96] показал, что очень тонкая
сферическая оболочка в определенном долготном секторе, внутри которой
расположены заряженные частицы, расширяется в радиальном
направлении по мере того, как они дрейфуют с востока на запад. В
результате образуется более толстый диффузионный слой. Редерер
назвал этот процесс расщеплением оболочки, хотя правильнее
назвать его расширением оболочки. Это происходит потому, что группа
частиц с различными зеркальными точками, колеблющаяся вначале
вдоль силовой линии в определенном меридиане, имеет ряд
различных наборов / и Вм, скажем (Вм, /), (#ль I'), В поле без
аксиальной симметрии такие точки (Вм, I), (Вм, /'), ... не остаются на
одной силовой линии на разных меридианах.
Рис. 6.9 дает качественную картину того, как группа частиц,
движущаяся вначале вдоль одной силовой линии на полуденном
меридиане, «расщепляется» так, что частицы лежат уже на несколь-
Полдень
Рис. 6.9. Качественная иллюстрация «расщепления оболочек».
Зеркальные точки частиц отмечены цифрами [96].

6.6. Движение ведущих центров в геомагнитном поле 101
ких силовых линиях на полуночном меридиане. Подобное
«разбухание» можно получить и по мере перехода от одной силовой линии на
полуночном меридиане к пучку силовых линий на полуденном
меридиане. Можно представить, что частицы, колеблющиеся вдоль
силовой линии на полуночном меридиане, не могут найти подходящую
силовую линию в пределах магнитосферы на полуденном меридиане.
В такой ситуации они будут уходить из области захвата, не
завершив своего дрейфового движения вокруг Земли. Аналогично,
частицы, которые колеблются вдоль силовой линии на полуденном
меридиане, могут не найти подходящей силовой линии на полуночном
меридиане и будут вынесены в хвост магнитосферы. Такие частицы
называются псевдозахваченными. На рис. 6.10, а—в приведены
количественные результаты расчета «расщепления» оболочек.
6.6. ДВИЖЕНИЕ ВЕДУЩИХ ЦЕНТРОВ
В ГЕОМАГНИТНОМ— ГЕОЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ
До сих пор при рассмотрении движения ведущих центров не
учитывалось электрическое поле, которое, несомненно, существует
в магнитосфере. Поэтому постараемся, насколько это возможно,
обобщить предыдущие результаты. В этом разделе при
рассмотрении движения заряженных частиц в геомагнитном и
геоэлектрическом полях мы будем предполагать, что инварианты \i и J
сохраняются. Поэтому
|х = еп/В = const, (la)
J = ф mvs ds = const, (16)
или
J'= J/(2m^)i/l =ф(Вм — B)1/2 ds = const. (1в)
Кроме того, постоянной движения должна быть и полная энергия
частицы
K=e + eVE, (2)
где VE—потенциал электрического поля, е — единичный заряд.
Вследствие вращения Земли возникает электрическое поле,
потенциал Orot которого на уровне ионосферы (разд. 6.9.2в)
Фго1= — £М/™?±ж — 89sin20KB,
а
Q — угловая скорость Земли.
В уравнении (1в) J' может быть задано в виде J'(80, ср0, Вм), где
0О и ф0 — соответственно коширота и долгота той точки силовой ли-

Рис. 6.10. Количественная иллюстрация «расщепления оболочек» для частиц,
находящихся сначала на трех силовых линиях полуденного (а) или
полуночного (б) меридиана. На рис. (в) показано положение областей стабильного
захвата и квазизахвата [96].

6.6. Движение ведущих центров в геомагнитном поле 103
60° 90° 60°
6О0 9СГ 60°
б
нии, которая лежит на поверхности Зейли («подошва» силовой
линии). Далее, из равенства (2) имеем
Таким образом, У можно переписать в виде J' (Э0, ф0, VE) при К=
= const и [х =. const. Если распределение VE известно как функция
В0 и ф0 на уровне ионосферы, то ]' можно записать как J'(b0, ф0).
Распределение же электрического поля в магнитосфере можно
получить, предполагая, что каждая силовая линия эквипотенциальна,
и при условии, что известно распределение магнитного поля в маг-
нитосферной полости. Зная распределение электрического поля и
приняв К и \i постоянными для отдельной частицы, мы тем самым
полностью определим поверхность, на которой должна находиться
частица. Значит, для данного набора значений К и ц оказывается

104
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
возможным построить изолинии «Г в полярной проекции. Такие
изолинии являются геометрическим местом оснований силовых линий,
вдоль которых движется частица. Средняя дрейфовая скорость (v)
частицы равна
К Солнцу
i
Магнитопацзо
0600
Модель М2
Рис. 6Л1а. Распределение магнитного поля в экваториальной плоскости,
использованное при расчете траекторий частиц плазмы, инжектированных
в полуночном секторе.
где Тм— удвоенное время колебательного движения между
зеркальными точками.
Многочисленные расчеты движения частицы в дрейфовом
приближении при заданном распределении электрического потенциала
были проведены в [109, 206]. Подобное же исследование проделал
Мак-Илвейн [17], который занимался изучением движения
электронов и протонов вблизи орбиты синхронного спутника (г — 6,6),
предполагая, что и те и другие инжектируются в магнитосферу в
весьма узкой области в полуночном секторе. Рис. 6.11а показывает
принятое им распределение магнитного поля в экваториальной
плоскости, которое может быть описано выражением
В(т) = 6 — 24cosQ/ +
18 cos2 Qt
1 + 1728/r3
31000

К Солнцу
/Честное
время
0600
+ЮкВ \ +20кВ
Рис. 6.116. Экваториальное распределение электрического потенциала,
линии которого примерно совпадают с траекториями частиц плазмы вдоль
орбиты синхронного спутника.
J800
Местное^
время
0600
20кэВ
Магнитный л€ал*ент
Алектрона=- (}4/сзВ/^
Рис. 6.Ив. Траектории электронов с магнитным моментом—0,4 кэВ.^"1
в геомагнитном и электрическом полях, заданных на рис. 6.11а и 6.116.

1800
Местное
epejyui
06О0
20кэВ
Протоны с ммнитньш
моментом* + 0,4 кэВ/#
Рис. 6.11г. Траектории протонов с магнитным моментом +0,4 кэВ-f х
в тех же полях.
1800
Местное
время
К Солнц tf
0600
ЮкэВ I 20каВ
Протоны слиггнитнылл
лломентом = О^кэВ/f
Рис. б.Пд. Траектории протонов с магнитным моментом +0,1 кэВ-^
в тех же полях [172].

6.7. Движение ведущего центра в переменном поле 107
где<3/ — местное время, в градусах. На рис. 6.116 показано
распределение электрического потенциала, полученное из наблюдений
зависимости от местного времени энергий протонов и электронов,
зарегистрированных на синхронной орбите. Расчеты включают и
вращающееся поле.
Один из примеров зависимости энергии частиц от местного
времени приведен на рис. 8.28. В разд. 6.9.2 будет показано, что
направление потоков холодной плазмы совпадает с
эквипотенциальными кривыми. Однако движение высокоэнергичных частиц с
конечным магнитным моментом существенно отклоняется от картины
потока низкотемпературной плазмы. На рис. 6.Ив—д показаны
траектории протонов и электронов с различными значениями
магнитного момента \i (кэВ-у"1) и полной энергии К (кэВ).
6.7. ДВИЖЕНИЕ ВЕДУЩЕГО ЦЕНТРА
В ПЕРЕМЕННОМ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОМ ПОЛЕ
Если электромагнитное поле, в котором дрейфует заряженная
частица, зависит от времени и, кроме того, «частота» этих
колебаний сравнима либо с гирочастотой, либо с частотой колебаний
между зеркальными точками, то либо магнитный момент ^, либо
интеграл J не будут оставаться постоянными.
Когда частица взаимодействует с волной, частота которой
близка к гирочастоте частиц, тогда ц и У перестают быть постоянными
[40, 92, 93, 139, 140]. Проблема резонансного взаимодействия
электронов с ОНЧ-волнами (разд. 6.10.1 и 6.10.3) в околоземном
пространстве была детально исследована. Этот вид резонанса, названный
циклотронным резонансом, возникает тогда, когда угловая частота
со плоской электромагнитной волны с волновым вектором к (разд.
6.10.1) связана с (релятивистской) электронной гирочастотой
следующим образом:
<*>±VlI =-М/ (#=1,2, 3,...)- (1)
Поскольку для захваченных частиц to<G) /, то в резонансе будет
лишь та волна (со знаком 4-), частота которой увеличивается за
счет допплеровского сдвига. Существенная особенность этого
взаимодействия заключается в том, что та часть магнитной компоненты b
ОНЧ-волн, которая перпендикулярна В, дает дополнительную ло-
ренцевскую силу вдоль В. Под действием последней меняется
продольная скоростью || электронов, а отсюда и их питч-угол. Если питч-
угол, а таким образом и высота зеркальной точки электронов
существенно уменьшаются вышеописанным процессом, тогда
электроны будут проникать глубоко в атмосферу и останутся там за счет
кулоновского рассеяния. Нетрудно определить критическую высоту
отражения, ниже которой электроны таким образом будут
потеряны.

108
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Существует также и критический питч-угол ас в экваториальной
плоскости, соответствующей этой высоте. Если питч-угол электронов
окажется меньше ап то такие электроны будут потеряны. Это
условие определяет в экваториальной плоскости конус «потерь» с углом
аг и осью, параллельной В; так что если спиральная траектория
лежит внутри конуса потерь, то частица проникает ниже критической
зеркальной высоты и теряется (рис.
ав 6-12)-
Т Равенство (1) может быть
переписано таким образом:
_^ Конус потерь Г
Q f\ ые 1
V 1 у у ™ТС ~~ f * + fan c°s 6 '
\ / / где со гс — частота, на которой
\ А/ возникает резонанс; со е — нереля-
у^Стпабильный захват т ив истек ая г ир оч астот а; (3 = vie,
/ \ч 7 = (1 — P2)_I/2, 0 — угол между
/ VN. к и В; п — показатель преломле-
/ \ ^\ ния.
/ \ Обозначим питч-угол в эквато-
^-— ^ риальной плоскости через ае и
cosae = \е% тогда уравнение для
питч-угловой диффузии запишется
в виде
Рис. 6.12. Геометрия конуса потерь.
где f(\e, t) — функция распределения, хь — период осцилляции,
Q — функция, описывающая источник, D(%e) = V2((A£e)2)/T—
коэффициент диффузии. Угловые скобки указывают на то, что в
получающемся среднеквадратичном значении Д^ осреднение должно
быть проведено, во-первых, по спиральной траектории и, кроме того,
по ансамблю возможных флуктуации питч-углов, которые могут
возникнуть в любой точке траектории. Для 6=0
где/гс =со гс/2л, vg =d(x)/dky а$± (frc)y2 Гц"1—спектральная
плотность энергии электромагнитных колебаний, магнитная компонента
которых перпендикулярна направлению стационарного магнитного
поля (разд. 6.10.3).
На рис. 6.13 показана частота свистов, необходимая для
возникновения резонанса с электронами, пересекающими экватор с
определенным 1е. Для электронов с энергией 0,5 МэВ эта частота равна
55 кГц на L = 2,0 и 16 кГц на L = 3,0.

6.7. Движение ведущего центра в переменном поле 109
Было показано [94], что D(l е) « Ю^с"1 будет давать время жизни
электронов 5дней на расстоянии L>3, если38ЛГс) ~ Ю"10у2 Гц"1.
Протоны в области захвата рассеиваются в результате такого же
механизма, однако частота резонансных электромагнитных волн в
этом случае намного ниже,
чем для электронов; такие
волны называются
гидромагнитными (разд. 6.10). В [41]
показано, что условие
резонанса в этом случае имеет
вид
гдесо t и X — гирочастота
протона и длина гидромагнитных
волн. Гидромагнитные волны
определяются как
электромагнитные волны,
распространяющиеся в плазме, частоты
которых много меньше, чем
со(-/2я. Однако резонанс в
этом случае появляется
тогда, когда протоны имеют
очень большие v ц, в силу
чего они могут
взаимодействовать с гидромагнитными
волнами, испытывающими доп-
плеровский сдвиг.
Второй инвариант
перестает быть справедливым,
когда частица взаимодействует
с электромагнитными
волнами, частота которых кратна
частоте ее качаний или
колебаний вдоль силовой линии.
Волны при этом должны иметь
либо электрическую, либо
магнитную компоненту, параллельную В. Тогда движение
заряженных частиц между зеркальными точками может быть уподоблено
простому гармоническому осциллятору, на который действует с
резонансной частотой возмущающая сила. Авторы [94, 95] оценили
коэффициент диффузии для резонанса данного типа.
При оценке D(te) также требуется знание спектральной
плотности энергии ,38и (/) вариаций магнитной компоненты, параллельной В.
Для электронов с энергией 0,5 МэВ D(te) « Ю^с"1 при \е == 0,2 на
L = 4 для наблюденных SS\\ (/) [94].
0,1 I | I I L I
О 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0
£e=cos<xe
Рис. 6.13. Частоты свистящих атмо-
сфериков, необходимые для
возникновения резонанса на электронах,
пересекающих магнитный экватор в
зависимости от %е для нескольких L
оболочек и электронных энергий [94].

по
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
В [70] было показано, что если степень анизотропии (Л) питч-
углового распределения захваченных частиц, определенная как А =
= (Т±—Т"ц )/7" ц (где 7\ и Гц —температуры частиц, связанные
соответственно с движением перпендикулярно и вдоль В),
превышает предел, даваемый выражением
1
(о)^/(о) — 1
то мнимая часть угловой частоты становится положительной. В
этом случае интенсивность свистовой моды ОНЧ-диапазона (разд.
6.10.1, 6.10.3) будет расти. Это приведет в результате к питч-угловой
диффузии и высыпанию частиц в ионосферу. Питч-угловая диффузия
является причиной дальнейшего нарастания амплитуды волны,
правда, получающаяся в результате скорость роста волн прямо
пропорциональна числу частиц, которые могут взаимодействовать
с волнами. Амплитуда волн не может расти до бесконечности,
поскольку большая плотность энергии волны приводит к быстрой
диффузии и потере частиц; процесс раскачки волн и диффузии является
в этом случае самосогласованным. Подробнее эти результаты будут
обсуждаться в разд. 6.8.3.
Западно-восточное дрейфовое движение заряженных частиц
связано с третьим, или потоковым, адиабатическим инвариантом.
Установлено, что магнитный поток через поверхность, описываемую
ведущим центром в его колебаниях между зеркальными точками и при
дрейфе вокруг Земли, должен оставаться постоянным.
Утверждение о сохранении третьего инварианта перестает быть
справедливым, когда характерное время изменения геомагнитного
поля меньше, чем период полного оборота частицы вокруг Земли.
Для примера рассмотрим движение в экваториальной плоскости
магнитосферы группы заряженных частиц с одинаковым значением
и. В статической магнитосфере они образуют приблизительно кольцо,
вдоль которого В = convt.
Поскольку магнитосфера на дневной стороне гораздо больше
сжата, чем на ночной, центр кольца оказывается смещенным в
сторону Солнца относительно центра Земли. Предположим, что в
солнечном ветре давление в течение нескольких минут изменяется от
одного постоянного значения до другого, тогда частицы в кольце
одновременно будут смещаться в новое положение. В новом положении
значение В уже меняется вдоль кольца. Поскольку по предположению
время изменения составляет несколько минут, для большинства
частиц радиационного пояса первый инвариант будет сохраняться.
Однако третий инвариант для различных ведущих центров,
описывающих кольцевые траектории, больше не будет оставаться неизменным
(рис. 6.14), и частицы будут двигаться по новым различным кольцам
и орбитам [89].
В статическом дипольном поле все три инварианта сохраняются,

6.8. Радиационные пояса
111
так что частицы остаются практически неограниченно долго во
внутренней области захвата. Такие частицы принято называть стабильно
захваченными частицами. Уход энергичной частицы из области
захвата несовместим с сохранением инвариантов, именно поэтому
нарушение инвариантов чрезвычайно важно для понимания
временных вариаций потоков частиц в радиационном поясе.
Рис. 6.14. Схема, показывающая, как внезапное сжатие магнитосферы
приводит к диффузии кольца частиц [89];
Новые частицы во внутренней разрешенной области могут
возникнуть только за счет ионизационных процессов или ядерных реак:
ций, подобных тем, которые происходят при взаимодействии
космических лучей и частиц верхней атмосферы. Нарушение инвариантов
и дрейф в скрещенных полях Е и В также являются важными
источниками новых частиц.
6.8. РАДИАЦИОННЫЕ ПОЯСА
6 8.1. ВНУТРЕННИЙ ПРОТОННЫЙ ПОЯ€
В настоящее время хорошо установлено пространственное
распределение энергичных протонов. На рис. 6.15,а и б показано
распределение протонов с энергией, большей соответственно 4 и 50
МэВ . В распределении последних имеются два пика, один из
которых находится на геоцентрическом расстоянии 1,5а (а — земной
радиус), а другой — около 2,2а. На рис. 6.16 дан энергетический
спектр протонов. Космические лучи, которые вторгаются в
атмосферу и сталкиваются с ядрами атомов кислорода и азота, порождают
нейтроны двумя путями. Один путь — расщепление ядра, в результа-

Cfi 0,8 !,2 Ifi 2fl 2/t 2,8 3,2 3,6 Aft *ifi R3
Рис. 6.15. Распределение потоков протонов (см"""2-с"1) с энергией, большей
(а) 4 М=В, (б) 50 МэВ. [56].

6.8. Радиационные пояса
ИЗ
тате чего возникают выбитые нейтроны с энергией порядка 1 МэВ—
I ГэВ. Другой путь — возбуждение ядер, при этом нейтроны
«испаряются» по мере перехода ядра к нормальному состоянию; такие
нейтроны могут иметь энергии больше 8 МэВ.
10 Ю2
Энергия частиц, МэВ
Рис. 6.16. Наблюденный спектр захваченных энергичных протонов и спектр
протонов по замеренным нейтронам альбедо. / — захваченные протоны, 2 —
рассчитанные нейтроны альбедо (произвольная шкала), 3 — замеренные
нейтроны альбедо [56].

114
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Поскольку на движение нейтронов магнитное поле не влияет,
часть их может покинуть атмосферу; нейтроны, возникшие в
результате «испарения», имеют тенденцию диффундировать через
атмосферу; ряд выбитых нейтронов может свободно пройти через
атмосферные слои. Однако нейтроны имеют ограниченное время жизни
(порядка 1000 с) и распадаются, давая протон и электрон. Протон,
возникший таким образом во внутреннем поясе, может остаться
здесь лишь в том случае, если высота его зеркальной точки
достаточно велика. Непрерывный поток космических лучей способствует
постоянному образованию частиц в радиационных поясах,
возникших за счет распада нейтронов.
Различные характеристики возникшей таким образом части
радиационного пояса зависят как от энергетического спектра
«испаряющихся» и выбитых нейтронов, так и от распределения их
потоков. Исходя из изотропного потока (или заданного энергетического
спектра) космических лучей и определенной модели атмосферы,
можно оценить распределение потоков нейтронов. Протоны с
энергией, большей 1 ГэВ, исчезают главным образом при взаимодействии
с ядрами атомов земной атмосферы; протоны с энергиями 1 МэВ —
1 ГэВ исчезают в основном из-за кулоновских столкновений.
Протоны с энергией, меньшей 1 МэВ, быстро исчезают благодаря
процессам резонансной перезарядки (разд. 8.8.5). Различные
характеристики радиационного пояса можно получить лишь в том случае, когда
известны скорости всех этих процессов образования и потерь. Эта
Рис. 6.17. Распределение энергичных протонов (е> 75 МэВ), возникших
за счет .распада нейтронов альбедо [105].

6.8. Радиационные пояса
115
проблема была изучена рядом исследователей, в частности, в работах
[58, 66, 105].
Основное уравнение, которое они исслеловали, имеет вид
*Lfii = S(«)-L(e) + -|-J(e),
dt дв
где п(г) — равновесный энергетический спектр протонов, S(e) —
функция источника, Це) — функция потерь. Функция J(e)
называется энергетическим током и дается выражением /(e) =л(р)Х
Xde/dt. Член dJ(e)/d& описывает временную вариацию п(е),
связанную с процессами, подобными торможению частиц из-за кулонов-
ских столкновений. На рис. 6.17 приведено оцененное таким способом
распределение энергичных протонов. Результаты расчетов показали,
что основная часть протонов внутреннего пояса возникает благодаря
процессам распада нейтронов.
6.8.2. ВНЕШНИЙ ПРОТОННЫЙ ПОЯС
Протоны с энергиями 200 эВ< е< 1 МэВ занимают всю область
захвата. На рис. 6.18а приведены дифференциальные
энергетические спектры протонов, имеющих точки отражения в экваториальной
плоскости, для трех различных L = 4,5; 5,0 и 6,0. В [91] показано,
что полный энергетический спектр можно достаточно хорошо
описать выражением
Ранние исследования показали, что наиболее энергичная часть
спектра протонов аппроксимируется экспонентой
со
J О 8) = j J (s) & = J0 exp (— e/e0)
e
и, кроме того, спектр закономерно изменяется в зависимости от L,
а именно е0 ~ L~3.
Так как B~L~3, авторы [83] предположили, что движение
внутрь протонов солнечного ветра связано с нарушением третьего
инварианта, в результате чего они захватываются вблизи магнито-
паузы. Вероятнее всего, первый и второй инварианты в этом случае
сохраняются, поэтому движение внутрь будет связано с бетатронным
ускорением
е = Вг0/В0,
где В0 — напряженность магнитного поля вблизи магнитопаузы

116
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Вычисления [83] изменения е0 как функции L для ряда питч-углов
дали хорошее согласие с наблюдениями (рис. 6.186).
Е I И I MM rrnrjMj;
~1—гттгтп 1—I I мин
1=4,5
б=6кэВ
%
%
\
I
Ъ-L-
\
1=5,0
б* =6кэВ
нсч
кн \
^н^
\
tPH I—о—I ч
*• N >
\ \
^^—«*-^ \ т
/ ^ \ \
Z=$tf k>Voh Д_, \
£=35кэВ \ \
\ \
НО-1 нон
b-Z=^
ч
КН ОГО-3
I—| „Эксплорер-12'
нн „ Маринер- 4 "
\ т
\ \
1 \ \
{ * \
\ \
\
-I I I I I ММ
ju:
шИ
ЦГ
/ Ю JOO
Энергия протонов, кэЗ
1000
Рис. 6.18а. Дифференциальный энергетический спектр протонов в области
захвата [91].
Эта «диффузионная» проблема была рассмотрена с помощью
уравнения Фоккера — Планка:
дп (fx, J)
di
JL[DM].,j)] + -L
[D2n(p,J)]+Q-<£,
где Di и D2 — коэффициенты диффузии, определенные таким
образом: Di =<AL>/2, D2 =<(Д1)2)/2^, a Q и X — члены,
описывающие рождение и потери частиц. Если инварианты [х и J сохраня-

6.8. Радиационные пояса
117
ются, то уравнение может быть сведено к виду [50—52, 141]:
dt ~ 2 dL I L2 dL
(L2n)] + Q-
£.
При оценке коэффициента D2 требуется знание флуктуации элект-
тромагнитного поля как внутри, так и вблизи магнитосферы. По ва-
2,2 2,5
Рис. 6.186. Наблюденное и рассчитанное изменение е0 как функции L для
различных начальных питч-углов [83].
риациям SSC и S1 (разд. 8.5) магнитного поля, зарегистрированным
наземной поверхности,вычислено D2 [84], однако найденный
коэффициент оказался в 8 раз меньше того, что требуется из наблюденного
потока протонов внешнего пояса. На рис. 6.18в сопоставлены
коэффициенты, полученные как в результате теоретических
расчетов, так и на основе ряда экспериментальных наблюдений.
Автор [32] предположил, что электрические колебания могут
оказаться более подходящей причиной диффузии, чем колебания маг-

Рис. 6.18в. Коэффициенты диффузии, вычисленные теоретически и из
наблюдений [49]. / — [84], теоретический, магнитные импульсы; 2 — [32],
теоретический, электрическое поле; 3 — [84], ер> 98 кэВ, ер>134 кэВ;
4 — [53],20МэВ<е« <170 МэВ;5 — [168], 50 кэВ< ге< 100 кэВ; 6—[85],
е*>1,9 МэВ; 7 —[118], ее> ЗМэВ; 8 — [85], ее>1,6 МэВ; 9 — [53],
ее>0,5 МэВ; 10 — [75], ее>1,6 МэВ.

6.8. Радиационные пояса
119
нитного поля (рис. 6.18в). Подробное обсуждение различных
интересных проблем, связанных с диффузией протонов и с процессами
их дальнейшего ускорения, можно найти в работах [48, 52, 98].*
В большинстве работ, в которых механизмы генераций частиц
в радиационном поясе рассматриваются в плане диффузии, предпола-
п—Г
d,0<L<d,5
OJ75<B<0,225
Уровень фона
9 „рксплорер-35
„Инд?кун-5"-полярная шалГ-
ssc,ssc, ,
25 26 27 26 29 30 31
Октябрь
Ю
W
3 4 5 6 7
Ноябрь 7966
Рис. 6.18г. Большое возрастание а-частиц в радиационном поясе,
связанное с большим потоком межпланетных а-частиц и одновременными
геомагнитными бурями [112].
гается, что имеются установившиеся процессы, такие, как
непрерывные колебания электромагнитного поля вблизи магнитопаузы и
внутри магнитосферы. Такие процессы приводят к непрерывному
переносу частиц межпланетного пространства в радиационные пояса.
С другой стороны, в [113] представлены доказательства, которые
позволяют предположить, что частицы непосредственно
захватываются и диффузия может играть лишь второстепенную роль.
Утверждение основывается на одновременном наблюдении а-частиц с
энергией 2—10 МэВ в магнитосфере и межпланетном пространстве,
В нижней части рис. 6.18г показаны временные вариации а-частиц
* См. также Б. А. Тверской, Динамика радиационных поясов Земли, М.
1968. — Прим. перев.

120
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
в межпланетном пространстве («Эксплорер-35») и над полярной
шапкой («Инджун-5»). Такое почти полное совпадение потоков
наводит на мысль, что частицы имеют свободный доступ из
межпланетного пространства в полярную шапку (разд. 5.6.1). В течение
этого сильного увеличения межпланетного потока 19 октября 1968 г.
появилось плавное возрастание, а 1 ноября резкий скачок числа
а-частиц во внешнем поясе (верхняя кривая на рис» 6.18г.) Эти
возрастания потоков совпали с периодами геомагнитных бурь, моменты
возникновения которых показаны треугольниками в нижней части
рис. 6.18г. В [1131 отмечено, что подобные возрастания
интенсивности потоков и числа частиц всегда были связаны с геомагнитными
возмущениями.
6.8.3. ЭЛЕКТРОНЫ
На рис. 6.19 показано пространственное распределение
энергичных электронов во внутреннем поясе, который состоит из
искусственного и естественного поясов. Источником естественного
пояса являются процессы распада нейтронов, искусственный же
возник в результате высотных ядерных взрывов. Известно [119], что
кулоновское рассеяние играет основную роль в процессах потери
этих энергичных электронов.
Рис. 6.19. Распределение электронов с энергией, большей 5 МэВ,
наблюдавшееся 10 ноября 1962 г. [80].

6.9. Магнитосферная плазма
121
Электроны с энергией меньше 40 кэВ занимают всю область
захвата (рис. 6.4, е> 40 кэВ). Механизмы ускорения этих
электронов тесно связаны с магнитосферными суббурями (разд. 8.9), в
течение которых большое число таких электронов инжектируется в
область захвата и геомагнитный хвост.
В [69,70] показано, однако, что поток электронов, инжектируемый
внутрь области захвата, ограничивается сверху самосогласованным
процессом: когда питч-угловое распределение таких электронов
становится достаточно анизотропным, начинают возбуждаться УНЧ-
волны, что приводит к питч-угловой диффузии (разд. 6.5). Показано
[70] также, что верхний предел потока электронов с энергиями 40 кэВ
в полуденном секторе дается выражением
—- \- 106 электрон/(см2-с)
и что наблюдаемый максимальный поток не превосходит этого
значения. При этом 170] время жизни таких электронов порядка 3-104с,
или около 8 ч.
6.9. МАГНИТОСФЕРНАЯ ПЛАЗМА
6.9.1. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПЛАЗМЫ В МАГНИТОСФЕРЕ
а) Плазмосфера и плазменный слой. Магнитосфера имеет две
области, в которых локализована достаточно плотная плазма. Первая
— это плазмосфера, которая занимает часть внутренней
магнитосферы (разд. З.б.Зг). Плазмосфера окружена другой плазменной
областью—плазменным слоем. Эта особая область плазмы названа
так потому, что она простирается в геомагнитной хвост в видесрав-
нительно тонкого плазменного слоя (рис. 6.4).
Как правило, эти две плазменные области разнесены друг от
друга на несколько земных радиусов. Это расстояние, однако,
зависит от энергии частиц. На рис. 6.20 показано пространственное
распределение частиц плазмы в различных диапазонах энергии.
На этом примере видно, что граница плазменного слоя электронов
с энергией 10 кэВ была расположена на L ~ 7,1, в то время как
для электронов с энергией 1 кэВ — гораздо ближе, на L ~ 6,5.
Очень большие пики потоков электронов с энергией, меньшей 700 эВ,
были зарегистрированы на L ~ 5,9. Энергетические спектры
электронов в плазмосфере, на плазмопаузе, на внутренней границе
плазменного слоя, а также в самом плазменном слое показаны
на рис. 6.21.
Распределение плотности энергии и концентрации частиц в
переходной области от плазмосферы к плазменному слою показаны
на рис. 6.22.

122
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
На рис. 6.23 приведено распределение частиц в поперечном
сечении геомагнитного хвоста на расстоянии 17а. Черточками
показаны участки орбиты спутника «Вела-3», вдоль которых * были заре-
-J I I I I _1 У III!
6,2 7,8 7,4 7,1 6,7 6,д 5,9 5,5 5,1 4,7 4,25
L,fi3
Рис. 6.20. Направленная дифференциальная интенсивность электронов
как функция магнитной L-оболочки. Плазмопауза находится на L = 5,8,
а край плазменного слоя, обращенный к Земле, на 5,8< L< 7,1. Нижняя
кривая показывает интенсивность электронов с энергией, большей 45 кэВ;
граница захвата видна как резкий спад интенсивности на L = 7,0 [102].
гистрированы частицы. Так как толщина плазменного слоя сильно
меняется во время магнитосферных суббурь (разд. 8.7, 8.9), то
верхние и нижние участки траекторий дают распределение частиц в
период максимальной толщины плазменного слоя. В течение спокойных

123
i i ) 11 | l I i i i i i i ]
^За плазмопауза
^дб плазляосфера
т—i—г
2 А Внутр. граница
Ллазл*ен-
1а Лный
16 J слой
/Oz
I I I 1 1 I I I 1 I I 1 1 1 f I ll I 1 L
ю3 ю*
Энергия электронов, эВ
Рис. 6.21. Дифференциальный энергетический спектр электронов в
плазме плазмосферы и плазменного слоя [102].
0,7 Плазменный слой
\-Qft
Ю
V
ОГО-3
23 июня 7966г.
Плотность энергии
0,2 (Ю'8эрг-ел*'3)
700эВ ±8^50 кэВ
1 ооооо90эВ±е*=60кэВ
1 1 1 i 1 I ! I 1
1 i I i 1
I
8,2
7,8
7,4 7,1 6,7 6,3 5,9 5,5 5,1 4,7 4,25 L
Р и с. 6.22. Энергия и концентрация электронов в двух энергетических
диапазонах: 90 эВ< е< 50 кэВ (светлые кружки) и 700 эВ< е< 50 кэВ
(темные кружки) как функция L-оболочки [102].

124
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
J I I I I I I I I I I I I I I L_J I I I L
90 120 150 J80 210 240 270
Долгота, град
Солнечно-магнитосферные координаты
Рис. 6.23. Участки орбит спутника «Вела-2В», вдоль которых наблюдалась
плазма геомагнитного хвоста (24 июля 1964 г.— 26 июля 1965 г.). Спутник
имел орбиту, близкую к окружности с радиусом г ^ 17 а, и наклон около 60°
относительно экватора [129].
Таблица 6.1
Характеристики плазмы в хвосте магнитосферы на расстоянии
18а [1291
Концентрация< см"3
Интервал
Средняя энергия, кэВ
Интервал
Плотность энергии,
кэВ/ см3
Интервал
Плазменный слой
электрон
0,5
0,1—3
0,6
0,1 — 10
0,3
0,01—2
протон
0,5
0,1-3
5
1—20
2,5
0,1—7
Вне
электрон
<0,1
?
<0,1
?
<0,01
?
слоя
протон
<0,1
?
<1
?
<0,1
?

6.9. Магнитосферная плазма
125
периодов полутолщина слоя около Зав полуночном секторе и
значительно больше вблизи магнитопаузы.
Спектр энергий и потоки частиц в плазменном слое подвержены
очень сильным изменениям. Несколько примеров спектров электро-
10
Ю-
Ю9
*8
5
§ ю*
I
I
/О6
1 I I I I Mil
/ /
I 7| I I \\\\]/
нтту
"I I I I I 1111
"1 I J J I III
ЮэВ ЮОэВ J/сэВ
Энергия электронов
ЮкэВ
Mill
ЮОкэВ
Рис. 6.24а. Примеры дифференциального энергетического спектра
электронов плазменного слоя [130].
нов и протонов приведены на рис. 6.24а и 6.246. В табл. 6.1 даны
основные характеристики плазмы в плазменном слое и вне его на
геоцентрическом расстоянии 17—19 а. Ниже мы увидим, что средняя
энергия протонов в плазменном слое существенно уменьшается на
больших геоцентрических расстояниях (~ 35 а).
б) Полярный касп. Существует еще одна область магнитосферы
в виде двух воронок, расширяющихся от Земли, каждая из которых
опирается на полярную шапку (рис. 6.25а). Концы этих областей
в дневной части магнитосферы совпадают с нейтральной линией на

126
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
поверхности магнитопаузы (разд. 5.4.2). Как уже отмечалось,
основные параметры плазмы в этих воронках и в переходном слое
между магнитосферой и солнечным ветром чрезвычайно похожи
(разд. 5.5.2 г). Этот факт позволяет предположить, что частицы сол-
\^Ю8
i
!
1 I 11 Ш| 1 i 1 1 11 И| г
/ / ^^У
* / S/
''/ /
/У
* /
/ /
1 ' / 1
1 1 1 Mill 1 lllllll 1
1 1 11||||—I'll 11111
/ \ Ч
/ \ \ \
/A v.
->>. \ Х
^ *
\
\
\
\
1 х
1 1 1 Mill V 1 1 1 1 Mil
ЮэВ
ЮОэВ IksB
Энергия протонов
ЮкэВ
ЮОкэВ
Рис. 6.246. Примеры дифференциального энергетического спектра протонов
плазменного слоя [130].
нечного ветра имеют свободный доступ в эти области и, проникнув
через воронки, высыпаются вдоль дневной стороны овала полярных
сияний (разд. 8.9.2) На ночной стороне плазма воронок сливается
с плазменным слоем.
По данным [152], на рис. 6.25а приведены детали структуры
полярного каспа. Для сравнения на рис. 6.256 и 6.25в показаны
типичные энергетические спектры протонов и электронов в
переходной области и в полярном каспе (вблизи нейтральной линии). Из

6.9. Магнитосферная плазма
127
[152, 153] следует, что энергетический спектр протонов испытывает
очень большие изменения в различных точках каспа. Как видно из
рис. 6.256, спектр в каспе действительно похож на спектр частиц в
переходной области вблизи нейтральной линии. Однако около Зем-
Полярная магнитосфера
(полдень)
12—\
8
Область
полярной* I
шапки '
Л =79°'
Солнце
-*п.=0*
4-Л
-30°
Рис. 6.25а. Геометрия области полярного каспа в плоскости полуденного
меридиана вместе с отдельными орбитами спутника ИМП-5. Полярный
касп простирается в другие меридиональные сечения, окружающие
полярную шапку, имея форму лепестковой чаши или воронки.
ли «отфильтровывается» или истощается низкоэнергетическая часть
спектра (рис. 6.25г). С другой стороны, такой спектр похож на
спектр в удаленных частях геомагнитного хвоста на геоцентрическом
расстоянии 35 а. Обсуждение характерных особенностей полярного
каспа, в том числе и тех, которые отмечены на рис. 6.25а, будет
проведено в разд. 6.11 после описания конвективных движений
магнитосфер ной плазмы.

128
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Ю1
b-/os
$
I
п—I I I I I111 1—I I 1 I III
о переходная область (3,&а)
• полярный касп (7,2а)
1—I I IT"
ИМП-5
А-й виток
Ю
J I 1 I I nil i мм nil r i i i им
/о*
/o3
10*
Энергия протонов, эВ
Рис. 6.256. Направленный дифференциальный энергетический спектр
интенсивности протонов в солнечном направлении для удаленного каспа и
переходной области.
6.9.2. ДВИЖЕНИЯ МАГНИТОСФЕРНОИ ПЛАЗМЫ
а) Конвекция плазмы, вызываемая спокойным солнечным ветром.
Ряд авторов [125,127,165,187] предположил и, что «трение», или
«вязкое взаимодействие», между солнечным ветром и магнитосферой
может вызвать такое крупномасштабное «конвективное движение»
плазмы в магнитосфере, что
Е +v х В = 0
(1)
или
v = Е х В/Б2.
(2
Электрическое поле Е в этом случае можно записать в виде
градиента скалярной функции
Е = -уЧГ,
(3)

6.9. Магнитосферная плазма
129
■а
I
ю5\
то*
го3
юг
ю
—
-
—
-
—
п—1 МММ]
V
ч
\
\
V \
л \
\ \
л
1 1 11 "III
—i—г
А.
/
9
,\
\\
г
1
<\
L_L
1 1
\
\
X
-LL
ГПТ| 1 гтт
6-й виток
П июля
ТТЛ
-|
• полярный ггас/ГЕз
5,9а
0 перехорная
область
П,2а
ц
—
ч
л высокоилиротная\
внешняя зона —|
7,3а
X
V
\
\
\
\
\
J-LUJ ill'
-J
ч
ч
-А
ч
ч
-^4
ч
ч
—
им
ТО2
ТО3 ю*
Энергия электронов, эВ
ТО6
Рис. 6.25в. Направленный дифференциальный энергетический спектр
интенсивности электронов в околоземном полярном каспе и в переходной
области.
т. е.
vXB=vY. (4)
Такое движение в скрещенных полях Ей В часто рассматривается
как конвективное движение магнитных силовых линий [155]. Чтобы
яснее понять это, полезно отметить аналогию между представлением

130
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
10s
10"
%
Ь
ч*
I
I
I
Ю
^Ыс^тпту
ггптт
ИМП-5
• полярный касп (5,36а)
о переходная область (Ю,6а)
солнечное направление
Л июля /969 г.
ИМЛ-4
д плазменный слой
6фее р. 1968г.
JLL
J Mil Mil
J I I 1 1 111
/О Ю2 Ю3
Энергия протонов? эВ
Ю*
Рис. 6.25г. Направленный дифференциальный энергетический спектр
интенсивности протонов в переходной области, околоземном полярном каспе
и в удаленном плазменном слое (33,5а) [152].
о вихревой линии и магнитной силовой линии. Уравнение для
вихря скорости у х v — со в идеальной неэлектропроводной
жидкости имеет вид
did , ч /Гч
— = V х (v х ю). (5)

6.9. Магнитосферная плазма
131
Из этого уравнения следует, что частица, находящаяся на какой-то
выделенной вихревой трубке в начальный момент времени t = О,
и в дальнейшем будет оставаться на ней. Другими словами,
вихревая трубка «вморожена» в жидкость и движется вместе с ней.
Из уравнений Максвелла
—--VXE (6)
dt v w
Е + v X В = О (7)
следует
JL=vX(vxB). (8)
Это уравнение имеет точно такой же вид, что и (5), откуда и следует
аналогия между трубкой вихря и магнитной силовой линией (см.
также разд. 6.9.2 в).
Движения, о которых говорилось выше, представляют особый
тип установившихся течений (d/dt = 0), в которых векторы v и Е
перпендикулярны В. Тогда у X Е = 0, откуда Е = — у W. Для
магнитосферной плазмы эти движения обычно связаны с дрейфом
в скрещенных полях Е и В; электроны и ионы при этом дрейфуют с
одной и той же скоростью перпендикулярно как Е, так и В,
поскольку можно считать, что частицы плазмы не испытывают столкновений.
В нижней ионосфере такое движение не может реализоваться,
поскольку вращению частиц плазмы мешают столкновения с
нейтральными частицами.
Так как и электроны и ионы должны двигаться с одинаковыми
скоростями, то движение, описанное выше, не сопровождается
электрическими токами. Таким образом, в тех областях, где имеют
место такие движения, отсутствуют локальные токи (j =0), т. е.
Д X В - 0.
Рассмотрим поверхность S плазмы, ограниченную кривой s,
которая увлекается дрейфом в скрещенных полях Е и В. Уравнение
(8) указывает, что полный магнитный поток через S остается
неизменным, т. е. [2]
Г Г В - dS = (7— — у x(vx B)}dS = 0,
Dt
где DIDt — производная' по времени в сопутствующей системе
координат. Выражение для скорости состоит из двух
членов: первый (-^--dS) определяет эффекты изменения В в
точках на S,a второй представляет результат деформации s во времени.
Векторный элемент длины ds за время Ы перемещается на расстоя-

132
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
ние \ЫУ поэтому поток магнитного поля через элемент векторной
поверхности, охватываемый^, равен
В • (v« х ds).
Суммируя по всем элементам s и используя теорему Стокса, имеем
JB .(v xds)= _J(vxB).ds,
откуда
Рис. 6.26. Линии потоков конвективного движения магнитосферной плазмы
в экваториальной плоскости [125].

6.9. Магнитосферная плазма
133
Рассмотрим теперь дрейфовое движение в скрещенных полях
в экваториальной плоскости. Тогда, поскольку v, В и Е
перпендикулярны друг другу, а В перпендикулярно также экваториальной
плоскости, токовые линии конвективного движения будут совпа-
Р и с. 6.27. Линии потоков конвективного движения магнитосферной плазмы
в экваториальной плоскости. Учтено также совместное вращение плазмы
с Землей [133].
дать с линиями Чг = const. На рис. 6.26 показана картина
конвективного движения магнитосферной плазмы в экваториальной
плоскости, предложенная в [127]. Поскольку силовые линии
вморожены в плазму, можно говорить и об их конвекции.
Впоследствии в [133, 180] были развиты идеи [127] и внесены некоторые
исправления в картины конвективного движения (рис. 6.27).
Истинная движущая сила конвективного движения связана с
касательными, или максвелловыми, натяжениями, которые воз-

134
Гл. 6, Энергичные частицы и плазма
никают под действием солнечного ветра на поверхности
геомагнитного хвоста. Автор [125] указал на сходство этой силы с обычной
вязкостью. В разд. 5.6.1 было показано, что межпланетное
магнитное поле, направленное на юг, перезамыкается с геомагнитными
силовыми линиями, что приводит в итоге к появлению нормальной
компоненты Ьнорм на поверхности магнитопаузы. Электродвижущая
Рис. 6.28. Поперечное сечение геома- Рис. 6.29. Схема циркуляции,
гнитного хвоста (вид со стороны Зем- соответствующая конвективному
ли), распределение нормальной компо- движению, показанному на рис.
ненты магнитного поля и токов в хвосте. 6.26, на ионосферном уровне в
северной полярной шапке [125].
сила Е =• V X Ьиорм(гдеУ — скорость солнечного ветра),
возникающая из-за движения солнечного ветра вдоль поверхности
магнитопаузы, возбуждает электрический ток силы /V , как показано на
рис. 6.28. Ток /г замыкается обратным током, текущим поперек
геомагнитного хвоста, который порождается положительным
пространственным зарядом, появляющимся на утренней стороне
магнитопаузы, и отрицательным — на вечерней стороне. Ситуация в этом
случае имеет определенную аналогию сдинамодействием в
ионосфере, где электродвижущая сила, связанная с ионосферным ветром
в средних и высоких широтах, приводит к возникновению
экваториальной электроструи вследствие накапливания
пространственного заряда в низкоширотной ионосфере (разд. 4.4.2).
Предположим [125], что магнитосферные области с противоположными
пространственными зарядами связаны геомагнитными силовыми линиями
с двумя узкими полосами в полярной шапке. Поэтому проекция
крупномасштабных вихрей на полярную область даст два замкнутых
токовых вихря (рис. 6.29). Недавно было показано [134], что
вдоль дневной стороны полярного овала действительно
существуют две области с противоположными пространственными
зарядами (разд. 8.9.1). На рис. 6.30 приведена схема конвекции,

6.9. Магнитосферная плазма
135
построенная по наблюдениям распределения электрического поля
(только одной компоненты) вдоль орбиты спутника «Инджун-5».
Рассмотрим теперь одно из следствий такого предлагаемого
конвективного движения магнитосферной плазмы. Для этой цели
исследуем взаимодействие магнитосферной плазмы (движущейся со
скоростью Е X В/В2) и нейтральной атмосферы. Дрейф в
скрещенных полях Е и В может возникнуть лишь тогда, когда
заряженные частицы плазмы не испытывают столкновений с нейтральными
Рис. 6.30. Векторы (только одна компонета) конвективной скорости вдоль
орбиты спутника «Инджун-5» [134].
частицами, или, точнее, заряженная частица успевает сделать
много оборотов между столкновениями. Верхние слои ионосферы
могут участвовать в дрейфовом движении магнитосферной плазмы
в скрещенных полях, так как ионосферу вплоть до слоя F2
можно считать бесстолкновительной. Однако в слое Е
дрейфовое движение испытывает сопротивление со стороны нейтральной
атмосферы, так как положительные ионы сталкиваются здесь с
нейтральными частицами настолько часто, что не успевают
совершить один полный оборот вокруг силовой линии. С другой стороны,
электроны в слое £ все еще бесстолкновительны (из-за их большой
гирочастоты), и в дрейфе принимают участие только электроны, ко-

136
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
торые движутся вдоль линий потока. В результате в слое Е
ионосферы возникает холловский ток (разд. 4.4.1), направленный в
противоположную по отношению к вектору конвективного движения сторону.
Было замечено, что в полярной шапке существует особый тип
геомагнитных вариаций, эквивалентная токовая система которого
похожа на схематическую картину, приведенную на рис. 6.29.
Полярные магнитные вариации будут обсуждаться ниже в разд. 6.9.2ж.
б) Отождествление движущихся магнитных силовых линий.
Следуя [132], рассмотрим объем V', в котором существует
магнитное поле B(r, t). Пусть поле существенно регулярно, т. е. оно
может быть описано с помощью потенциалов Эйлера а(г, /) и р(г, t)9
а именно В =уа х уР. Введем магнитный векторный потенциал
А — аур. Заметим, что в таком представлении силовые линии —
это кривые, возникающие от пересечения поверхностей а = const
и р — const.
Выберем такую большую неподвижную поверхность S, что
каждая силовая линия пересекает S по крайней мере один раз;
в таком случае выбор а и р на S фиксирует определенную силовую
линию, проходящую через V. Пусть w — скорость силовой линии,
тогда электрическое поле Е равно
е = -1Г-^ = (^-^-уР)-у(Ф + ^ =
= _ w X В — у (ф + V),
где
Можно показать, что w, во-первых, удовлетворяет уравнению
VX(E + wxB) = 0
и, во-вторых, отличается от скорости v дрейфа в скрещенных полях
Е и В, равного
v = Ех X В/52,
на величину
v-w = Bxv(0 + Y)/B2.
В общем случае член В X у(Ф + Ч)/В2 не равен нулю. Если же
мы наложим условие Е • В = 0, заполняя объем V проводящей
плазмой, то член (Ф + Ч') будет оставаться постоянным вдоль
каждой силовой линии, так как
(w X В) • В = 0.

6.9. Магнитосферная плазма
137
Далее можно показать, что если S —идеально проводящая
поверхность, то (Ф + ¥) будет оставаться постоянным по всему объему.
Только в этом случае w будет равно v.
в) Синхронное вращение магнипгосферной плазмы. В [147]
показано, что движение ионизированного газа, окружающего
вращающуюся аксиально симметричную магнитную звезду, должно
удовлетворять уравнениям
гр ' ° ? 4л
где 2 —угловая скорость элемента газа относительно оси вращения
Oz цилиндрической системы координат (г, ср, г). 20 = const и
С = const вдоль силовой линии, а£ = pvmBm9 где vm и Вт —
меридиональные компоненты скорости и магнитного поля соответственно.
Идеальное синхронное вращение плазмы с магнитным полем в этом
случае будет тогда [147], когда отсутствуют движения вдоль
силовой линии, т. е. если vnl = £ = 0, откуда 2 = Я0. С = 0 и Вф = 0.
Условия для синхронного вращения плазмосферы такие же.
Таким образом, область полярного ветра нельзя полностью отнести
к области синхронного вращения.
В стационарном состоянии линейная скорость вращения равна
v = Q.r,
где Q — угловая скорость плазмосферы. Тогда в инерциальной
системе координат будет существовать электрическое поле Е,
удовлетворяющее уравнению
v9XB + E = 0.
В плоскости экватора электрическое поле направлено к центру
Земли и имеет величину
\ЕГ\ =
QB0a3
где В0 — напряженность магнитного поля на экваторе.
На уровне ионосферы электрическое поле имеет южную
компоненту Eq и компоненту Ег, направленную вертикально вверх:
Еь = QaBQ sin 2Х, ЕГ = — £1аВ0 cos21.
Потенциал Ф имеет вид
Фго1 = — Qa2BQ cos2 X « — 89 cos2 X (кВ).
Такое электрическое поле можно получить из рассмотрения
либо азимутального движения ионосферной плазмы (связанного с
вращением Земли) в геомагнитном поле, либо суточного движения

138
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
геомагнитного поля через ионосферу. В обоих случаях
электродвижущая сила уф X В как в северном, так и в южном полушарии
имеет компоненту, направленную к полюсу. Эта компонента
электрического поля приведет к накапливанию положительных зарядов
вокруг полюса и отрицательных зарядов — вдоль экватора. В
стационарном состоянии электрический ток, текущий к полюсу под
действием этой электродвижущей силы, имеет ту же величину, но
противоположное направление по отношению к педерсеновскому
току, текущему к экватору и возникшему за счет пространственных
зарядов и электростатического поля Es. В результате суммарный ток
будет равен нулю. Другими словами, движение в скрещенных
полях Е и В, где Е = Es, эквивалентно движению с заданным уф,
так как Es =-—уф X В. Предполагая, что силовые линии
геомагнитного поля эквипотенциальны, мы приходим к выводу, что магнито-
сферная плазма вращается синхронно с Землей.
г) Взаимодействие между ионосферой и магнитосферой.
Движение магнитосфер ной плазмы нельзя рассматривать изолированно,
не принимая в расчет влияние ионосферы. Когда электромагнитное
поле в магнитосферной плазме изменяется под действием внешних
источников, то эти вариации поля канализируются вдоль
геомагнитных силовых линий к ионосфере. Реакция ионосферы будет
затем передаваться вверх в магнитосферную плазму, в результате
исходное магнитосферное электромагнитное поле может измениться,
что в свою очередь приведет к изменению электромагнитного поля
в ионосфере и т. д.
Предположим, что ионосфера вначале покоится и что магнито-
сферная плазма движется со скоростью \м, такой, что
^ + v«XBM = 0.
Электрическое поле, связанное с этим движением, будет
передаваться вниз в ионосферу и вызовет там электрический ток j/ . В [137]
отмечено, что этот ток приведет в двум эффектам* 1) нагреву
ионосферы и 2) ускорению ионосферного газа под действием лоренцев-
ской силы j/ х В/ . Оба эти эффекта приводят к уменьшению
начальной кинетической энергии магнитосферной плазмы и ее
замедлению. Для скорости уменьшения кинетической энергии
магнитосферной плазмы мы можем записать
-5"1тр*йл'" = --Нтр' v' dV'~
- j" 2, (Е, + v, X В;) W,.
где 2/ — педерсеновская проводимость. Если вторым членом в
правой части равенства можно пренебречь, тогда вся кинетическая

6.9. Магнитосферная плазма
139
энергия магнитосферной плазмы будет передаваться в ионосферу,
при этом
Поскольку (Мм/Mi )^2^ 10~4, наибольшая величинаvf будет
порядка 10~4с'л1. Коул показал, однако, что, когда ионосфера находится
вначале в покое, кинетическая энергия магнитосферной плазмы
быстрее уходит на джоулеву диссипацию, чем на установление
движения в ионосфере. При этом время передачи кинетической энергии
магнитосферной плазмы в ионосферу в результате джоулева нагрева
и вязкой диссипации т меньше 10 с в средних и 0,1 с в низких
широтах.
Взаимодействие магнитосферы с ионосферой в стационарном
состоянии было изучено в [143, 202, 203]. Автор [208] предположил,
что в экваториальной плоскости магнитосферы задано распределение
электрического поля, тогда можно рассчитать траектории
положительных ионов и электронов под действием магнитного и
электрического полей. В результате мы получим распределение
концентрации и градиента давления в плазме. Градиент давления должен быть
скомпенсирован силой Лоренца
Ар = j х В.
Компонента ]± тока, перпендикулярная В, в случае изотропного
давления равна
j± = В х ур/В2,
что является частным случаем уравнения (26) в разд. 6.2.3. В
общем случае дивергенция j± неравна нулю, т. е. должны
существовать электрические токи jjj по силовым линиям, связанные с у. j±
условием обращения дивергенции от суммарного тока в нуль:
где
д / / „ \ = 2 (В х у£) - ур
61 \ В ) В*
Интегрируя последнее уравнение, получим
В, / Be \ С dl
где В е—магнитное полена экваторе, a Bj — величина поля на
уровне ионосферы. Из непрерывности тока в ионосфере следует
yJ7 = /„ sin/,

140
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
где J/ и / — соответственно интегральная плотность
горизонтального тока и магнитное наклонение.
Ионосферный ток J/ дается выражением (разд. 4.4.1 г)
J=2(E + v„xB),
где \п — массовая скорость ионосферной плазмы.
Объединяя последние два уравнения, получим
VE(E + Vn xB)] = /|Sin/.
Поскольку j и предполагается известным, последнее уравнение
становится дифференциальным уравнением для Е. Если распределение
электрического поля, полученное таким образом, будет правильно,
то его проекция на экваториальную плоскость должна
согласоваться с принятым исходным распределением.
Применить такую общую схему к истинной магнитосфер ной
ситуации оказывается трудно, за исключением особого случая,
в котором продольные токи предполагаются отсутствующими.
Автор [214] рассмотрел взаимодействие ионосферы с
магнитосферой, задавшись определенной формой потенциала W вдоль
кривой в экваториальной плоскости магнитосферы, проекция которой
на полярную ионосферу представляет собой широтный круг X = 77°.
Поскольку в работе считалось, что потенциал вдоль силовой линии
не меняется, это предположение было равносильно заданию
потенциала Y вдоль X = 77°. Кроме того, предполагалось, что токи,
возникающие под действием потенциального поля в ионосфере,
удовлетворяют уравнению
v • J, = о.
Таким образом, задача была сведена к отысканию потенциальной
функции Y, удовлетворяющей в ионосфере условию
Для наблюдателя, находящегося на Земле, полный потенциал Чгт
равен
ЧГГ = ¥ — Qa2£0sin2 (—tz~ \\9
На рис. 6.31а и 6.316 показано соответственно распределение
эквипотенциальных линий и тока в ионосфере и распределение
потенциала Чт в экваториальной плоскости. Последний рисунок построен
перенесением WT из полярной ионосферы на экваториальную
плоскость, при этом линии потока магнитосферной плазмы совпадают с
эквипотенциальными линиями. В описанной частной модели
распределение потенциала выбрано таким образом, что в геомагнитном
хвосте возникает движение плазмы по направлению к Земле.

0600
Рис. 6.31а (вверху). Эквипотенциальные линии в полярной ионосфере.
Потенциал в киловольтах.
Рис. 6.316 (внизу). Распределение ионосферных токов (ток между
соседними линиями равен 2-Ю4 А) для распределения потенциала, приведенного
на рис. 6.31а. Кривая / — широтный круг X = 77°.

142
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Вблизи Земли линии потоков замкнуты, поэтому магнитные
силовые трубки, которые пересекают экваториальную плоскость в
этих местах, вращаются вместе с Землей и не подходят близко
Рис. 6.31 в. Эквипотенциальные линии в неподвижной системе отсчета для
невращающейся магнитосферы. Линии потоков конвективного движения
совпадают с изолиниями [214].
к магнитопаузе. Эта область называется областью синхронного
вращения. В то же время имеются силовые трубки, пересекающие
в другой части экваториальную плоскость, которые вращаются с
Землей лишь в определенное местное время, когда они находятся
недалеко от Земли и подходят достаточно близко к магнитопаузе.

6.9. Магнитосферная плазма
143
В ряде работ [133, 135, 136, 168, 1801 предполагается, что
граница области синхронного вращения совпадает с плазмопаузой
(разд. 3.6.Зг). Магнитные силовые трубки, находящиеся вне
области синхронного вращения, теряют плазму, подводимую из их
«подошвы», когда они проходят вблизи магнитопаузы.
Предложенный механизм может объяснить, по крайней мере качественно,
асимметричное «вздутие» плазмопаузы как область застоя плазмы,
связанную с течением хвоста магнитосферы и синхронным
вращением.
В такой схеме в области, лежащей вне плазмосферы,
отсутствует диффузионное равновесие. Эта область наполняется плазмой,
поступающей из ионосферы, и в то же время за счет конвективного
движения плазма стремится в межпланетное пространство.
Благодаря этим двум процессам вне плазмосферы устанавливается
сверхзвуковой поток ионосферной плазмы, движущейся снизу вверх,
или ветер из желоба (разд. 3.6).
д) Движение плазмы за счет ионосферного динамо-эффекта.
В разд. 4.4.2 было показано, что динамо-эффект в слое Е
индуцирует в ионосфере электрические токи и связанные с ними
электростатические поля (Е — —v^)- Так как проводимость вдоль силовых
линий сравнительно высока, такие статические поля будут
передаваться в магнитосфер ну ю плазму и вызывать там дрейф в
скрещенных полях Е и В [163].
На рис. 6.32 схематично показано конвективное движение
силовой трубки, возникающее в результате динамо-эффекта.
Предположим, что S^-токовая система определяется целиком холловским
током. В этом случае конфигурация линий потоков электронной
конвекции на уровне ионосферы точно такая же, как и линий S^-tokob,
за исключением того, что направление движения противоположно
направлению тока. Если геомагнитные силовые трубки являются
эквипотенциальными линиями, тогда частицы плазмы,
расположенные в определенный момент в силовой трубке/1, через какой-то
промежуток времени окажутся в другой силовой трубке В.
Таким образом, примерная картина конвективного движения маг-
нитосферной плазмы под действием динамо-эффекта может быть
получена, если известно распределение электростатического поля
в ионосфере. На рис. 6.33, а показано рассчитанное распределение
электростатического поля [176] (см. разд. 4.4.2 г), экваториальная
проекция которого (рис. 6.33,6) позволяет построить схему
конвективного движения. В разд. 6.9.2е говорилось, что эксперименты с
искусственными облаками в ионосфере можно использовать для
определения ионосферных электростатических полей. На рис. 6.33 в
нанесены векторы электрического поля, полученные из таких
наблюдений [189], вместе с векторами поля, рассчитанными в [173].
Рассчитанные и наблюденные векторы электрического поля в
целом согласуются в вечерние часы.

144
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
е) Движение искусственных плазменных облаков в магнитосфере.
Присутствие ионосферы может также влиять на движение плотного
облака, инжектированного в удаленной магнитосфере.
Предположим, что цилиндрическая плазменная неоднородность с осью,
параллельной В, движется со скоростью v. Если ионосфер а отсутствует,
Рис. 6.32. Схема конвективного движения магнитной силовой трубки,
связанного с механизмом динамо в ионосфере. На верхней схеме показана
5^-токовая система, на нижней — конвекция трубки. Силовая трубка
испытывает также вращательное движение [164].
то r системе координат, связанной с плазменным облаком,
электродвижущая сила (v X В) компенсируется электрическим полем,
возникающим из-за пространственного заряда, накапливающегося
вблизи цилиндрической поверхности плазмы. Однако
пространственный заряд имеет потенциал
Ф = vBrsinS \\ — 1°-\

90е
§ 30й
I
15'
§£ч\\\\1///^
^ж^
-"II к^
[Г' ' / ' \ \ \ \\>^^
^<ч\\ /;
^/ / / i % ч, ^^^.-~
/ / / I \ N ^^^. ^^
S/S/ / / / • \* ^^^^>и
^ L
-J I I L_
_L_J L
a
6 9 12 15
Местное время
12ч
78
21
24ч
е-ч
сч
\ ч* У' \ \
:v\\\\
Wv-rr4!H4i4-:
\ лЛ \ v
Ч^ ^ N V / ^
\ \ \ V -
1мВ/м
06ч
*6 7V
60°
ООч
Рис. 6.33.а—Усредненное распределение электростатического поля,
вызванное механизмом динамо. 5° широты соответствуют 1 мВ/м [176].
б—Электростатическое поле с рис. 6.33,а, перестроенное в экваториальной плоскости [176].

146
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
где г и 9 — цилиндрические координаты, а гс — радиус цилиндра.
В системе координат, связанной с цилиндром, линии тока фоновой
плазмы, возникшие под действием потенциального поля, имеют
точно такой же вид, как и при обтекании несжимаемым потоком
твердого цилиндра.
90£
60'
30'
Б 0°
\
* 30"
60°\
L »j>\ * \
90°
Ш4Ш
Горизонт, компонента Ех
+ по[171
по [173]
/ noD72j
(«) V„, ii<W
А
/ Г//?)/,
> if
\(/0)
(Ю)(36)
(14) i~:
(38) (39) (37)
\
\ \\
Y^f ^-^ N 1(47)
1мВ/м
J
0 3 6 9 12 15 18 21 24ч
Местное вреуия
Рис. б.ЗЗв. Сравнение наблюденного и рассчитанного электрических полей
в ионосфере [190].
Поскольку облако связано с ионосферой проводящими
геомагнитными силовыми линиями, электрическое поле Е0у возникшее за
счет пространственного заряда, вызовет электрический ток в
ионосфере. Мы рассмотрим здесь только педерсеновский ток, так как
холловский ток не влияет на движение плазменной неоднородности:
В [194] было показано, что Еа отличается от первичного
электрического поля Е0, возникшего в плазменном облаке за счет
пространственного заряда (благодаря поляризационному эффекту педер-
сеновских токов). Еа и Е0 связаны, следуя 11941, таким образом:
с* а = ~Т~ ^0»
1 + Х

6.9. Магнитосферная плазма
147
где х = 4тг2р Vа и VA — скорость альвеновской волны.
В том случае, если проводимость ионосферы очень высока, X
становится большим, так что Еа очень мало. В этом случае
электрический сигнал почти полностью отражается от ионосферы. В
подобной ситуации плазменное облако можно уподобить точечному
источнику на упругой струне (силовой линии), закрепленной на
обоих концах. Ионосферы северного и южного полушарий ведут се-
рис. 6.34. Движение искусственно инжектированного плазменного облака
в удаленной магнитосфере [194].
б/i тогда подобно жестким металлическим креплениям.
Плазменное облако совершает незатухающие колебательные движения, так
как диссипация энергии в ионосфере мала. На рис. 6.34
построена зависимость скорости vw плазменного облака в единицах
начальной скорости v0 от безразмерного времени t*. За единицу
времени принято время пробега альвеновской волны между
сопряженными ионосферами. Вычисления проведены для случая, когда
масса окружающей плазмы в силовой трубке, включая и
ионосферную плазму, в четыре раза превышает массу инжектированного
плазменного облака. Параметр а равен
1-х
а = — .
1+7.
Для искусственного плазменного облака, выпущенного в
ионосфере, компонента скорости облака V±, перпендикулярная В,

148
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
определяется таким образом 1159, 190]:
1 2 / Е. ,\ 2 Е, ХВ
Vx=-^T-1+1*4— + v"Xb) + T+I*—— +
Здесь Ej. — компонента электрического поля, перпендикулярная
В; vn — скорость нейтрального ветра, перпендикулярная В; X* —
отношение интегральной педерсеновской проводимости плазменного
облака к интегральной проводимости окружающей ионосферы;
b — единичный вектор в направлении В. Это уравнение может быть
решено относительно Е±:
Ei«l±i.*|e|[bxV1+(JL)(V-TJ + ^i(,.xb)].
X — отношение концентрации ионов в облаке к концентрации
ионов в окружающей ионосфере. Можно заметить, что если X* = 1
и vn=0, то Е± может быть замерено по наблюдениям V±. В общем
случае солнечная радиация не успевает полностью ионизовать
плазменную неоднородность, поэтому остающиеся нейтральные
компоненты выносятся нейтральным ветром. Наблюдая таким образом
за скоростью нейтральной компоненты, можно оценить v„.
На рис. 6.35 приведены последовательные фотографии
бариевого облака, выпущенного в верхней атмосфере. Атомы бария
вблизи поверхности облака ионизируются в первую очередь и формируют
затем цилиндр вдоль магнитных силовых линий, так как движение
ионизированных атомов поперек магнитного поля сильно
затруднено. Если облако имеет большую оптическую толщину, то атомы
в его центральной части остаются нейтральными и дрейфуют в
направлении локального нейтрального ветра.
ж) Полярные геомагнитные вариации. Крупномасштабное
конвективное движение магнитосферной плазмы, обсуждавшееся в разд.
6.9.2г, порождает дрейфовое движение ионосферной плазмы
поперек полярной шапки вдоль линии Солнце — Земля с дневной
стороны на ночную. Замыкается это движение через низкоширотную
дневную сторону [127, 138]. В слое £, однако, положительные ионы не
могут участвовать в таком движении, поэтому вдоль линий тока
конвективного движения текут только электроны. Результатом
этого является холловский ток (разд. 4.4.16), токовые линии которого
совпадают с линиями конвективного движения, хотя направление
тока противоположно вектору скорости конвективного движения.
После вычитания S^-тока, возникающего за счет динамо-эффекта,
был выявлен [179] новый тип суточных магнитных вариаций в
области полярных шапок в спокойные дни. Предполагая, что эти
магнитные вариации вызваны токовой системой, локализованной на

Рис. 6.35. Облака Sri и Ball, выпущенные 27 ноября 1964 г. Фотографии
(сверху вниз) были сделаны соответственно через 2 мин 44 с, 7 мин 3 с и 12 мин
25 с после инжекции. Ионизованная компонента Ball вытягивается вдоль
геомагнитных силовых линий и движется под действием местного
электрического поля и ветра, в то время как нейтральная компонента Sri дрейфует вдоль
направления местного ветра [148].

150
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
сферической оболочке, окружающей Землю, авторы [179] показали,
что эта эквивалентная токовая система состоит из двух токовых
вихрей, названных ими 5^-током (рис. 6.36).
Однако впоследствии было показано [145,146, 169], что в
совершенно спокойные дни (2/Ср=0+ или 1+; определение Яр-индекса см. в
Рис. 6.36. S^-токовая система в системе координат дипольная широта—
время [179].
разд. 7.8.26) суточные магнитные вариации в полярной шапкезаметно
отличаются от вариаций, которые в [178] получены для спокойного
дня. Нарис. 6.37 показана полярная диаграмма, на которой нанесены
полные горизонтальные векторы геомагнитных вариаций 8 мая
1964 г. (2/(р = 1). Легко заметить, что обычный S^-ток,
возникающий в результате динамо-эффекта, имеет одну важную особенность
в квадранте 06—12h вдоль широты 60° и несколько выше.
Предполагается, что выше 70° S^-ток близок к однородному. Поэтому при-
веденое выше распределение магнитных векторов указывает на
особый тип токовой системы, отличный от S^-системы, возникшей в
результате динамо-эффекта. Выводы, полученные в [168], по
существу согласуются с результатами [145, 146]. Таким образом, S^-toko-
вая система, построенная по очень спокойным дням (на основе ди-

6.9. Магнитосферная плазма
151
аграммы магнитных векторов, подобной рис. 6.37), должна лежать
главным образом в квадрантах 06 — 12h и 12 — 18h. Не исключено,
что результаты [179] характеризуют слабо возмущенные условия, в
то время как [145, 1461 лучше представляют совершенно спокойные
условия.
Рис. 6.37. Полярная диаграмма горизонтальной компоненты магнитных
векторов 8 мая 1964 г. (2 Кр= 1) [169].
В полярной области и в низких широтах существует еще один
тип токовой системы [180—183], названный DP2. Предлагаемая
ионосферная токовая система очень похожа на S^-систему,
однако характерное время ее существования составляет
около 1 ч. Еще одна интересная особенность этой системы заключается
в том, что ее рост и распад коррелируют с флуктуациями
североюжной компоненты межпланетного магнитного поля с периодом
около 1 ч. На рис. 6.38 приведен пример £Р2-вариаций (заштрихован-

152
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
ныеучастки),наблюдавшихся одновременно в Алерте (полярная
шапка), Киру не (зона полярных сияний) и Уанкайо (экватор).
Соответствующие вариации межпланетного поля показаны в верхней части
рис. 6.38. Заметим, что верхняя кривая сдвинута повремени специ-
i
Usbfrrb
12
15
Пав г. 7965 г.
18 UT
50*
Рис. 6.38. £>Р2-магнитные вариации в Алерте, Кируне и Уанкайо вместе
с соответствующими межпланетными магнитными вариациями [183].
ально для того, чтобы показать наилучшую корреляцию с
соответствующими наземными данными (положительное направление
межпланетного поля откладывалось вниз). Токовая система на 1445 UT
показана на рис. 6.39.
Предполагается [1831,что ОР2-токовая система будет идентична
токовой системе, связанной с конвективным движением магнито-

6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере 153
сферной плазмы, вызванным перезамыканием силовых линий
геомагнитного и межпланетного полейДразд. 5.6.1). Более подробно о
физическом смысле /)Р2-токовой системы будет сказано в разд. 6.11.
Рис. 6.39. 1)Р2-токовая система в 1445 UT 14 августа 1965 г. (рис. 6.38)
[183].
6.10. ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ В МАГНИТОСФЕРЕ
6.10.1. ХАРАКТЕРИСТИКИ РАПРОСТРАНЕНИЯ
В разд. З.б.Зг и 4.5.2 мы уже рассмотрели в какой-то степени
распространение электромагнитных волн в магнитосфере. В этом
разделе мы дадим основные характеристики электромагнитных
волн от частот, существенно меньших ионной гирочастоты, до
частот значительно выше электронной гирочастоты,
распространяющихся в плазме с однородным магнитным полем. Подробное математи-

154
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
ческое описание этого вопроса можно найти, например, в работах
[219—221]. В этом разделе мы придерживаемся гауссовой
системы единиц.
Пренебрегая тепловым движением частиц плазмы, можно
показать, что в плоской волне вектор электрического поля Е, волновой
вектор х и тензор диэлектрической проницаемости [/(] связаны
уравнением
хх(ххЕ) + -4-[/С]Е = 0, (1)
с2
где
\К} =
1
ын о
-i%H хТ О
О О X,
КМ»
(2)
[1-(»«/-)] [1 + КИ1 '
1
КМ2
* [1 + КМП1-КИ] '
хн = {хк~ xi)/2-
0)i И (О,
соответственно плазменная частота, ионная и
электронная гирочастоты.
Поскольку первый член в (1) может быть переписан в форме Ы Е,
то уравнение (1) может быть сведено к
с2
Е = 0.
Эта система уравнений имеет отличное от нуля решение лишь в том
случае, если ее детерминант удовлетворяет условию
1Ч + т«1
= о.
(3)
Это так называемое дисперсионное уравнение устанавливает связь
между а) и х. Если обозначить через 0 угол между волновым
вектором х и В, то (3) сведется к уравнению
Ауь-В— *« + С-=1=0,
(4)
где
*rsin20 + х cos2G,

6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере
155
В = x^xLsin2e + х- хг(1 +COS26),
Уравнение (4) можно также привести к виду
- х 0(/»a-*fi)(/ia — *L)
tg26
(я2-*„)(*гп2-*Я %L)
Частота, Гц
Рис. 6.40. Дисперсионные кривые для электромагнитных волн в плазме,
пронизываемой однородным магнитным полем [315].
Показатель преломления п связан с постоянной распространения х
и фазовой скоростью V:
0)/х = V = с/п.
На рис. 6.40 показаны дисперсионные кривые для обсуждаемого
частотного диапазона. При 0 =0
(5)
(6)
(7)
либо
либо
х|
yR
yL
= 0,
= n2,
= п\

156
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
Равенство (5) сводится к уравнению для продольных плазменных
колебаний, на распространение которых не влияет магнитное поле
2 2
C0Z = С0Л ,
Волна, описываемая равенством (6), называется электронной
циклотронной волной, или R-волной; электрический вектор в такой
волне вращается по направлению вращения электрона. Я-волны
существуют на частотах, больших, чем
«>*= 1/ < + I— "е\ + — «>е
При ш> &R коэффициент преломления nR приближенно равен
1 \2 1
СО -^
2 V 2
"я = 1/ ] - / "' 1 •
П |/ (1) (to — и>е)
На частотах же ш — со^ величина я# становится равной нулю;
со^ названа частотой отсечки, так как она соответствует наибольшей
частоте необыкновенной волны, которая может проникать в
плазму (разд. 4.5.2). Для частот и>е < со< со^ величина nR
становится отрицательной и энергия волны быстро диссипирует за счет
резонанса на электронах. На частоте со — со^, величина п = оо ; эта
частота называется частотой электронного циклотронного резонанса.
/?-волна существует также на частотах ниже со^, показатель
преломления для частот со£< со <; со^ приведен в разд. 3.6.3 г.
Выражение (7) дает показатель преломления для ионных
циклотронных волн. Вектор Е вращается в таких волнах по направлению
вращения положительных ионов, по этой причине волны
называются L-волнами. L-волны распространяются в плазме на частотах,
больших, чем
V
o2 + -i-
Р 2
Коэффициент преломления nL равен
nL*Yi-
(ш + i»e)
Нужно заметить, что на частотах со > со^
nR = nL=]/
1 — IJL
о>2
Это уравнение уже приводилось в разд. 4.5.2. При со =г- юр
величина nL становится равной нулю (плазменная резонансная
отсечка).

6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере
157
На частоте а) ж u>L показатель преломления nL = 0. Это явление
отсечки можно видеть иногда на обычной ионограмме вертикального
зондирования.
L-волны не существуют в диапазоне сог- < оз < o>l . При со =
= &i L-волна резонирует с вращающимся положительным ионом
(п = 0).
Как R-> так и L-волны существуют при частотах, меньших о),-;
показатель преломления равен в этом случае
С Л . со \-1/2 С Л со \-1/2
где Va — скорость альвеновской волны, равная
Y*n (mt + me) пе }/we
/,-моду часто называют чистой альвеновской, или медленной,
модой, а /?-моду—модифицированной альвеновской, или быстрой,
модой. При ю<$>*
nR « ^л, A2L « С?/Ул COS 6.
Для электромагнитных волн, распространяющихся в направлении,
перпендикулярном В, т. е. В =. тг /2, плазменная и ионная
резонансные частоты смещаются соответственно к частоте
верхнего шин и нижнего mlh гибридного резонанса.
Напомним, что при выводе дисперсионных соотношений мы
пренебрегли тепловым движением заряженных частиц. В «теплой»
или «горячей» плазме могут существовать и другие типы волн,
например ионнозвуковые, электростатические циклотронные и
магнитозвуковые (модифицированные альвеновская и звуковая)
волны. Полагают, что среди всех этих волн на фронте ударной волны
и на магнитопаузе могут возникать ионнозвуковые колебания,
поскольку именно в этих местах возникают электронные потоки,
что приводит к появлению двухпучковой неустойчивости.
Неустойчивость нагревает электроны за счет преобразования энергии
потока в тепловую энергию, в результате создаются условия (ТР > Ti),
необходимые для раскачки ионнозвуковых волн.
6.10.2. ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ В ЧАСТИЧНО ИОНИЗОВАННОЙ ПЛАЗМЕ
В частично ионизованной плазме, рассматриваемой как
смесь электронов, положительных ионов и нейтральных частиц,
взаимодействие между заряженными частицами (с массовой скоростью
v) и нейтральными частицами (с массовой скоростью и) может быть
описано членом /C(u—v) [281], причем К пропорционально частоте

15S
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
соударений заряженной частицы с нейтральной vra(fl43], см.
также разд. 4.41 в):
КГ ~ vrn.
Индексом г обозначен сорт рассматриваемой заряженной частицы.
Уравнение движения для заряженных частиц может быть записано
тогда в виде (индекс г опущен)
-J- + (v -v)v=— (E + vxB) + /((ti-v).
ot m
Линеаризуем это уравнение, ограничиваясь рассмотрением
волн малой амплитуды. Зададимся, кроме того, зависимостью от
времени в виде еы\ тогда
j<ov = — (E + v х B0) + /C(u —v).
m
Запишем уравнение движения нейтральных частиц
ди г
P¥=F'
где р = ппМп — плотность нейтральных частиц, F/p = /C(v—u).
Для того чтобы получить дисперсионное соотношение,
уравнения движения можно дополнить системой уравнений Максвелла:
v dt
VXB = 4*j + -—.
Предполагая, что все переменные (u, v, В—В0, j и Е)
пропорциональны е*(ш*+хг\ мы получим дисперсионное уравнение
х2 — со2 = — 4т:а) ^ — |-
^^А гпГ (ю ± сог — iKr)
г
I jiU " ± сог — £/Сг I / l ^J со ± со, - /tfr
где (ог = B0(dzer)/mr— гирочастота. При выводе уравнения
предполагалось выполненным условие нейтральности (Znrer = 0).
г
Для очень высокочастотных волн нейтральные частицы
остаются практически неподвижными (р ->- оо). В ионосфере это
соответствует диапазону радиочастот (разд. 4.5.2), дисперсионное
уравнение которых примет вид

6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере
159
х2 — со2 = — 4™ V nrejmr (аз ± cor — f/Cr).
Это выражение может быть еще больше упрощено, если |со|»
» |о>г| и |(о| > |/Сг|, тогда
х2 — со2 = — 4тг ^ nre2r/mr
Г
(см. разд. 4.5.2).
В другом предельном случае, когда газ настолько разрежен, что
столкновениями можно пренебречь, т. е.
/Гг«|а>±со,|,
для волн низкой частоты |о>|« |cof J и соответственно |to| <g и>е
получим
х2 — а)2 = 4™28/fig — 4тг1(о2ро*//сор — t У пГпгГКг\ .
Здесь
а* = ^ пгшгКг/В1
г
o=^nrmr.
Г
Если со не мало по сравнению с каждым из а>г или по крайней мере
велико по сравнению с /Сг, то дисперсионное уравнение сводится к
х2 — со2 = — 4т:а) V nre2r/mr (to ± (ог).
В промежуточном случае, когда со« tor, но со> Кг, два
последних дисперсионных соотношения примут вид
^ — ^ = 4tz^4/B2o.
Если токами смещения можно пренебречь, то это уравнение
сводится к уравнению для скорости альвеновской волны
со/х = В0/УПЛ.
В этом случае присутствие нейтральных частиц можно не учитывать.
Последнее уравнение с большой точностью применимо к верхним
частям слоя ионосферы F2 и магнитосфере. В |281] дано более общее
дисперсионное соотношение, из которого все описанные выше
уравнения могут быть получены как предельные случаи:
■S
ni) (,„ + Шг _ iKr) 4*ш 2 m,erK,H* ± *,)
тг (ш2 _ а)2) о>р — t 2 'V"VKr

160
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
В нижней ионосфере, однако, становятся существенными
столкновения. Если частота столкновений такова, что
1Ч«*,»К1.
то дисперсионное уравнение превращается в
х2 _ w2 = ^2 [вУ±ъ (р + Ь) + icdMiuo*]"1 ;
далее, если
h4|«|cor//Cr|,
мы имеем
х2 _(D2 = ш2 (! + 8/р) [вУ\ъ? + tW4^a*)_1.
Если можно пренебречь токами смещения, то
(о/х = В0/~|/ 4тг (р + 8).
В этом низкочастотном случае нейтральные частицы через
столкновения с положительными ионами влияют на распространение
электромагнитных волн, поэтому-то р и вошло в последнее равенство.
6.10.3. СВИСТЯЩИЕ АТМОСФЕРИКИ
Как внутри, так и вне магнитосферы существуют
электромагнитные волны в диапазоне так называемой вистлеровской моды.
В разд. 3.6.3 мы изучили характеристики одной из таких волн:
свиста, возникающего при молниевом разряде. Из других типов
ОНЧ-излучений, наблюдаемых как на земной поверхности, так и в
магнитосфере, можно отметить шипения и хоры. Ряд шипений
фиксируется как белый шум в диапазоне частот 3—5 кГц, однако в-зоне
полярных сияний шипения часто чрезвычайно интенсивны и
имеют сложную структуру. Этот тип колебаний называется полярным
ОНЧ-шипением. Хоры состоят из групп коротких эмиссий с
продолжительностью в группе 0,1 с и с частотой, растущей со временем
от 0,5 до 5 кГц. На рис. 6.41 показано распределение ОНЧ-шу-
ма, включая свисты и хоры, в магнитосфере. Ряд полярных хоров
и шипений появляется во время магнитосферных суббурь (разд.
8.7 и 8.9).
Фронт ударной волны и переходная область также являются
источниками различных типов ОНЧ-шумов. На рис. 6.42 показана
спектральная плотность электрической компоненты такого шума,
полученная на двух спутниках, пересекавших магнитопаузу: сразу
же за магнитопаузой можно заметить сильный рост мощности этого
шума. На рис. 5.21. был дан пример всплеска электростатического
шума на фронте ударной волны. Ряд исследователей показали, что

60°
50°
40"
30°
/ 0600-1200LT
20°
10*
О 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12
\0о
60°
50° 40°
Ь^У^У^^///^^У/77^
чшшкт.
30°
^1200-1800LT
ШмШ
20°
ЛЮ°
О 12 3 4 5 6 7 8 9 10 // 12
0°
50-100%
25-49%
13-24%
| | 0,12% Р><0Нет данных
Рис. 6.41. Распределение ОНЧ-шума, включающего свистящие атмосферики и хоры в четырех различных квадрантах
магнитосферы [320].

162
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
на магнитопаузе [253] и на фронте ударной волны [337] происходит
слабое разделение зарядов. В разд. 5.2.2 говорилось о том, что
электрическое поле, возникающее в результате такого
пространственного разделения, может разогнать пучок электронов вдоль
магнитосферной границы до скорости, достигающей 4-Ю9 см/с.
Вероятнее всего, такой поток электронов будет нестабилен
благодаря двухпучковой неустойчивости. В результате кинетическая
энергия пучка будет перекачиваться в тепловую энергию
электронов. Как только температура электронов станет гораздо больше
ионной температуры, так сразу же начнут нарастать ионнозвуко-
вые колебания, которые могут возбудить другие электромагнитные
|
§лг7
•о
!
5 ю~9
"1—i—г
А
YS£ ~ 12,5а
15а
16,5а
Л—I—Г
В
0,2 0,4 0,56 0,2 0,4 0,56 0,2 0,4 0,56 0,2 0,4 0,56
Частота, кГц
Рис. 6.42. Максимальная спектральная
плотность электрического поля волн
свистящих атмосфериков,
зарегистрированная при пролетечерез магнитопаузу[327].
■ ОГО — 200 Гц,
О «Пионер» — 400 Гц,
• ОГО — 560 Гц.

6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере
163
волны. В [296] исследовано возбуждение волн на фронте и вблизи
фронта ударной волны в широком диапазоне частот от 10"2 до 104 Гц.
Существуют также различные типы ОНЧ-излучений, связанные
с такими положительными ионами, как Н+, Не+ и О4".
Последовательный учет этих ионов при выводе дисперсионного уравнения
(в разд. 6.10.1 мы ими пренебрегали*) дает ряд новых типов волн.
Одно из интересных явлений, связанных с ними, — это так
называемые протонные и гелиевые свисты [2731. Рассмотрение подобных
явлений выходит за рамки этой книги.
6.10.4. ГЕОМАГНИТНЫЕ МИКРОПУЛЬСАЦИИ**
Как межпланетное пространство, так и магнитосфера
являются источниками различных типов гидромагнитных волн (или ультра-
i 1
ljnuH
I I
5мин
Рис. 6.43. Примеры микропульсациц. а и б — микропульсации типа
«жемчужин» в земных токах, в — гигантские пульсации. И те и другие были
записаны в Колледже, Аляска [224].
* Точнее, при выводе дисперсионного уравнения в разд. 6.10.1
учитывались ионы лишь одного сорта. — Прим. перев.
** Более подробные сведения о физических механизмах и
морфологических свойствах микропульсаций освещены в работе: А. В. Гульельми и
В. А. Троицкая, «Геомагнитные пульсации и диагностика магнитосферы»,
М., «Наука», 1973. — Прим. перев.

164
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
низкочастотных электромагнитных волн). Геомагнитные
микропульсации появляются в широком диапазоне периодов от 0,2 до
600 с. На верхнем и среднем рис. 6.43 приведены записи земных
токов геомагнитных пульсаций типа «жемчужин». На нижнем
рисунке дан пример так называемых гигантских пульсаций.
OOOOJ
0,01
Частота, Гц
100
10000
10000
100
77epuoff,c
0,01
OOOOI
Рис. 6.44. Величина геомагнитных микропульсаций различных частот
(или периодов) [236].
а) Типы микропульсаций. Геомагнитные микропульсации
разделяются на два основных типа. Один из них — это
продолжительные и достаточно правильные колебания (Рс); другой тип — это
иррегулярные колебания (Pi).
Как Рс-, так и Pi-колебания подразделяются по периодам
согласно таблице на стр. 165.
На рис. 6.44 показана зависимость амплитуды геомагнитных
микропульсаций от их периода.

6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере 165
Рс Перио т,
Рс-1
Рс-2
Рс-3
Рс-4
Рс-5
Pi-1
Pi-2
(Pg)
(pg)
Pi
0,2—5 с
5—10 с
10—45 с
45—150 с
150—600 с
Период
5—40 С
40—150 с
б) Колебания Pc-L Эти колебания легче всего распознать по
огибающей несущего сигнала (рис. 6.43). Автор работы (336],
используя сонографическую запись (частота от времени), показал,
что эти колебания сформированы из ряда наложенных друг на друга
волновых пакетов с частотой, растущей внутри пакета. На рис. 6.45
дана амплиграмма (амплитуда от времени) для колебаний в
диапазоне колебаний Рс-1.
Изменения частоты появления этих колебаний в зависимости от
местного времени в значительной степени определяется широтой
точки наблюдения. Например, в средних широтах колебания наиболее
часты в ранние утренние часы (около 02—04hLT), на широтах
выше 65° колебания появляются в основном в дневное время.
Результаты многочисленных работ указывают на одновременное
появление колебаний Рс-1 в сопряженных областях.
В разд. 6.10.2 было показано, что для гидромагнитной волны,
распространяющейся вдоль силовой линии, фазовая скорость равна
V = V^(1± со/со/2.
Знак минус соответствует чисто альвеновской волне или медленной
моде, знак плюс — модифицированной альвеновской волне или
быстрой моде.
Обаяши [315] вычислил двойное время пробега гидромагнитной
волны вдоль силовой линии, определив
= I dslv^
где vg — групповая скорость, равная
v =VA(1± со/(0;)3/2 (1 ± W2C0,)-1,

1,2
I
I
Ю
mo
mo
ит
Рис. 6.45. Пример амплиграммы КПК-свиста, который был
зарегистрирован в Сиэтле, шт. Вашингтон, 17 января 1967 г. [300].
J
^^f4
§
£
и;
йг
Л =65°
по = 10*см-3
—
у"^5!^Ш
/ Ж * ^^ ^ 0 *^^ ф ^. ф 1
\ 1 / / /^^^^^s^^0^
I / //^//Ух1
\\\Ji///Y/
2Vh
а /о 20 зо
Л = 60*
п0-ЮАсм"3
О Ю 20
Вре/ия, жин
Рис. 6.46. Дисперсионные кривые, вычисленные для пульсаций типа
«жемчужин» [315].

6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере
167
Предполагая, что холодная плазма распределена в магнитосфере
по закону п = n0(a/r)s, мы получим
1 ± т- X
/1 + 3 sin2 Л
где шс — ионная гирочастота в наиболее удаленной точке силовой
линии (г = La; а — земной радиус). Таким способом была
получена теоретическая зависимость частоты от времени волнового пакета,
колеблющегося между сопряженными точками, для широт л = 65
и 60° (рис. 6.46).
в) Колебания Рс - 2,3,4,5. На среднеширотных станциях
регистрируются достаточно правильные пульсации в широком
диапазоне периодов (Рс - 2, 3 и 4).
В высоких широтах существенно возрастает изменчивость
колебаний, их характеристики изучены многими исследовате-
Р и с. 6.47. Распределение обсерваторий (точки), на которых были
зарегистрированы одни и те же пульсации. Размер точек соответствует амплитуде
измеренных пульсаций. Пульсации отсутствовали на обсерваториях,
отмеченных светлыми кружками.
4aL5'2
В0 У4жп0т g1
J cos4 X
1 ±
COS6 А
°с J/ 1 + 3sin2A
3/2
dK

168
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
лями. В частности, на широтах зоны полярных сияний как
колебания Рс-4, так и Рс-5 из-за большой амплитуды видны на обычных
магнитных записях. В нижней части рис. 6.43, а приведен типичный
пример гигантских пульсаций Pg.
Рис. 6.48. Схема, показывающая «колебание» геомагнитной силовой линии
и направление поляризации гидромагнитных волн, возникших в результате
этого «колебания» [264].
В настоящее время плохо изучено пространственное
распределение одновременных Pg-колебаний; существует, правда, ряд
указаний на то, что Pg-колебания ограничены узким диапазоном
широт. На рис. 6.47 показано распределение обсерваторий, на
которых были одновременно зарегистрированы Pg-колебания 17
июля 1958 г.; из рисунка видно, что амплитуда пульсаций резко
возрастала в очень узком широтном диапазоне.
Еще одна особенность, присущая как пульсациям Рс-4, так и
Рс-5, — это практически одновременное появление их в
сопряженных областях, при этом очень часто их горизонтальные векторы
(Ь) вращаются в противоположных направлениях в северном и
южном полушариях [343], что и показано схематически на рис. 6.48.
Колебания Рс-4, а еще более Pg имеют устойчивую тенденцию
появляться в ранние утренние часы между 03h и 08h местного
времени, но наиболее интенсивны и часты они в интервале межд\ 0311 и
10h местного времени.
Большинство геомагнитных микропульсаций генерируется в
магнитосфере и межпланетном пространстве, причем по мере распростра-

6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере
169
нения от источника к земной поверхности колебания будут частично
поглощаться и отражаться. Действительно, подобные колебания
были зарегистрированы на спутниках [242, 280]. В [228] обнаруже-
10
Частота, Гц
ю-
Рис. 6.49. Спектральная плотность низкочастотных электромагнитных
волн, зафиксированных в межпланетном пространстве [325].
/ — «Маринер-2», Вь , 30.IX—31.X. 1962; 2— «Маринер-4», 7—8.XII.1964;
3— ОГО-5, Вг, 10.III. 1968; 4—«Маринер-2», уровень шумов.
на корреляция между амплитудой магнитной компоненты альве-
новских волн b и скоростью v колебательных движений плазмы
солнечного ветра. Эти величины связаны соотношением
VA -
V =
Вп
ъ =
± 1
ь.
У4кптр
На рис. 6.49 показана спектральная плотность низкочастотных
электромагнитных волн, зарегистрированных на космических
аппаратах и спутниках [325].

170
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
6.11. СПОКОЙНАЯ МАГНИТОСФЕРА
Полезно подвести основные итоги наиболее важных особенностей
спокойной магнитосферы, о которых говорилось в первых шести
главах и, в частности, в гл. 5 и настоящей главе. Из последующего
изложения будет видно, что мы все еще далеки от полного
понимания основных процессов, связанных с взаимодействием
солнечного ветра и магнитосферы.
6.11.1. ОТКРЫТАЯ МАГНИТОСФЕРА
Имеется целый ряд наблюдений, которые указывают на то, что
магнитосфера часто оказывается «открытой» в том смысле, что
геомагнитные силовые линии, выходящие из центральной части
полярной шапки, связаны с силовыми линиями
межпланетного магнитного поля. Если это действительно так, то теорию
Чепмена — Ферраро и МГД-приближение, описанные в гл. 5,
необходимо рассматривать только как первый шаг к полной теории.
Перезамыкание силовых линий геомагнитного и межпланетного
полей может играть, таким образом, фундаментальную роль в
проблеме взаимодействия солнечного ветра с геомагнитным полем. На
рис. 6.50, а я б схематично показано то, что принято называть
моделью «открытой» и «замкнутой» магнитосферы.
а
Рис. 6.50. а — «открытая» и б — «замкнутая» модели магнитосферы,
предложенные Данжи. Нейтральные точки обозначены буквой N [139].

6.11. Спокойная магнитосфера
171
а) Вторжение солнечных частиц. Очевидно, одно из самых
убедительных доказательств справедливости этого
заключения — это то, что солнечные протоны и электроны
регистрируются в овальной зоне вокруг полюса диполя без существенного
временного запаздывания по отношению к потокам частиц,
обнаруживаемым в межпланетном пространстве (разд. 5.6.1). В частности,
электроны рассматривались как идеальные «следы» силовых линий.
Имеются также указания на то, что если в межпланетном
магнитном поле присутствуют радиальная (направленная от Солнца) и
южная компоненты, то геомагнитные силовые линии, выходящие с
северной стороны овала, связаны с Солнцем [360, 361].
Есть, однако, один действительно спорный момент в таком
объяснении, заключающийся в том, что направление межпланетного
поля, по-видимому, не контролирует вторжение солнечных частиц,
поскольку подобное вторжение в высокоширотный геомагнитный
хвост является довольно обычным явлением. Существуют тогда по
крайней мере две возможности, за счет которых солнечные частицы
могут попадать в геомагнитный хвост: первая заключается в том,
что магнитосфера всегда открыта, а вторая — в том, что в
удаленных частях геомагнитного хвоста создаются благоприятные
условия для вторжения солнечных частиц, независимо от того, открыта
или закрыта магнитосфера. В случае открытой магнитосферы
смыкание силовых линий оказывается возможным для большинства
направлений поля.
б) Проникновение плазмы из переходной области. Полярная
шапка ограничена овалом полярных сияний (разд. 8.9.2). На дневной
стороне этого овала были обнаружены интенсивные вторгающиеся
потоки частиц плазмы ( ~ 109 см-2 • с"1) с такими же примерно
характеристиками, как и плазма в переходном слое между магнито-
паузой и солнечным ветром (разд. 6.9.16). Этот факг позеолил
предположить, что плазма из переходного слоя через магнитопаузу
проникает в магнитосферу.
Часть этой плазмы проникает в полярную ионосферу вдоль
некоторой овальной полосы и вызывает невидимую эмиссию в диапазоне
6300 А (о деталях возбуждения этой эмиссии см. в разд. 8.9.1). Эта
полоса совпадает с дневной стороной аврорального овала (разд.8.9.2).
Такие потоки плазмы из переходной области поперек магнитопа-
узы наводят на мысль, что силовые линии, выходящие с дневной
стороны овала полярных сияний, связаны с силовыми линиями
межпланетного поля, которые лежат в переходной области и за ней.
Одна из возможных конфигураций геомагнитного поля, которая
допускает такое пересоединение,—это та, которая дает две
нейтральные линии (по одной в каждом полушарии) на магнитопаузе
(разд. 5.4.2.). Действительно, было показано, что поток плазмы из
переходной области обнаруживается вдоль дневного сектора овала
полярных сияний вблизи внешней границы области захвата (т. е.

172
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
на самых последних замкнутых силовых линиях).
В [351—354] отмечено, что такой втекающий поток имеет
место даже для периодов с очень низким /Ср-индексом (описание КР-
индекса см. в разд. 7.8.2). Поскольку овал полярных сияний
существует всегда, то, очевидно, следует предположить, что
нейтральная линия является неотъемлемой чертой магнитопаузы. Возникает
вопрос: позволяет ли это считать магнитосферу всегда открытой?
Необходимо отметить также, что это высыпание частиц
является важной особенностью, которую необходимо иметь в виду при
рассмотрении спокойной полярной ионосферы.
в) Продольные тока. В [351, 355] отмечено также, что поскольку
электронный поток не сопровождается точно таким же потоком
протонов, то соответствующий электрический ток будет порядка
3- Ю7 А/м2. Наблюдения [364—365] действительно показали, что вдоль
овала полярных сияний регистрируются вариации, которые
можно рассматривать как результат втекания продольных токов в
ионосферу. Было обнаружено также, что такие возмущения являются
типичными и наблюдаются в широком диапазоне Kv-индексов.
Какой же физический механизм приводит к возникновению
таких токов в магнитосфере?
г) Электрические поля. С помощью спутниковых и ракетных
измерений было обнаружено, что электрическое поле в полярной
шапке и внутри полярного овала направлено примерно с утренней
на вечернюю сторону и к полюсу вне овала [346]. Такое
распределение электрического поля требует существования
крупномасштабных конвективных движений магнитосферной плазмы, впервые
постулированных в [345, 347]. В [347] было предсказано, что
конвекция появляется тогда, когда межпланетное магнитное поле имеет
южную компоненту. С другой стороны, было найдено, что такое
распределение электрического поля характерно для широкого диапазона
/Ср-индексов, по крайней мере вдоль параллели утро-вечер.
Указывает ли это на то, что магнитосфера всегда открыта? Если это не
так, то какой механизм приводит к генерации такого
электрического поля? Безусловно, этот вопрос тесно связан с аналогичной
задачей, упомянутой в пункте (в), и с проблемой: является ли
конвективное движение магнитосферной плазмы типичным
явлением?
д) Полярные магнитные вариации. Известно, что суточные
геомагнитные вариации на станциях полярной шапки и в зоне полярного
овала в магнитоспокойные дни (2/Ср =- 1) существенно
отличаются как от суточных вариаций средних и низких широт, проэкстра-
полированных в высокие широты, так и от вариаций, которые
могут быть получены из обычной динамотеории (разд. 6. 9.2 ж). Важной
особенностью такой суточной вариации является то, что это
существенно «дневное» явление, т. е. ее эквивалентная токовая система
локализована в полуденном секторе [349] даже в летние месяцы,

6.11. Спокойная магнитосфера
173
когда освещена вся полярная область. Это явление может быть
связано с постоянным существованием описанного выше
электрического поля [см. пункт (а)].
6.11.2. МОДЕЛЬ С ПЕРЕСОЕДИНЕНИЕМ
Все те характерные особенности, о которых говорилось выше,
безусловно, связаны. В дальнейшем мы увидим, можно ли объяснить
все эти явления как следствия пересоединения силовых линий
геомагнитного и межпланетного полей.
В разд. 5.6.1 и 6.9.2 было показано, что перезамыкание
геомагнитных силовых линий с межпланетными силовыми линиями,
направленными на юг, приводит к возникновению нормальной
компоненты магнитного поля Ьнорм поперек магнитопаузы, а
отсюда и разности потенциала УЬн0?иЯтП поперек геомагнитного
хвоста (RXB — радиус хвоста магнитосферы). Если смотреть на
круговое поперечное сечение хвоста магнитосферы со стороны Земли,
то электрический ток /хв течет против часовой стрелки вдоль
магнитопаузы в северной части хвоста и по часовой стрелке — в южной
части. Такое течение тока приводит к накоплению положительного
пространственного заряда вдоль утренней стороны магнитопаузы,
и отрицательного — вдоль вечерней стороны (разд. 6.9.2а).
Возникающее в результате электрическое поле порождает
электрический ток (2/хв) с утренней на вечернюю сторону,
сконцентрированный в относительно тонкой полосе плазменного слоя, т. е.
в так называемом нейтральном слое. Заметим, что так как частицы
плазмы бесстолкновительны, то электрическое поле может вызвать
ток только в тонкой полосе вокруг нейтрального слоя, где
магнитное поле очень мало (см. разд. 5.6.2а а также [3361).
Электрическое поле ответственно также за конвекцию плазмы.
Авторы [3541 предположили, что вновь пересоединившиеся магнитные
силовые трубки, которые содержат частицы плазмы переходной
области, за счет конвекции переносятся вниз по течению солнечного
ветра примерно вдоль границы овала полярной шапки, а не
по линии Солнце — Земля. Они предположили также, что
сверхнизкая плотность плазмы в высокоширотном геомагнитном хвосте
возникает в результате этого специфического течения.
Во время конвективного движения силовые трубки сильно
вытягиваются в противосолнечном направлении за счет
электродвижущей силы V х Ьнорм и результирующего тока fr •
Удаленный плазменный слой в геомагнитном хвосте возникает в
результате накопления тех трубок поля, которые содержат плазму
переходной области, несмотря на то что концентрация частиц плазмы
существенно понижается за счет растягивания силовых трубок.
Когда «основания» этих трубок поля приближаются к
экваториальной границе овала в ночном секторе, они перезамыкаются

174
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
в удаленных частях хвоста с соответствующими трубками
противоположного полушария. Затем силовые трубки благодаря
конвекции переносятся к Земле. В процессе конвективного движения
силовые линии приближаются к Земле и восстанавливают диполь-
ную конфигурацию. Это движение плазмы в геомагнитном хвосте по
направлению к Земле соответствует картине течения, схематично
показанной на рис. 6. 26 и 6. 27. Во время конвективного движения
кинетическая энергия частиц плазмы увеличивается за счет
процессов бетатронного ускорения UJB0 = е/Д) и ускорения Ферми.
Таким образом, кинетическая энергия частиц в плазменном слое
растет по мере уменьшения геоцентрического расстояния. Франк [351 ]
предложил назвать область плазменного слоя между точкой
пересоединения и его внутренней кромкой «околоземным плазменным
слоем». Далекий плазменный слой лежит выше и ниже
околоземного слоя и простирается далеко за точку пересоединения (рис. 6. 4).
Картина течения плазмы в экваториальной плоскости и ее связь
с формированием плазмопаузы и ветра из «желоба» были
исследованы в разд. 6.9.2г.
Изучение верхней ионосферы в последнее десятилетие показало,
что ионосфера является одним из главных источников плазмы в
магнитосфере. Из области овала, центрированного около диполь-
ного полюса, имеется сверхзвуковой поток легких ионов (Н+,
Не+) — полярный ветер (разд. З.б.Зе) — вдоль геомагнитного
хвоста. Дневная ионосфера поставляет в плазмосферу основную
часть плазмы. Распределение плазмы частично определяется
конвективным движением плазмы геомагнитного хвоста к Земле.
Когда конвективная скорость низка, большая часть среднеширот-
ных магнитных силовых трубок заполнена ионосферной плазмой,
диффундирующей вверх и вращающейся вместе с Землей. По
мере увеличения конвективной скорости движение трубок отстает от
такого синхронного вращения, так как к вращательному
добавляется радиальное движение. Часть этих трубок после потери
ионосферной плазмы на магнитопаузе возвращается обратно к исходным
широтам. В этом случае ионосфера начинает переполнять эти
трубки. Необходимо по крайней мере несколько дней для того,
чтобы в трубках установилось диффузионное равновесие. Итак,
в трубках не может установиться равновесие, если конвективная
скорость часто увеличивается. Поэтому сверхзвуковой поток
ионосферной плазмы, направленный вверх, появляется в трубках,
начинающихся в субавроральной зоне, являясь причиной
возникновения среднеширотного желоба.
Авторы [352] определили границу захвата в полуночном
меридиане как внешнюю границу околоземного плазменного слоя (см.
рис. 6. 4). Это определение границы отличается от той
традиционной границы захвата, внутри которой длительно удерживаются
частицы. Область захвата по [352] включает околоземный плазмен-

6.11. Спокойная магнитосфера
175
ный слой, а также обычную область захвата, так как энергетический
спектр частиц в плазменном слое идентичен спектру частиц вблизи
границы захвата. Геоцентрическое расстояние этой по-новому
определенной границы захвата в геомагнитном хвосте (т. е. в
точке пересоединения) неизвестно.
Авторы [352] отождествили границу захвата над полярной шап-
ко^ по следующим наблюденным особенностям:
1) довольно резкое уменьшение измеряемого потока
энергичных электронов (е>45 кэВ) по отношению к фону;
2) резкое изменение направления электрического поля;
3) особый тип ОНЧ-излучения;
4) высыпание электронов типа обратного V (разд. 8. 9.2);
5) полярная граница высокоэнергичных протонов,
высыпающихся из околоземного плазменного слоя.
Конфигурация магнитного поля, схема конвекции,
распределение плазмы и природа высыпающихся электронов, предложенная
в [352], показаны на рис.6. 51 (см. также рис. 6. 4).
В настоящее время нет уверенности в том, совпадает ли граница
захвата с экваториальной стороной овала полярных сияний в
ночном секторе. Как по ракетным, так и по оптическим исследованиям
(разд. 8. 9. 2) было замечено, что высыпающиеся электроны
вблизи полярной границы овала мягче электронов вблизи
экваториальной границы. Поэтому граница захвата, спроецированная на
полярную ионосферу, может лежать внутри овала полярных сияний.
Часть пространственных зарядов, возникающих на утренней
и вечерней сторонах магнитопаузы, может разряжаться на
дневной стороне через овал полярных сияний. К утренней стороне
овальной полосы ток будет течь вдоль силовых линий, затем
вдоль дневной стороны аврорального овала и, наконец, к вечернему
краю магнитопаузы со стороны вечернего участка овала полярных
сияний. Такая токовая система предполагает отток (вдоль поля)
ионосферных электронов на утренней стороне аврорального овала и
и приток (вдоль поля) электронов из магнитопаузы на вечерней
стороне овала. Как отмечено в [363], такой ток необходим для
поддержания распределения электрического поля в полярной области.
Однако это может быть не единственной причиной наблюдаемых
продольных токов. Действительно, в [344] отмечено, что продольный
ток часто состоит из двойного токового слоя.
Конвективное движение магнитосферной плазмы,
обсуждавшееся выше, связано с холловским током в полярной ионосфере.
Картина течения идентична линиям потока конвекции на уровне
ионосферы, хотя направление тока противоположно. Таким образом,
мы можем ожидать два электрических токовых вихря в полярной
области.
Авторы [358] отождествили S^-ток с такой парой токов, в то
время как Нишида [359, 360] предположил, что DP2-tok является

176
Гл. 6. Энергичные частицы и плазма
более точным вариантом S^-тока. Основное различие между Spq-
и ОР2-токами заключается в том, что последние не ограничены
больше зоной полярных сияний и простираются до экватора.
Согласно этой точке зрения, экваториальная S^-вариация должна
существенно усиливаться ЛР2-токами.
Однако существование DP2-tokob как системы, отличной от
токовой системы авроральной электроструи, было поставлено под
Рис. 6.51. Полярная область, а — топология магнитного поля, б'—
модель конвекции, в — распределение плазмы, г — природа высыпающихся
электронов; центральная область—плазменный «вакуум» [352]. / —
электроны (е> 40 кэВ), граница захвата; 2 — плазма, текущая вниз из
переходной области и плазменного слоя; 3 — высыпание жестких электронов и
протонов; 4 — электроны и протоны переходной области; 5 .— случаи А-образного
высыпания электронов; 6 — плазменный слой электронов и протонов.

6.11. Спокойная магнитосфера
177
сомнение в [361] гл. 7. Авторы Г353, 361] гл. 8 показали также, что
ионосферные электрические токи в полярной шапке вообще не могут
быть выведены из одних наземных магнитных наблюдений.
Хотя и остается ряд проблем, связанных со спокойной
магнитосферой, однако модель Данжи качественно может объяснить
многие важные особенности спокойной или относительно
спокойной магнитосферы (а также и возмущенной магнитосферы,
которая будет обсуждаться в гл. 8). Если это действительно так, то
межпланетное магнитное поле играет основную роль во
взаимодействии между магнитосферой и солнечным ветром.
Прежде всего процесс пересоединения может преобразовывать
часть энергии солнечного ветра в магнитную энергию
геомагнитного хвоста со скоростью около 1019 эрг/с =.. 1012 Вт (разд. 5.6.1).
Эта энергия становится главным источником магнитосферных
возмущений.
Далее, ряд наблюдений наводит на мысль, что пересоединение
геомагнитного и межпланетного полей является почти неизменной
чертой магнитосферы, за исключением, возможно, периодов, когда
межпланетное поле имеет лишь северную компоненту.
ЛИТЕРАТУРА
6.1. Статьи
1. Alfven #., On the motion of a charged particle in a magnetic field, Ark.
Mat. Astr. Fys., 27A, № 22 (1940).
2. Alfven #., Cosmical electrodynamics, Clarendon Press, Oxford, 1950.
(Русский перевод 2-го изд.: Альвен Г., Фельтхаммер К- Г., Космическая
электродинамика, М., 1967.)
3. Anderson К- A., Energetic electron fluxes in the tail of the geomagnetic
field, J. Geophys. Res., 70, 4741—4763 (1965).
4. Axford W. /., Hines С. О., A unifying theory of high-latitude geophysical
phenomena and geomagnetic storms, Can. J. Phys., 39, 1433—1464 (1961).
5. Вате S. J., Asbridge J. R., Felthauser H. £., Hones E. W., Strong I. В.,
Characteristics of the plasma sheet in the earth's magnetotail, J.
geophys. Res., 72, 113—129 (1967).
6. Davis L. R.y Williamson J. M., Low-energy trapped protons, Space research
III ed. W. Priester, North-Holland, Amsterdam, 1963, pp. 365—375.
7. Frank L. A., On the distributions of low-energy protons and electrons in
the earth's magnetosphere, Earth's particles and fields (ed. В. M. McCor-
mac), Reinhold, New York, 1968, pp. 67—87.
8. Frank L. A., Plasma in the earth's polar magnetosphere, J. Geophys. Res.,
76, 5202—5219.
9. Gartlein C. W.y Aurora spectra showing broad hydrogen lines, Trans Am.
Geophys. Un., 31, 18—20 (1950).
10. Грингауз К. И., The structure of the earth's ionized gas envelope based on
local charged particle concentrations measured in the USSR, Space
research II, ed. H. C. Vande Hulst, С de Jager, and A. F. Moore, North
Holland, Amsterdam, 1961, pp. 574—592.
11. Heikkila W. У., Winningham J. D., Penetration of magnetosheath plasma
to low altitudes through the dayside magnetospheric cusps, J. Geophys.
Res., 76, 883—891 (1971).

178
Литература
12. Meinel Л. В., Doppler-shifted auroral hydrogen emission, Astrophys J.,
113, 50—54 (1951).
13. Meredith L. Я., Gottlieb M. £., Van Allen J, A., Direct detection of soft
radiation above 50 kilometers in the auroral zone. Phys. Rev., 97, 201—205
(1955).
14. Ness N. F„ The geomagnetic tail, Rev. Geophys., 7, 97—127 (1969).
15. Northrop T. G., Adiabatic charged particle motions, Plasma physics in
theory and application, ed. W. B. Kunkel, McGraw-Hill, New York, 1966.
16. (SBrien B. J., Review of studies of trapped radiation with satellite-borne
apparatus, Space Sci. Rev., 1, 415—484 (1962).
17. Singer S. i7., A new model of magnetic storms and aurorae, Trans. Am.
Geophys. Un., 38, 175—190 (1957).
18. Stormer C, The Polar Aurora, Oxford University Press, 1955.
19. Van Allen J. A., Direct detection of auroral radiation with rocket equipment,
Proc. Nat. Acad. Sci. U. S. A., 43, 57—62 (1957).
20. Vasyliunas V. M.t A survey of low-energy electrons in the evening sector of
the magnetosphere with OGO 1 and OGO 3, J. Geophys. Res., 73, 2839—
2884 (1968).
21. Верное С. Я., Чудаков А. Е., Вакулов П. В., Логачев Ю. Я., Изучение
земного корпускулярного излучения и космических лучей при полете
космической ракеты, ДАН СССР, 125, № 2, 30 (1959).
6.2—6.8. Учебные руководства
22. Alfven Я., Cosmical electrodynamics, Clarendon Press, Oxford, 1950.
(Русский перевод 2-го изд.: Альвен Г., Фельтхаммер /С. Г., Космическая
электродинамика, М., 1967.)
23. Chandrasekhar S., Plasma physics, compiled by S. K. Trehan, Univ. of
Chicago Press, 1960.
24. Ferraro V. C. A., Plumpton C, An introduction to magneto-fluid mechanics,
2nd ed., Clarendon Press, Oxford, 1966.
25. Hess W. N.t The radiation belt and magnetosphere, Blaisdell, Waltham,
Mass., 1968.
26. Longmire C. I., Elementary plasma physics, Interscience, New York,
1963. (Русский перевод: Лонгмайр, Физика плазмы, М., 1966.)
27. Northrop Т. G., The adiabatic motion of charged particles, Interscience,
New York, 1963.
28. Roederer J.'G., Dynamics of geomagnetically trapped radiation, Springer-
Verlag, 1970. (Русский перевод: Редерер X., Динамика радиации,
захваченной геомагнитным полем, «Мир», М., 1972.)
29. Schmidt G., Physics of high temperature plasmas — an introduction,
Academic Press, New York, 1966.
30. Spitzer L., Jr., Physics of fully ionized gases, Interscience, New York, 1956.
(Русский перевод: Спитцер Л., Физика полностью ионизованного газа,
ИЛ, М., 1967.)
31. Thompson W. B.t An introduction to plasma physics, Pergamon Press,
Oxford, 1962.
Статьи
32. Birmingham T. J., Convection electric fields and the diffusion of trapped
magnetospheric radiation, J. Geophys. Res., 74, 2169—2181 (1969).
33. Birmingham T. J., Northrop T. G., Charged particle energization by an
arbitrarily moving magnet., J. Geophys. Res., 73, 83—86 (1968).
34. Bostrom C. O., Beall D. S., Armstrong J. C, Time history of the inner ra-

Литература
179
diation zone, from October 1963, December 1968, J. Geophys. Res., 75,
1246—1256 (1970).
35. Brice N.t Lucas C, Influence of magnetospheric convection and polar wind
on loss of electrons from the outer radiation belt., J. Geophys. Res., 76,
900—908 (1971).
36. Cauffman D. P., Gurnett D. Л., VLF emissions during magnetic storms and
their association with 40 — keV electrons, J. Geophys. Res., 74, 1144—1157
(1969).
37. Чесалин Л. С, Ершкович A.M., Скуридин Г. A., Transport of charged
particles under the action of electromagnetic pulses, Space research VIII, eds.
A. P. Mitra, L. G. Jacchia, and W. S. Newmann, North Holland,
Amsterdam, 1968, pp. 164—170.
38. Claflin E. S., White R. S., Injection of protons into the radiation belt by
solar neutron decay, J. Geophys. Res., 75, 1257—1262 (1970).
39. Cole K. D., Rapid diffusion of energetic charged particles across magnetic
fields, J. Geophys. Res., 76, 909—919 (1971).
40. Cornwall J. M., Scattering of energetic trapped electrons by very-low-
frequency waves, J. Geophys. Res., 69, 1251—1258 (1964).
41. Dragt A. J., Effects of hydromagnetic waves on the lifetimes of Van Allen
radiation protons, J. Geophys. Res., 66, 1641—1649 (1961).
42. Dragt A. J.y Trapped orbits in a magnetic dipole field, Rev. Geophys., 3,
255—298 (1965).
43. Dragt A. J., Solar cycle modulation of the radiation belt proton flux, J.
Geophys. Res., 76, 2313—2344 (1971).
44. Dungey /. W.t Loss of Van Allen electrons due to whistlers, Planet. Space
Sci., 11, 591—595 (1963).
45. Dungey J. W., Effects of electromagnetic perturbations on particles
trapped in the radiation belts, Space Sci. Rev., 4, 199—222 (1964).
46. Evans J. £., Newkirk L. L., McCormac B. AL, North polar, south polar,
world maps and tables of invariant magnetic coordinates for six altitudes:
0, 100, 300, 600, 1000 and 3000 km, Lockheed Palo Alto Research
Laboratory, Lockheed Missiles and Space Company, Palo Alto, California, 1969.
47. Eviatar A.y Schulz Af., Bounce-resonant scattering of auroral-zone electrons,
J. Geophys. Res., 74, 169—182 (1969).
48. Eviatar A., Wolf R. A.y Transfer processes in the magnetopause, J. Geophys.
Res., 73, 5561—5576 (1968).
49. Falthammar C.-G.y Effects of time-dependent electric fields in geomagneti-
cally trapped radiation, J. Geophys. Res., 70, 2503—2516 (1965).
50. Falthammar C.-G., On the transport trapped particles in the outer magneto-
sphere, J. Geophys. Res., 71, 1487—1491 (1966).
51. Falthammar C.-G., Radial diffusion by violation of the third adiabatic
invariant, Earth's Particles and Fields, ed В. M. McCormac, Reinhold Book
Cor., 1968, pp. 157—169.
52. Falthammar C.-G., Diffusion and acceleration in the earth's radiation belts,
Pressented at the International Symposium on Solar—Terrestrial Physics,
Leningrad, 1970, 1971.
53. Farley Т. Л., The growth of our knowledge of the earth's outer radiation
belt, Rev. Geophys., 1, 3—34 (1963).
54. Frank L. A., Inward radial diffusion of electrons of greater than 1.6
million electron volts in the outer radiation zone, J. Geophys. Res., 70, 3533 —
3540 (1965).
55. Frank L. A., Swisher R. L., Energy fluxes of low-energy protons and
positive ions in the earth's inner radiation zone, J. Geophys. Res., 73, 442—
444 (1968).
56. Freden S. C, Inner-belt Van Allen radiation, Space Sci. Rev., 9, 198—242
(1969).
57. Freden S. C, Blake J. £., Paulikas G. A., Spatial variation of the inner zone
trapped proton spectrum, J. Geophys. Res., 70, 3113—3116 (1965).

180
Литература
58. Freden S. С, White R. S., Particle fluxes in the inner radiation belt, J.
Geophys. Res., 65, 1377—1383 (1960).
59. Fritz T. A., High-latitude outer-zone boundary region for > 40-keV
electrons during geomagnetically quiet periods, J. Geophys. Res., 73,7245—
7255 (1968).
60. Fritz T. A., Study of the high-latitude, outer-zone boundary region for > 40
keV electrons with satellite Injun 3, J. Geophys. Res., 75, 5387—5400 (1970).
61. Гальперин Ю. #., Темный В. В., Model intensity distribution of electrons
trapped in the inner zone, Space research VIII, eds. A. P. Mitra, L. G. Jac-
chia, and W. S. Newman, North Holland, Amsterdam, 1969, pp. 130—138.
62. Gary S. P., Montgromery D., Swift D. W., Particle acceleration by
electrostatic waves with spatially varying phase velocities, J. Geophys. Res.,
73, 7524—7525 (1968).
63. Hamlin D. Л., Karplus R.y Vik R. C, Watson K. M., Mirror and azimuthal
drift frequencies for geomagnetically trapped particles, J. Geophys. Res.,
66, 1—4 (1961).
64. Heckman H. #., Nakano G. #., Low-altitude trapped protons during solar
minimum period, 1962—1966, J. Geophys. Res., 74, 3575—3590 (1969).
65. Hess W. N., Radiation belts, Trans. Am. Geophys. Un., 44, 433—436 (1963).
66. Hess W. #., Canfield E. #., Lingenfelter R. £., Cosmic-ray neutron
demography, J. Geophys. Nes., 66, 665—677 (1961).
67. Hess W. N., Mead G. D., Nakada M. P., Advances in particles and field
research in the satellite era, Rev. Geophys., 3, 521—570 (1965).
68. Imhof W. L., Reagan J. В., Source of high-energy protons trapped on low
L shells, J. Geophys. Res., 74, 5054—5064 (1969).
69. Kennel С F., Consequences of a magnetosheric plasma, Rev. Geophys.,
7, 379—419 (1969).
70. Kennel C. F., Petschek H. £., Limit on stably trapped particle fluxes, J.
Geophys. Res., 71, 1—28 (1966).
71. Kosik J.- CI.у Mouvement des particules chargees dans un modele analyti-
que approche de la magnetosphere de Mead, Annls Geophys., 27, 11—26
(1971).
72. Kosik J.-CL, Diffusion radiale des particules chargees par violation du
troisieme invariant adiabatique, Annls Geophys., 27, 27—32 (1971).
73. Коваленко В. С, К теории взаимодействия гидромагнитных волн с
протонами геомагнитной ловушки, Геомагн. и аэрономия, 8, № 2, 11 —15 (1968).
74. Krimigis S. AL, Verzariu P., Van Allen J. A., Armstrong T. P., Fritz Т. Л.,
Randall B. A., Trapped energetic nuclei Z > 3 in the earth's outer radiation
zone, J. Geophys. Res., 75, 4210—4215 (1970).
75. Lanzerotti L. J., Hasegawa A., Maclennan C. G., Drift mirror instability
in the magnetosphere: particle and field oscillations and electron heating,
J. Geophys. Res., 74, 5565—5578 (1969).
76. Lanzerotti L. J.y Maclennan С G., Schulz Af., Radial diffusion of outer-
zone electrons: An empirical approach to third invariant violation, J.
Geophys. Res., 75, 5351—5371 (1970).
77. Lenchek A. M., Singer S. F., The albedo neutron theory of geomagnetically
trapped protons, Planet. Space Sci., 11, 1151—1208 (1963).
78. Lew J. S., Drift rate in a dipole field, J. Geophys. Res., 66, 2681—2685
(1961).
79. Mcllwain С. E., Coordinates for mapping the distribution of magnetically
trapped particles, J. Geophys. Res., 66, 3681—3691 (1961).
80. Mcllwain C. £., The radiation belts, natural and artificial, Science, N. Y.,
142, 355—361 (1963).
81. Mcllwain С £., Magnetic coordinates, Radiation trapped in the earth's
magnetic field, ed. В. M. McCormac, Reidel, Dordrecht, Holland, 1966,
pp. 45—61.
82. Macy W. W., White R. S., Filz R. C, Holeman £., Time variations of
radiation belt protons, J. Geophys. Res., 75, 4322—4328 (1970).

Литература
181
83. Nakada М. P., Dungey J. W.t Hess W. N.t On the origin of outer—belt
protons, 1, J. Geophys. Res., 70, 3529—3532 (1965).
84. Nakada M. P., MeadG.D., Diffusion of protons in the outer radiation belt,
J. Geophys. Res., 70, 4777—4791 (1965).
85. Newkirk L. L.t Walt Af., Radial diffusion coefficient for electrons at low L
values, J. Geophys. Res., 73, 1013—1017 (1968).
86. Northrop T. G., Adiabatic charged-particle motion, Rev. Geophys., 1,
283—304 (1963).
87. Northrop T. G., Teller E., Stability of the adiabatic motion of charged
particles in the earth's field, Phys. Rev., 117, 215—225 (1960).
88. O'Brien B. J., Review of studies of trapped radiation with satellite-borne
apparatus, Space Sci. Rev., 1, 415—484 (1962).
89. Parker E. N., Geomagnetic fluctuations and the form of the outer zone of
the Van Allen radiation belt, J. Geophys. Res., 65, 3117—3130 (1960).
90. Piddington J. #., The magnetospheric radiation belt and tail plasma sheet,
Planet. Space Sci., 16, 703—716 (1968).
91. Pizzella G., Frank L. A., Energy spectrums for protons (200 eV < £<
< 1 MeV) intensities in the outer radiation zone, J. Geophys. Res., 76,
88—91 (1971).
92. Roberts C. S., Electron loss from the Van Allen zones due to pitch angle
scattering by electromagnetic disturbances, Radiation trapped in the earth's
magnetic field, ed. В. M. McCormac, Reidel, Dordrecht, Holland, 1966,
pp. 403—421.
93. Roberts С S., Cyclotron — resonance and bounce—resonance scattering
of electrons trapped in the earth's magnetic field, Earth's particles and
fields, ed. В. M. McCormac, Reinhold, New York, 1968, pp. 317—336.
94. Roberts С S., Pitch-angle diffusion of electrons in the magnetosphere, Rev.
Geophys., 7, 305—337 (1969).
95. Roberts С S., Schulz M., Bounce resonant scattering of particles trapped
in the earth's magnetic field, J. Geophys. Res., 73,7361—7376(1968).
96. Roederer J. G., On the adiabatic motion of energetic particles in a model
magnetosphere, J. Geophys. Res., 72, 981—992 (1967).
97. Roederer J. G., Quantitative models of the magnetosphere, Rev. Geophys.,
7, 77—96 (1969).
98. Roederer J. G., Schultz M., Effects of shell splitting on radial diffusion in
the magnetosphere, J. Geophys. Res., 74, 4117—4122 (1969).
99. Roederer J. G., Schultz M., Splitting of drift shells by the magnetospheric
electric field, J. Geophys. Res., 76, 1055—1059 (1971).
100. Rosen A., Sanders N. L., Loss and replenishment of electrons in the inner
radiation zone during 1965—1967, J. Geophys. Res., 76, 110—121 (1971).
101. Schardt A. W., Opp A. G., Particles and fields: significant achievements,
2, Rev. Geophys., 7, 799—849 (1969).
102. Schield M. Л., Frank L. A., Electron observations between the inner edge
of the plasma sheet and the plasmasphere, J. Geophys. Res., 75, 5401—5414
(1970).
103. Schulz M., Eviatar Л., Diffusion of equatorial particles in the outer
radiation zone, J. Geophys. Res., 74, 2182—2192 (1969).
104. Шабанский В. Я., Антонова А. /О., Топология оболочек дрейфа частиц
в магнитосфере, Геомагн. и аэрономия, 8, № 2, 114—117 (1968).
105. Singer S. F.y Lenchek A.M., Geomagnetically trapped radiation, Progress
in elementary particle and cosmic ray physics, Vol. 4, eds. J. G. Wilson,
S. A. Wouthuysen, North Holland, Amsterdam, 1962.
106. Southwood D. «/., Dungey J. W., Etherington R. J., Bounce resonant
interaction between pulsations and trapped particles, Planet. Space Sci., 17,
349—361 (1969).
107. Stern D.y Euler potentials and geomagnetic drift shells, J. Geophys. Res.,
73, 4373—4378 (1968).

182
Литература
108. Stevenson Т. £.., Comstock С, Particles incident on magnetic field
gradients, J. Geophys. Res., 73, 175—184 (1968).
109. Taylor H. £., Hones E. W., Jr., Adiabatic motion of auroral particles in a
model of the electric and magnetic fields surrounding the earth, J. Geophys.
Res., 70, 3605—3628 (1965).
110. Van Allen J. A.t Dynamics, composition and origin of the geomagnetical-
ly-trapped corpuscular radiation, Trans. IAU, X1B, Proceedings, Berkeley,
1961, ed. D. H.Sadler, Academic Press, London, 1962, pp. 99—136.
111. Van Allen J. A.y Charged particles in the magnetosphere, Rev. Geophys.
7, 233—255 (1969).
112. Van Allen J. A., Randall B. A., Krimigis S. M., Energetic carbon,
nitrogen, and oxygen nuclei in the earth's outer radiation zone, J. Geophys. Res.,
75, 6085—6091 (1970).
113. Van Allen J. A., Randall B. A., Evidence for direct durable capture of
1- to 8-MeV solar alpha particles on to geomagnetically trapped orbits,
J. Geophys. Res., 76, 1830—1836.
114. Верное С. Я., The earth's radiation belts, Annals of the IQSY, 4, Solar-
terrestrial physics: solar aspects, ed. A. C. Stickland, M. I. T. Press,
Cambridge, Mass., 1969, pp. 281—301.
115. Верное С. Я., Горчаков Е. В., Кузнецов С. Я., Логачев Ю. Я., Сосновец
Е. Я., Столповский Е. Г., Particle fluxes in the outer geomagnetic
field, Rev. Geophys., 7, 257—280 (1969).
116. Верное С. Я., Кузнецов С. Я., Логачев Ю. Я., Лопатина Г. Б.,
Сосновец Э. Я., Столповский В. Г., Радиальная диффузия электронов с
энергией больше 100 кэВ во внешнем радиационном поясе, Геомагн. и
аэрономия, 8, № 3, 401 (1968).
117. Верное С. Я., Вакулов П. В., Кузнецов С. Я., Логачев Ю. Я.,
Николаев А. Г., Сосновец Э. Я., Столповский В. Л, The structure of the earth's
proton radiation belts according to the data of the electron series of
satellites, Space research VII, 1, ed. R. L. Smith-Rose, North Holland,
Amsterdam, 1967, pp. 557—586.
118. Walt M.t Radial diffusion of trapped particles and some of its
consequences, Rev. Geophys. Space Phys., 9, 11—25 (1971).
119. Walt Af., MacDonald W. M., The influence of the earth's atmosphere on
geomagnetically trapped particles, Rev. Geophys., 2, 543—577 (1964).
120. Walt Af., MacDonald W. M., The influence of the earth's atmosphere on
geomagnetically trapped particles, Rev. Geophys., 2, 543—577 (1964).
121. Williams D. J., Mead G. D., Nightside magnetosphere configuration as
obtained from trapped electrons at 1100 kilometers, J. Geophys. Res.,
70, 3017—3029 (1965).
122. Willis D. M., Resonant interactions between energetic trapped particles
and a transverse electromagnetic wave, Planet. Space Sci., 15, 557—571
(1967).
6.9. Статьи
123. Alfven Я., Some properties of magnetospheric neutral surfaces, J. Geophys.
Res., 73, 4379—4381 (1968).
124. Alfven Я., Falthammar C.-G.t A new approach to the theory of the
magnetosphere, Cosmic. Electrodynam., 2, 78—88 (1971).
125. Axford W. /., Viscous interaction between the solar wind and the earth's
magnetosphere, Planet. Space Sci., 12, 45—54 (1964).
126. Axford W. /., Magnetospheric convection, Rev. Geophys., 7, 421—459
(1969).
127. Axford W. /., Hines С. О., A unifying theory of high-latitude geophysical
phenomena and geomagnetic storms, Can. J. Phys., 39, 1433—1464 (1961).

Литература
183
128. Axford W. /., Petschek Я. £., Siscoe G. L., Tail of the magnetosphere,
J. Geophys. Res., 70, 1231—1236 (1965).
129. Ваше S. J., Plasma sheet and adjacent regions, Earth's particles and
fields, ed. В. M. McCormac, Reinhold, New York, 1968, pp. 373—383.
130. Ваше S. J.y частное сообщение, 1970.
131. Beard D. В., The solar wind, Rep. Prog. Phys., 30(2), 409—444 (1967).
132. Birmingham T. J.t Jones F. C, Identification of moving magnetic field
lines, J. Geophys. Res., 73, 5505—5510 (1968). •
133. Brice N. M.y Bulk motion of the magnetosphere, J. Geophys. Res., 72,
5193—5211 (1967).
134. Cauffman D. P., Gurnett D. A.y Double-probe measurements of convection
electric fields with the Injiun-5 satellite, J. Geophys. Res., 76, 6014—
6027 (1971).
135. Chappell C. #., Harris К. K., Sharp G. W.t A study of the influence of
magnetic activity on the location of the plasmapause as measured by OGO
5, J. Geophys. Res., 75, 50—56 (1970).
136. Chappell C. R.y Harris K. K., Sharp G. W., The morphology of the bulge
region of the plasmasphere, J. Geophys. Res., 75, 3848—3861 (1970).
137. Cole K. D.y Damping of magnetospheric motions by the ionosphere, J.
Geophys. Res., 68, 3231—3235 (1963).
138. Dungey J. W'., Interplanetary magnetic field and the auroral zones, Phys.
Rev. Lett., 6, 47—48 (1961).
139. Dungey J. W.y Interactions of solar plasma with the geomagnetic field,
Planet. Space Sci., 10, 233—237 (1963).
140. Dungey J. W., The structure of the exosphere or adventures in velocity
space, Geophysics, the Earth's Environment, eds. Dewitt, Hieblot, and
Lebeau, Gordon and Breach, Science Pub., New York, 1963, pp. 503—550.
141. Dungey J. W.y The length of the magnetospheric tail, J. Geophys. Res.,
70, 1753 (1965).
142. Dungey J. W., Speiser T. W.y Electromagnetic noise in the current sheet
in the geomagnetic tail, Planet. Space Sci., 17, 1285—1290 (1969).
143. Fejer J. A., Theory of the geomagnetic daily disturbance variations, J.
Geophys. Res., 69, 123—137 (1964).
144. Фельдштейн Я. Я., Зайцев А. Я., Возмущенные солнечно-суточные
вариации в высоких широтах в период МГГ, Геомагн. и аэрономия, 5,
№ 3, 477—484 (1965).
145. Фельдштейн Я- Я., Зайцев А. Я., Вариация магнитного поля в высоких
широтах по спокойным дням лета МГГ, Геомагн. и аэрономия, 7,
№ 1, 204—211 (1967).
146. Фельдштейн Я- Н.у Зайцев А. Я., Quiet and dusturbed solar-daily
variations of magnetic field at high latitudes during the IGV, Tellus, 20,
338—366 (1968).
147. Ferraro V. C. A., Bhatia V, В., Corotation and solar wind in the solar
corona and interplanetary medium, Astrophys. J., 147, 220—229 (1967).
148. Fop pi Я., Haerendel G., Haser L., Loidl J., Lutjens P., Lust R., Melz-
ner F., Meyer В., Neuss Я., Rieger £".,Artificial strontium and barium clouds
in the upper atmosphere, Planet. Space Sci., 15, 357—372 (1967).
149. Foppl Я., Haerendel G., Haser L., Lust R., Melzner F., Meyer В., Neuss H.,
Rabben H.-H.y Rieger E., Stocker /., Preliminary results of electric field
measurements in the auroral zone, J. Geophys. Res., 73, 21—26 (1968).
150. Frank L. A., Plasma in the earth's polar magnetosphere, J. Geophys. Res.,
76, 5202—5219 (1971).
151. Frank L. A., Comments on a proposed magnetospheric model, J. Geophys.
Res., 76, 2512—2515 (1971).
152. Freeman J. W.y Jr., Observation of flow of low-energy ions at synchronous
altitude and implications for magnetospheric convection, J. Geophys.
Res., 73, 4151—4158 (1968).

184
Литература
153. Gold Т., Plasma and magnetic fields in the solar system, J. Geophys,
Res., 64, 1665—1674 (1959).
154. Грингауз К- И., Some results of experiments in interplanetary space by
means of charged particle traps on Soviet space probes, Space research II,
eds. H. C. van de Hulst, C. de Jager, and A. F. Moore, North Holland,
Amsterdam, 1961, pp. 539—553.
155. Грингауз К- И-, Low energy plasma in the earth's magnetosphere, Rev.
Geophys., 7, 339—378 (1969).
156. Haernedel G.y Lust R., Electric fields in the ionosphere and magnetosphere,
Particles and Fields in the Magnetosphere, ed. В. M. McCormac, D. Rei-
del Pub. Co. Dordrecht, Holland, 1970, pp. 213—228.
157. Haernedel G.y Lust R., Rieger £., Motion of artificial ion clouds in the upper
atmosphere, Planet. Space Sci., 15, 1—18 (1967).
158. Harris E. G., On a plasma sheath separating regions of oppositely directed
magnetic field, Nuovo Cim., 23, 115—121 (1962).
159. Hasegawa A.y Heating of the magnetospheric plasma by electromagnetic
waves generated in the magnetosheath, J. Geophys. Res., 74, 1763—1771
(1969).
160. Hasegawa M., Provisional report of the statistical study on the duirnal
variations of terrestrial magnetism in the north polar regions, I. U. G. G.—
A. T. M. E. Bull. No. 11, ed. A. H. R. Goldie, Edinburgh, 1940, pp.311 —
318.
161. Heikkila W. J.y Winningham J. D.y Penetration of magnetosheath plasma
to low altitudes through the dayside magnetospheric cusps, J. Geophys.
Res., 76, 883—891 (1971).
162. Hines С. 0.y Geomagnetism and the ionosphere, Proceedings of the Intl.
Conf. The Ionosphere, Institute of Physics and the Physical Society,
London, 1963, 103—115.
163. Hines C. 0., Hydromagnetic motions in the magnetosphere, Space Sci.
Rev., 3, 342—379 (1964).
164. Hruska A.y Matsushita 5., Particle density in the plasmasphere during
quiet periods, Planet. Space Sci., 19, 651—657 (1971).
165. Karlson E. 7\, Plasma flow in the magnetosphere, Cosmic Electrodynam.,
474—495 (1971).
166. Kavanagh L. D.y Jr., Freeman J. W.y Jr., Chen A. U.y Plasma flow in the
magnetosphere, J. Geophys. Res., 73, 5511—5519 (1968).
167. Kawasaki /(., Akasofu S.-I.y Polar solar daily geomagnetic variations on
exceptionally quiet days, J. Geophys. Res., 72, 5363—5371 (1967).
168. Lebeau A., Sur l'activite magnetique diurne dans les calottes polaires, Annls
Geophys., 21, 167—218 (1965).
169. Linson L. M., Workman J. В., Formation of striations in ionospheric
plasma clouds, J. Geophys. Res., 75, 3211—3219 (1970).
170. Mcllwain C, Plasma convection in the vicinity of the geosynchronous
orbit (будет опубликовано).
171. Maeda H.y Daily variations of the electrical conductivity of the upper at
mosphere as deduced from the daily variations of geomagnetism, Rep.
Ionosph. Space Res. Japan, 9, 148—165 (1955).
172. Matsushita 5., Dynamo currents, winds, and electric fields, Radio Sci.,
4, 771—780 (1969).
173. Matsushita S.y Interactions between the ionosphere for Sq and L. vari
ations, Radio Sci., 6, 279—294 (1971).
174. Matsushita S.y Tarpley J. D., Effects of dynamo-region electric fields on
the magnetosphere, J. Geophys. Res., 75, 5433—5443 (1970).
175. Maynard N. C, Heppner J. P., Variations in electric fields from polar
orbiting satellites, Particles and Fields in the Magnetosphere, ed. В. M.
McCormac, D. Reidel Pub. Co., Dordrecht, Holland, 1970, pp. 247—253.
176. Mozer F. 5., Electric field mapping in the ionosphere at the equatorial
plane, Planet. Space Sci., 18, 259—263 (1970).

Литература
185
177. Nagata Т., Kokubun S., An additional geomagnetic daily variation field
(S£ field) in the polar region on geomagnetically quiet day, Rep. Ionosph.
Space Res, Japan, 16, 256—274 (1962).
178. Nishida A., Formation of plasmapause, or magnetospheric plasma knee,
by the combined action of magnetospheric convectionand plasma escape
from the tail, J. Geophys. Res., 71, 5669—5679 (1966).
179. Nishida A., Coherence of geomagnetic DP2 fluctuations with interplanetary
magnetic variations, J. Geophys. Res., 73, 5549—5559 (1968).
180. Nishida A.y Geomagnetic Dp2 fluctuations and associated magnetospheric
phenomena, J. Geophys. Res., 73, 1795—1803 (1968).
181. Nishida A., Dp2 and polar substorm, Planet. Space Sci., 19, 205—221
(1971).
182. Nishida A.y Kokurun 5., New polar magnetic disturbances; S£, Sp, DpC,
and Dp2, Rev. Geophys. Space Phys., 9, 417—425 (1971). ч
183. Nishida A., Maezawa /C, Two basic modes of interaction between the solar
wind and the magnetosphere, J. Geophys. Res., 76, 2254—2264 (1971).
184. Obayashi 7\, Nishita A., Large-scale electric field in the magnetosphere,
Space Sci. Rev., 7, 3—31 (1968). *
185. Piddington J. #., Geomagnetic storm theory, J. geophys. Res., 65, 93—
106 (1960).
186. Piddington J. #., A hydromagnetic theory of geomagnetic storms and
auroras, Planet. Space Sci., 9, 947—957 (1962).
187. Retzler /., Simpson J. A.y Relativistic electrons confined within the
neutral sheet of the geomagnetic tail, J. Geophys. Res., 74, 2149—2160 (1969).
188. Rieger £., Measurements of electric fileds in equatorial and medium
latitudes during twilight using barium ion clouds, Max-Planck-Institut fur
Physik und Astrophwsik 49/70, 1970.
189. Самохин M. £., Влияние электрического поля на движение
заряженных частиц в неоднородном магнитном поле, Геомагн. и аэрономия,
7, № 3, 411—416 (1967).
190. Самохин М. В., Движение заряженных частиц в модели магнитосферы с
постоянным электрическим полем, Геомагн. и аэрономия, 9, № 3,
391—396 (1969).
191. Самохин М. В., О движении плазмы внутри магнитосферы вблизи оси
симметрии, Геомагн. и аэрономия, 9, № 6, 798—801 (1969).
192. Scholer М., On the motion of artificial ion clouds in the magnetosphere,
Planet. Space Sci., 18, 977—1004 (1970).
1*93. Scholer M., Haerendel G., Ambipolar diffusion along magnetic field lines
in the presence of an electric current, Planet. Space Sci., 19, 915—927(1971).
194. Schield M. A.y Frank L. A.y Electron observations between the inneredge
of the plasma sheet and the plasmasphere, J. Geophys. Res., 75, 5401 —
5414 (1970).
195. Schulz Л4., Compressible corotation of a model magnetosphere, J. Geophys.
Res., 75, 6329—6332 (1970).
196. Шабанский В. П., Some processes in the magnetosphere, Space Sci. Rev.
12, 299—418 (1971).
197. Simon A.y Growth and stability of artificial ion clouds in the ionosphere,
J. Geophys. Res., 75, 6287—6294 (1970).
198. Siscoe G. L., A unified treatment of magnetosphereic dynamics with
applications to magnetic storms, Planet. Space Sci., 14, 947—967 (1966).
199. Siscoe G. L., Cummings W. D., On the cause of geomagnetic bays, Planet.
Space Sci., 17, 1795—1802 (1969).
200. Swift D. W., Possible consequences of the assymmetric development of
the ring current belt, Planet. Space Sci., 15, 835—862 (1967).
201. Swift D. W., Further possible consequences of the asymmetric development
of the ring current belt-effect of variations in ionospheric conductivity,
Planet. Space Sci., 16, 329—342 (1968).

186
Литература
202. Swift D. W.y Possible mechanisms for formation of the ring current belt,
J. Geophys. Res., 76, 2276—2297 (1971).
203. Taylor Я. A.y Jr., Grebowsky J. Z., Walsh W. J.y Structured variations of
the plasmapause: evidence of a corotating plasma tail, J. Geophys. Res.,
76, 6806—6814 (1971).
204. Taylor H. £., Adiabatic motion of outer-zone particles in a model of the
geoelectric and geomagnetic fields, J. Geophys. Res., 71, 5135—5147 (1966).
205. Unti Г., Atkinson G.t Two-dimensional Chapman — Ferraro problem with
neutral sheet, 1. The boundary, J. Geophys. Res., 73, 7319—7327 (1968).
206. Vasyliunas V. M.y A survey of low-energy electrons in the evening sector
of the magnetosphere with OGO 1 and OGO 3, J. Geophys. Res., 73, 2839—
2884 (1968).
207. Vasyliunas V. M., Mathematical models of magnetospheric convection and
coupling to the ionosphere, Particles and Fields in the Magnetosphere, ed.
В. M. McCormac, Reidel, Dordrecht, Holland, 60—71, 1970.
208. Во Хонг Аньу Тверской Б. А., Равновесные конфигурации плазмы в
магнитном поле двумерного диполя. I, Геомагн. и аэрономия, 9, № 4,
599 (1969).
209. Voik Я. Л, Haerendel С, Striations in ionospheric ion clouds, 1, J.
Geophys. Res., 76, 4541—4559 (1971).
210. Walbridge £., The limiting of magnetospheric convection by dissipation
in the ionosphere, J. Geophys. Res., 72, 5213—5230 (1967).
211. Wescott E. M., Stolarik J. D., Heppner J. P.y Auroral and polar cap
electric fields from barium releases, Particles and Fields in the Magnetosphere,
ed. В. M. McCormac, Reidel, Dordrecht, Holland, 1970, pp. 229—238.
212. Wolf R. A., Effects of ionospheric conductivity on convective flow of
plasma in the magnetosphere, J. Geophys. Res., 75, 4677—4698 (1970).
6.10. Учебные руководства
213. Boyd Т. J. M.y Sanderson J. J.t Plasma dynamics, Barnes and Noble,
New York, 1965.
214. Гинзбург В. Л.у Распространение электромагнитных волн в плазме.
М., 1967.
215. Helliwell R. А.у Whistlers and related ionospheric phenomena, Stanford
Univ. Press, Stanford, 1965.
216. Jacobs J. A., Geomagnetic micropulsations, Physics and chemistry in
space, Vol. 1, Springer-Verlag, New York, 1970.
217. Montgomery D. C., Tidman D. A.y Plasma Kinetic Theory, McGraw-Hill,
New York, 1964.
218. Ratcliffee J. A.y The magneto-ionic theory and its applications to the
ionosphere, Cambridge Univ. Press, 1969.
219. Schmidt G.y Physics of high temperature plasmas: an introduction,
Academic Press, New York, 1966.
220. Stix Т. Я., The theory of plasma waves, McGraw-Hill, New York, 1962.
(Русский перевод: Стикс Г., Теория плазменных волн, М.г 1965).
221. Wait J. R.t Electromagnetic waves in stratified media, Pergamon Press,
New York, 1962.
Статьи
222. Akasofu 5.-/., Attenuation of hydromagnetic waves in the ionosphere. J.
Res. nath. Bur. Stand., Radio Sci., 69D, 361—366 (1965).
223. Allcock G. M.y Mountjoy J. C, Dynamic spectral characteristics of chorus
at a middle-latitude station, J. Geophys. Res., 75, 2503—2510 (1970).
224. Angerami J. J., Whistler duct properties deduced from VLF observations

Литература
187
made with OGO 3 satellite near the magnetic equator, J. Geophys. Res.,
75, 6115—6135 (1970).
225. Belcher J. W.t Davis L., Jr.y Large-amplitude AUen waves in the
interplanetary medium, 2, J. Geophys. Res., 76, 3534—3563 (1971).
226. Belcher J. W., Davis L., /г., Large-amplitude Alfven waves in the
interplanetary medium: Mariner 5, J. Geophys. Res., 74, 2302—2308 (1969).
227. Biskamp D.y Ion sound turbulence in a collisionless wave, J. geophys. Res.,
75, 4659—4665 (1970).
228. Brice N.t An explanation of triggered very-low-frequaency emissions,
J. Geophys. Res., 68, 4626—4628 (1963).
229. Brice N.t Fundamentals of very low frequency emission generation
mechanisms, J. Geophys. Res., 69, 4515—4522 (1964).
230. Brice N.t Smith R. L.y A very-low-frequency plasma resonance, Nature,
Lond., 203, 926 (1964).
231. Brice N.t Smith R. L., Lower hybrid resonance emissions, J. Geophys.
Res., 70, 71—80 (1965).
232. Burton R. K.y Russell C. T.,Chappell C.R., The Alfven velocity in the mag-
rietosphere and its relationship to ELF emissions, J. Geophys. Res., 75,
5582—5586 (1970).
233. Campbell W. #., A review of seven studies of geomagnetic pulsations
associated with auroral zone disturbance phenomena, J. Res. natn. Bur.
Stand., Radio Sci., 69D, 1187 (1965).
234. Campbell W. Я., Geomagnetic pulsations, Physics of geomagnetic
phenomena, Vol. 2, eds. S. Matsushita and W. H. Campbell, Academic Press,
New York, 1967, 821—909.
235. Campbell W. #., Rapid auroral luminosity fluctuations and geomagnetic
field pulsations, J. Geophys. Res., 75, 6182—6208 (1970).
236. Campbell W. #., Stiltner E. C, Some characteristics of geomagnetic
pulsations at frequencies near 1 c/s, J. Res. natn. Bur. Stand., Radio Sci.,
69D, 1117—1132 (1965).
237. Carpenter D. L., Walter F., Barrington R. £., McEwen D. /., Alouett 1
and 2 observations of abrupt changes in whistler rate and of VLF noise
variations at the plasmapause — a satellite — ground study, J. Geophys.
Res., 73, 2929—2940 (1968).
238. Чмырев В. M.y Вероятный механизм генерации геомагнитных пульсаций
типа PPi, Геомагн. и аэрономия, 9, № 3, 520 (1969).
239. Clemmow Р. С, Heading /., Coupled forms of the differential equations
governing radio propagation in the ionosphere, Proc. Camb. Phil. Soc,
50, 319—333 (1954).
240. Coleman P. J. Jr., Magnetic field pulsations at ATS I, Annls Geophys.,
26, 719—734 (1970).
241. Cornwall J. M., Cyclotron instabilities and electromagnetic emission in
the ultra low frequency and very low frequency ranges, J. Geophys. Res.,
70, 61—69 (1965).
242. Cornwall J. M.t Micropulsations and the outer radiation zone, J.
Geophys. Res., 71, 2185—2199 (1966).
243. Criswell D. R., Pc 1 micropulsation activity and magnetospheric
amplication of 0.2-to 5,0-Hz hydromagnetic waves, Planet. Space Sci., 13, 761 —
772 (1965).
244. Cummings W. D., О Sullivan R. /., Coleman P. /., /г., Standing
Alfven waves in the magnetosphere, J. Geophys. Res., 74, 778—793 (1969).
245. Dowden R. L., "Micropulsation mode" propagation in the magnetosphere,
Planet. Space Sci., 13, 761—772 (1965).
246. Dowden R. L., Emery M. W.y The use of micropulsation "whistlers" in
the study of the outer magnetosphere, Planet. Space Sci., 13, 773—779
(1975).
247. Dunckel N.t Helliwell R. A.y Whistler-mode emissions on the OGO 1
satellite, J. Geophys. Res., 74, 6371—6385 (1969).

183
Литература
248. Dunckel N.y Ficklin В., Rorden L., Helliwell R. A., Low-frequency noise
observed in the distant magnetosphere with OGO 1, J. Geophys. Res.,
75, 1854—1862 (1970).
249. Dungey J. W., Speiser T. W.t Electromagnetic noise in the current sheet
in the geomagnetic tail, Planet. Space Sci., 17, 1285—1290 (1969).
250. Fairfield D. #., Ness N. F., Magnetic-field fluctuations in the earth's mag-
netosheath, J. Geophys. Res., 75, 6050—6060 (1970).
251. Ferraro V. C. A., On the theory of the first phase of a geomagnetic storm
anew illustrative calculation based on an idealized (plane not cylindrical)
model field distribution, J. Geophys. Res., 57, 15—49.
252. Фейгин Ф. 3., Якименко В. Л., Appearance and development of
geomagnetic Pc-1 type micropulsations ("pearls") due to cyclotron instability of
proton belt, Annls Geophys., 27, 49—55 (1971).
253. Fraser B. J.y Temporal variations in Pc, 1 geomagnetic micropulsations,
Planet. Space Sci., 16, 111—124 (1968).
254. Fraser-Smith A. C, Some statistics on Pc 1 geomagnetic micropulsation
occurence at middle latitudes: Inverse relation with sunspot cycle and
semiannual period, J. Geophys. Res., 75, 4735—4745 (1970).
255. Fredrick R. W.y Crook G. M., Kennel С F., Green J. M., Scarf F. L.,
Coleman P. U.y Russell С. 7\, OGO-5 observations of electrostatic turbulence
in bow shock magnetic structures, J. Geophys. Res., 75, 3751—3768 (1970).
256. Fredricks R. W.y Kennel C. F.y Scarf F. L., Crook G. M., Green I. M.,
Detection of electric-field turbulence in the earth's bow shock, Phys. Rev.
Lett., 21, 1761—1764 (1968).
257. Gendrin R., Gyroresonance radiation produced by proton and electron beams
in different regions of the magnetosphere, J. Geophys. Res., 70, 5369—
5383 (1965).
258. Gendrin R., Progres recents dans Г etude des ondes, T. B. F. et E. B. F.,
Space Sci. Rev., 7, 314—395 (1967).
259. Gendrin R., Pitch angle diffusion of low energy protons due to gyroresonant
interaction with hydromagnetic waves, J. Atmos. Terr. Phys., 30, 1313—
1330 (1968).
260. Gendrin R., Sub storm aspects of magnetic pulsations, Space Sci. Rev.,
11, 54—130 (1970).
261. Gendrin R., Berthomier C, Cory #., Meyer A., Sukhera В., Vigneron /.,
Very-low-frequency and particle rocket experiment at Kerguelen Islands,
1, very-low frequency measurements, J. Geophys. Res., 75, 6153—6168
(1970).
262. Gendrin R., Etcheto /., de la Porte des Vaux В., Very-low-frequency and
particle rocket experiment at Kerguelen Islands, 2 Particle measurements,
J. Geophys. Res., 7, 75, 6169—6181 (1970).
263. Gendrin R., Lacourly 5., Гохберг M. Б., Малевская О., Троицкая В. A.,
Polarisation des oscillations hydromagnetiques de type Pc 1 observees
en deux stations geomagnetiquement conjuguees, Annls Geophys., 22,
329—337 (1966).
264. Gendrin R.y Lacourly 5., Roux A., Solomon /., Фейгин Ф. З.у Гохберг M. Б.у
Троицкая В. A.y Якименко В. Л., Wave packet propagation in an
amplifying medium and its application to the dispersion characteristics and to
the generation mechanisms of Pc 1 events, Planet. Space Sci., 19, 165—194
(1971).
265. Гинзбург M. А., Низкочастотные волны в многокомпонентной плазме,
Геомагн. и аэрономия, 3, № 5, 757—761 (1963).
266. Gross S. Я., VLF duct associated with the lower-hybrid-resonance
frequency in a multi-ion upper ionosphere, J. Geophys. Res., 75, 4235—4247
(1970).
267. Gupta J. C, Stening R. J., van Beek G. J., Micropulsations in the Pc 3 to
Pc 4 period range at four Canadian observatories, J. Geophys. Res., 76,
933—946 (1971).

Литература
189
268. Gurnett D. A.y A satellite study of VLF hiss, J.-geophys. Res., 71, 5599—
5615 (1966).
269. Gurnett D. A.y Mosier S. R.y Anderson R. R.y Colour spectrograms of very-
low-frequency poynting flux data, J. geophys. Res., 76, 3022—3033 (1971).
270. Gurnett D. A., Pfeiffer G. W.y Anderson R. Л., Mosier S. R., Cauffman
D. P., Initial observations of VLF electric and magnetic fields with the
Injun 5 satellite, J. Geophys. Res., 74, 4631—4648 (1969).
271. Shawhan S. D.y Brice N. M., Smith R. L.y Ion cyclotron whistlers, J.
Geophys. Res., 70, 1665—1688 (1965).
272. Guthart H., Crystal T. L., Ficklin B.-P.y Blair W. F., Yung T. J., Proton
gyrofrequency band emissions observed aboard OGO 2, J. Geophys. Res.,
73, 3592—3596 (1968).
273. Heacock R. R.y The relation of the Pc 1 micropulsation source region to the
plasmasphere, J. Geophys. Res., 76, 100—109 (1971).
274. Heacock R. R., Hessler V. P., Polarization characteristics of Pc 1 micro-
pulsations at College, Planet. Space Sci., 15, 1361—1374 (1967).
275. Helliwell R. A., A theory of diserete VLF emissions from the magnetosphe-
re, J. Geophys. Res., 72, 4773—4790 (1967).
276. Helliwell R. A.y Whistlers andvVLF emissions,Physics of the magnetosphere,
ed. R. L. Carovillano, J. F. McClay and Radoski, Reidel, Dordrecht,
Holland, 1968, p. 106.
277. Helliwell R. A.y Low-frequency waves in the magnetosphere, Rev.
Geophys., 7, 281—303 (1969).
278. Heppner J. P., Ledley B. G., Skillman T. L., Sugiura M.y A preliminary
survey of the distribution of micropulsations in the magnetosphere from
OGOs and 5, Annls Geophys., 26, 709—717 (1970).
279. Hines C. 0., Generalized magneto-hydrodynamic formulae, Proc. Camb.
Phil. Soc. Math. Phys. Sci., 49, 299—307 (1953).
280. Holmberg E. R. R.y Rapid periodic fluctuations of then geomagnetic field
I, Mon. Not. Ray. Astron. Soc, Geophys. Suppl., 6, 467—481 (1953).
281. Horita R. E.y Watanabe 7\, Electrostatic waves in the ionosphere excited
around the lower hybrid resonance frequency, Planet. Space Sci., 17,
61—74 (1969).
282. Hruska A.y Hruskova J., Long time-scale magnetodynamic noise in the
geomagnetic tail, Planet. Space Sci., 17, 1497—1504 (1969).
283. Hultqvist B.y Plasma waves in the frequencyrange 0.001—10 cps in the
earth's magnetosphere and ionosphere, Space Sci. Rev., 5, 599—695 (1966).
284. Jacobs J. A.y Sinko /(., The morphology of geomagnetic micropulsations,
P'. Univ. British Columbia Geophys. Lab. Sci. Rep. 1 (AFCRC-TN-59-
468), 1959.
285. Jacobs J. A.y Sinko /C-, Occurence frequency of geomagnetic
micropulsations, Pc, J. Geophys. Res., 65, 107—113 (1960).
286. Jacobs J. A., Watanabe Г., Micropulsations of the earth's electromagnetic
field in the frequency range 0.1—10 c/s, Progress in radio science 1960—
1963, Vol. IV, Elsevier, Amsterdam, 1965, pp. 67—84.
287. Jacobs J. A.y Watanabe Г., Amplification of hydromagnetic waves int the
magnetosphere by a cyclotron in stability process with applications to
the theory of hydromagnetic whistlers, J. Atmos. Terr. Phys. , 28, 235—
253 (1966).
288. Jacobs J. A.y Watanabe Г., Theoretical notes on whistlers and periodic
emissions in the hydromagnetic regime, Planet. Space Sci., 15, 799—
809 (1967).
289. Jehkins A. W.y Jr.y A comparison of hydromagnetic wave propagation in
magnetospheres of plane and cylindrical geometries, J. Geophys. Res.,
75, 3817—3824 (1970).
290. Jorgensen T. S.y Interpretation of auroral hiss measured on OGO 2 and at
Byrd Station in terms on incoherent G Carenkov radiation, J. Geophys.
Res., 73, 1055—1069 (1968).

190
Литература
291. Kato Y.y Tamao Т., Hydromagnetic waves in the earth's exosphere and
geomagnetic pulsations, J. Phys. Soc. Japan, 17, Suppl. A-ll, 39—43 (1962).
292. Kato Y.y Watanabe 7\, A survey of observational knowledge of the
geomagnetic pulsation, Sci. Rep. Tohoku Univ. Ser. 5, Geophys., 8, 157—
185 (1957).
293. Kaufmann R. L., Horng J.-T.y Wolfe A.f Large-amplitude hudromagnetic
waves in the inner magnetosheath, J. geophys. Res., 75, 4666—4676
(1970).
294. Kennel C. F., Сагдее P. 3.y Collisionless shock waves in high plasmas, 1,
J. geophys. Res., 72, 3303—3326 (1967).
295. Kennel C. F., Scarf F. L., Fredricks R. W., McGehee J. H.y Coroniti F. V.,
VLF electric field observarions in the magnetosphere, J. Geophys. Res.,
75, 6136—6152 (1970).
296. Kenney J. F., Deaton Т. /C., Miller J. E.y Improved displays form
measuring power spectra of complex non-stationary signals, Rev. Scient. Instrum.,
38, 665—667 (1967).
297. Kenney J. F., Knaflich H. B.y A systematic study of structured micropul-
sations, J. Geophys. Res., 72, 2857—2869 (1967).
298. Kenney J. F., Knaflich H. B.y Liemohn H. B.y Magnetospheric parameters
determined from structured micropulsations, J. Geophys. Res., 73, 6737—
6749 (1968).
299. Kitamura Т., Jacobs /. A.y Ray paths of Pc 1 waves in the magnetosphere,
Planet. Space Sci., 16, 863—879 (1968).
300. Кошелевский В. /(., Баранский Л. Н.у Распопов О. М.у Троицкая В. А.,
Шлиш Р.у Спектральные характеристики пульсаций геомагнитного
поля типа Pi-2 в магнитосопряженных точках, 7, № 51, 5, 1969. 858—86.
301. Laaspere Г., Morgan М. G.y Johnson W. С, Observations of lower hydrid
resonance phenomena on the OGO 2 spacecraft, J. Geophys. Res., 74,
141—152 (1969).
302. Laaspere 7\, Taylor H. A., Jr., Comparison of certain VLF noise phenomena
with the lower hybrid resonance frequency calculated from simultaneous
ion composizion measurements, J. Geophys. Res., 75, 97—106 (1970).
303. Lee J. C, Crawford R. W.t Stability analysis of whistler amplification,
J. Geophys. Res., 75, 85—96 (1970).
304. Liemohn H. B.y Cyclotron-resonance amplificationof VLF and ULF
whistlers, J. Geophys. Res., 72, 39—55 (1967).
305. Lucas C, Brice N.y Irregularities in proton density deduced from cyclo-
trom-damping of proton whistlers, J. Geophys. Res., 76, 92—99 (1971).
306. McKenzie J. F.y Hyndromagnetic oscillations of the geomagnetic tail and
plasma sheet, J. Geophys. Res., 75, 5331—5339 (1970).
307. McPherson D. A.y Koons H. C, Dependence of ELF emissions on the
location of the plasmapause, J. Geophys. Res., 75, 5559—5564 (1970).
308. Manchester R. N.y Propagation of Pc 1 micropulsations from high to low
latitudes, J. Geophys. Res., 71, 3749—3754 (1966).
309. Manchester R. N.y Propagation of hydromagnetic emissions in the
ionospheric duct, Planet. Space Sci., 18, 299—307 (1970).
310. Mariani F.y Bavassano B.y Ness N. F.y Magnetic-field fluctuations in the
magnetosheath observed by Pioneers 7 and 8, J. Geophys. Res., 75, 6037—
6049 (1970).
311. Matsushita S.y Tarpley J. D.y Effects of dynamo-region electric fields on
the magnetosphere, J. Geophys. Res., 75, 5433—5443 (1970).
312. Mosier S. R., Gurnett D. A.y Theory of the Injun 5 very-low-frequency poyn-
ting flux measurements, J. Geophys. Res., 76, 972—977 (1971).
313. Obayashi T.y Hyrpomagnetic whistlers, J. Geophys. Res., 70, 1069—1078
(1965).
314. Perez J. /<\, Northrop T. G.y Stationary waves produced by the earth's bow
shock, J. Geophys. Res., 75, 6011—6023 (1970).

Литература
1.91
315. Piddington J. Я., Hydromagnetic waves in ionized gas, Mon. Lot. R. astr.
Soc. 115, 671—683 (1955).
316. Rankin D., Kurtz R., Statistical study of micropulsation polarizations,
J. Geophys. Res., 75, 5444—5458 (1970).
317. Распопов О. M.y Троицкая В. А., Шлиш P.y Лизункова И. С, Казак Б. Я.,
Кошелевский В. /(., О поведении пульсаций геомагнитного поля типа
Pi2 в магнитосопряженных точках, Геомагн. и аэрономия, 7, № 5, 858
(1967).
318. Russell С. Т., Holzer R. £., AC magnetic fileds, Particles and Fields in
the Magnetosphere, ed. В. M. McCormac, Reidel, Dordrecht, Holland,
1970, pp. 195—212.
319. Russell С. T.y Holzer R. £., Smith E. J.y OGO 3 observations of ELF
noise in the magnetosphere 1, Spatial extent and frequency of occurrence, J.
Geophys. Res., 74, 755—777 (1969).
320. Russell С. Т., Holzer R. £., Smith E. J.t OGO 3 observations of ELF
noise in the magnetosphere, 2, The nature of the equatorial noise, J. Geophys.,
Res., 75, 755—768 (1970).
321. Saito 7\, Geomagnetic pulsations, Space Sci. Rev., 10, 319—412 (1969).
322. Scarabucci R. R.y Satellite observations of equatorial phenomena and de-
focusrng of VLF electromagnetic waves, J. Geophys. Res., 75, 69—84
(1970).
323. Scarf F. L., Microscopic structure of the solar wind, Space Sci. Rev., 11,
234—270 (1970).
324. Scarf F. L., Fredricks R. W.y Green I. M.y Neugebauer M. OGO 5
observations of quasi-trapped electromagnetic waves in the solar wind, J.
Geophys. Res., 75, 3735—3750 (1970).
325. Scarf F. L.y Kennel C. F.t Fredricks R. W., Green I. M.y mCrook G. M.t
AC fields and wave particle interactions, Particles and Fields in the
Magnetosphere, ed. В. M. McCormac, Reidel, Dordrecht, Holland, 1970,
pp. 275—283.
326. Siscoe G, L.t Davis L., Jr., Coleman P. /., Jr., Smith E. J.y Jones D. E.t
Power spectra and discontinuities of the interplanetary magnetic field:
Mariner 4, J. Geophys. Res., 73, 61—82 (1968).
327. Siscoe G. L.y Scarf F. L.y Green I. M.y Binsack J. Я., Bridge H. S.y Verylow-
frequency electric fields in the interplanetary medium: Pioneer 8, J.
Geophys. Res., 76, 828—844 (1971).
328. Smith E. J.y Holzer R. £"., McLeod M. G.y Russell С. T.y Magnetic noise
in the magnetosheath in the frequency range 3—300 Hz, J. Geophys. Res.,
72, 4803—4813 (1967).
329. Smith R. L.t Polarization of proton whistlers, J.Geophys. Res., 75, 7261 —
7266 (1970).
330. Smith R. L., Brice N. AL, Propagation in multicomponent plasma, J.
Geophys. Res., 69, 5029—5040 (1964).
331. Smith R. L.y Kimura Z.y Vigneron J.y Katsufrakis J.y Lower hybrid
resonance noise and a new ionospheric duct, J. Geophys. Res., 71, 1925—1927
(1966).
332. Storey L. R. O., Resultats preliminaires sur la propagarion TBF dans la
basse magnetosphere, obtenus par le satellit te FR-I, Space research VII,
I, ed. R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, pp. 588—603.
333. Storey O., Cerisier J. C, Une interpretation des bandes de bruit au voi-
sinage de la frequence hybride basse observees au moyen de satellites
artificiels, С. r. hebd. Seanc. Acad. Sci., Paris, 266B, 525—528 (1968).
334. Tepley L. R.y Observations of hydromagnetic emissions, J. Geophys. Res.,
66, 1651—1658 (1961).
335. Tidman D. A., (1967); см. разд. 5.5.
336. Троицкая В. А.у Короткопериодические возмущения
электромагнитного поля Земли, ДАН СССР, 91, вып. 2, 241—244 (1953).
337. Троицкая В. А.у Два колебательных режима электромагнитного по-

192
Литература
ля Земли и их суточный ход по мировому времени, ДАН СССР, 93,
вып. 2, 261—264 (1953).
338. Троицкая В. А.у Micropulsations and the state of the magnetosphere,
Solar-terrestrial physics, eds. J. W. King, W. S. Newman, Academic Press,
London, 1967, pp. 213—274.
339. Троицкая В, A.y Гульельми A. B.y Geomagnetic micropulsations, and
diagnostics of the magnetosphere, Space Sci. Rev., 7, 689—768 (1967).
340. Троицкая В. А., Мальцева H. Ф., Некоторые особенности связи
интервалов колебаний убывающего периода с ионосферными возмущениями,
Геомагн. и аэрономия, 9, № 3, 310—312 (1969).
341. Wilson С. R.y Conjugate three-dimensional polarization of highlatitude
micropulsations from a hydromagnetic waveionospheric current model,
J. Geophys. Res., 71, 3233—3249 (1966).
Статьи
342. Armstrong J. C, Zmuda A. J.y Field-aligned current at 1100 Km in the
auroral region measured by satellite, J. Geophys. Res., 75, 7122—7127
(1970).
343. Axford W. /., Hines CO., A unifying theory of high latitude geophysical
phenomena and geomagnetic storms, Can. J. Phys., 39, 1433—1464 (1961).
344. Cauffman D. P.y Gurnett D. A., Double-probe measurements of convection
electric fields with the Injun-5 satellite, J. Geophys. Res., 76, 6014—6027
(1971).
345. Dungeg J. W.y Interplanetary magnetic field and the auroral zones, Phys.
Rev. Lett., 6, 47—48 (1961).
346. Фельдштейн #. И., Auroras and associated phenomena, ed. E. R. Dyer,
Reidel, Dordrecht, Holland, 1971, pp. 152—191.
347. Фельдштейн #. И.у Зайцев А. Н.у Вариация магнитного поля в высоких
широтах по спокойным дням лета МГГ, Геомагн. и аэрономия, 7, № 2,
204—206 (1967).
348. Фельдштейн #. И.у Зайцев А. #., Quiet and disturbed solar daily
variation of magnetic field at high latitudes during the the IGY, Tellus,
20, 338—366 (1968).
349. Frank L. A.y Plasma in the earth's polar magnetosphere, J. Geophys.
Res., 76, 5202—5219 (1971).
350. Frank L. A.y Ackerson K. L.y Observations of charged particle precipitation
into the auroral zone, J. Geophys. Res., 76, 3612—3643 (1971).
351. Frank L. A.y Ackerson K- L.y Local time survey of plasma at low altitudes
over the auroral zones, Univ. of Iowa Rep. 71—40, Department of Physics
and Astronomy Univ. Iowa, August 1971.
352. Frank L. A., Gurnett D. A., Distributions of plasmas and electric fields
over the auroral zones and polar caps, J. Geophys., Res., 76, 6829—6846
(1971).
353. Heikkila W. J.y Winningham J. D.y Penetration of magnetosheath
plasma to low altitudes through the dayside magnetospheric cusps, J.
Geophys. Res., 76, 883—891 (1971).
354. Hon F. C, The tail of the magnetosphere and particle acceleration
Radiation Trapped in the Earth's Magnetic Field, ed. В. M. McCormac, Reidel,
Dordrecht, Holland, 1966, pp. 546—550.
355. Maynard N. C, Electric fields in the ionosphere and magnetosphere, God-
dard Space Flight Center Report, X-645-71-231, June 1971.
356. Nagata 7\, Kokubun 5., An additional geomagnetic daily variation field
(S^ field) in the polar region on geomagnetically quiet day, Rep. Ionosoph.
Res. Japan, 16, 256—274 (1962).
357. Nishida A.y Geomagnetic DP2 fluctuations and associated magnetospheric
phenomena, J. Geophys. Res., 73, 1795—1803 (1968).

Литература
193
358. Nishida Л., Coherence of geomagnetic DP2 fluctuations with
interplanetary magnetic variations, J. Geophys. Res., 73, 5549—5559 (1968).
359. Reid G. C, Sauer H. //., Evidence for non-uniformity of solar-proton
precipitation over the polar caps, J. Geophys. Res., 72, 4383—4389 (1967).
360. Van Allen J. A., Fennell J. F.y Ness N. F., Asymmetric access of energetic
solar protons to the earth's north and south polar caps, J, Geophys. Res.,
76, 4262—4275 (1971).
361. Vasyliunas V. M., Mathematical models of magnetospheric convection and
its couplingto the ionosphere, Particles and Fields in the Magnetosphere,
ed. В. M. McCormac, Reidel, Dordrecht, Holland, 1970, pp. 60—71.
362. Zmuda A. J., Armstrong J. C, Hearing F. Т., Characteristics of transverse
magnetic disturbances observed at 1100 km in the auroral oval, J. Geophys.
Res., 75, 4757—4762 (1970).
363. Zmuda A. J., Heuring F. 7\, Martin J. #., Dayside magnetic
disturbances at 1100 km in the auroral oval, J. Geophys. Res. 72, 1115—1117(1967).
364. Zmuda A. J., Martin J. #., Heuring F. Т., Transverse magnetic
disturbances at 1100 km in the auroral region, J. Geophys. Res., 71, 5033 —5045
(1966).

ГЛАВА 7
СОЛНЕЧНЫЕ БУРИ* И ИХ ВЛИЯНИЕ
НА МЕЖПЛАНЕТНУЮ СРЕДУ
7.1. РАЗВИТИЕ ЦЕНТРА АКТИВНОСТИ
Согласно разд. 1.5.1, дифференциальное вращение Солнца
«вытягивает» погруженные магнитные силовые трубки и усиливает
поле до 2000—4000 Гс по существу так же, как это происходит при
генерации тороидального поля в ядре Земли (разд. 2.4). Считается,
что это усиление делает погруженные силовые трубки
неустойчивыми, обусловливая появление трубок магнитного поля над
поверхностью фотосферы. С помощью магнитографа можно обнаружить
две области пересечения с этой поверхностью. Позднее они
становятся видимыми: первая как головное, или ведущее, пятно, вторая
как ведомое пятно. Следовательно, пара пятен имеет
противоположную полярность.
Таким образом, при появлении магнитной силовой трубки над
фотосферой возникает ц^тр активности. Обычно через несколько
часов или дней после этого тонкая структура хромосферы (видимая
на фотографиях в линии На как темные «узелки») становится яркой.
Эти яркие области называются факелами или флоккулами. На
рис. 7.1 показана типичная история жизни центра активности.
Темные пятна развиваются в факелы. Одновременно изменяется область
короны, находящаяся над центром активности: обычно усиливается
излучение в линии Fe XIV 5303 А, указывающее на повышение
температуры.
После этой первой стадии, продолжающейся от одного до
нескольких дней, увеличивается площадь факелов и магнитных
областей. Обычно центр активности достигает максимальной стадии
развития через 10—15 дней.
Хорошо развитое солнечное пятно имеет темную область,
называемую тенью, которая окружена более яркой, но все еще темной
областью, называемой полутенью (рис. 7.2). В области тени
напряженность магнитного поля может достигать нескольких тысяч
гаусс. Вблизи поверхности фотосферы конфигурация магнитного
поля представляет пучок силовых трубок, находящихся в
механическом равновесии с окружающей фотосферной плазмой. Полагают,
что это сильное магнитное поле ослабляет конвективное движение
фотосферного газа и таким образом подавляет основной механизм
* В русской литературе термин «солнечная буря» (storm) употребляется
редко. Более привычен термин «солнечная активность». Однако в дальнейшем
мы придерживаемся терминологии, принятой в оригинале. — Прим. перев.

Рис. 7.1. Типичная история жизни центра активности в свете линии На
в течение 10 оборотов Солнца [4].

196 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
вертикальной передачи тепла внутри трубки (что можно видеть в
тени). Поэтому пятно становится холоднее окружающей среды и
выглядит более темным.
Типичное большое солнечное пятно имеет следующие
характеристики:
полная площадь = 350- 10е видимой полусферы,
диаметр полутени = 17 500 км
максимальная напряженность поля = 3100 Гс,
полный магнитный поток = 8-1021 Гс-см2
Поскольку плотность газа, включающая плазменную
компоненту, быстро падает с высотой, то на больших высотах силовые линии
солнечного пятна не могут располагаться так же плотно, как
вблизи поверхности фотосферы. Таким образом, в короне и хромосфере
Рис. 7.2. Фотография солнечных пятен [38].

7.1. Развитие центра активности
197
они будут расходиться. Корона над центром активности
(окрестностью пятна) горячее, чем в других местах, и излучает интенсивную
рентгеновскую радиацию.
Через некоторое время центр активности становится очень
сложным и неустойчивым. Эта тенденция хорошо заметна на
рис. 7.1. Биполярные пятна развиваются в большие биполярные
группы: вокруг и между главных пятен появляются многочисленные
мелкие пятна. Неустойчивость главной фазы развития центра
активности проявляется в различных активных явлениях, описанных в
следующем разделе. Во время максимальной фазы цикла солнечной
активности на диске Солнце видно несколько таких центров
активности. Постепенно ведомые пятна исчезают, наконец это же
Рис. 7.3а. Ежедневная карта Солнца, составленная на 25 февраля 1969г.,
R = 173. Темные кружки — солнечные пятна; заштрихованные области —
факелы; темные нити — волокна и протуберанцы (Институт Фраунгофера).

9,1 еж
WE
Sp
1440 U T
22 мая 1967
у = 620
д: = 500^
21 1793-1941 U Т S^
Np
WE4 "'
5000
/ s
1215UT
Рис. 7.36. Ежедневные солнечные данные, составленные на 23 мая 1967 г. (солнечные геофизические
данные, NOAA, Боулдер, Колорадо).

7.2. Солнечные бури
199
происходит и с ведущим пятном, но факелы и биполярные
магнитные области (ВМ) остаются дальше. Появляются долгоживущие
спокойные волокна, пересекающие факелы. Когда исчезают все следы
ведомого пятна, местоположение ведущего пятна все еще можно
обнаружить, но только как униполярную область (UM). Это
последняя стадия развития центра активности.
Некоторые обсерватории составляют ежедневные карты Солнца,
отмечая различные активные образования. На рис. 7.3а представлен
образец, выпускаемый Институтом Фраунгофера, а на рис. 7.36 —
образец ежедневных солнечных данных, составленных NOAA,
Боулдер. Последние включают фотографию в свете линии На, карту
солнечных пятен, магнитограмму Солнца, карты радиоизлучений
на волнах 9 и 21 см и распределение кальциевых флоккулов
(номера флоккулов указаны по данным обсерватории Мак-Мае).
7.2. СОЛНЕЧНЫЕ БУРИ
7.2.1. ОСНОВНЫЕ ДАННЫЕ
Наиболее эффектное явление, которое происходит в центрах
активности, заключается в преобразовании значительного
количества энергии (1032—1033 эрг) за сравнительно короткое время
(~2.Ю3с). Это явление можно назвать солнечной бурей. Оптически
буря проявляется как внезапное увеличение яркости излучения в
линии На. Это специфическое явление называют солнечной
вспышкой (рис. 7.4), но это только одно из многих сложных явлений,
связанных с солнечной бурей (рис. 7.5). Наблюдаются также
интенсивные рентгеновское, ультрафиолетовое и радиоизлучения. Во время
некоторых солнечных вспышек увеличивается даже яркость
непрерывного спектра в видимой области спектра («белого» света) над
всей областью вспышки. Солнечные бури вызывают также
различные динамические процессы в солнечной атмосфере. Генерируются
ударные волны, распространяющиеся через плазму солнечного
ветра. До больших высот в корону выбрасываются облака плазмы.
Некоторые из них преодолевают притяжение Солнца и
распространяются до и даже за пределы земной орбиты.
7.2.2. ВСПЫШКИ В ЛИНИИ На
Интенсивность излучения в линии На обычно быстро
увеличивается вблизи начальной фазы вспышки и достигает максимума
примерно через 5—10 мин; затем она более медленно уменьшается.
Полная мощность энергии, излучаемой в На, может достигать
1026 эрг/с в максимуме. Спектр спокойных областей Солнца имеет
широкую темную фраунгоферову линию поглощения (ширина
порядка 2 А), центрированную на На. Однако вследствие интенсив-

200 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
Рис. 7.4. Фотография типичной солнечной вспышки, полученная с-
помощью На-фильтра (высокогорная обсерватория, NCAR).
ного излучения во время солнечных бурь спектр области вспышки
показывает сильное обращение, т. е. эмиссионную линию
(«эффективная» ширина около 5 А) в центрефраунгоферовой линии (рис. 7.6).
В зависимости от площади области, излучающей в линии На,
различают 5 классов вспышек обозначаемых: S (субвспышки), 1, 2,
3, 4. К цифрам присоединяются вспомогательные индексы /, я,
b для указания слабой, нормальной и яркой вспышек
соответственно. Во время МГГ (1957—1958 гг.), который был периодом
исключительной активности Солнца, произошло по крайней мере 6656
вспышек балла 1 и более. В табл. 7.1 указан процент вспышек по
классам.

Солнечные
пятна
( Электроны и
протоны
с.р=0-/О"эВ
е = Ю2
-Ю32эрг
рентгеновское
ультрафиолетовое
видшиое:
эмиссионные линии +
непрерывный спектр
ё= Юзгэрг
Вспышка
Высота Ю-ЗО-Ю3*/*
Объём « ГО29см3
Рис. 7.5. Различные виды энергии, выделяемой во время солнечной
вспышки [35].
5
Длина волны , А
Рис. 7.6. Часть солнечного спектра в окрестности линии На. В спектре
спокойного Солнца существует отчетливая фраунгоферова линия,
центрированная на длину волны На. В спектре области вспышки видно большое
увеличение интенсивности (заштрихованная часть), приблизительно
центрированное на На [35].

Таблица 7.1
Классификация солнечных вспышек по Додсон и Хедеман
Класс
S
1
2
3
4
Площадь
в миллионных долях
видимой полусферы
<100
100—250
250—600
600—1200
>1200
Площадь
в квадратных градусах
<2,06
2,06—5,15
5,15-12,4
12,4—24,7
>24,7
Процент
появления
92,4
7,0
0,5
0,1
t
мин
14
h
км
12
V
км/с
15
6 дО 20 10
с 50 30 8
d 75
е /60
40
во
Диск Лимб
<**
&$*'
Рис. 1Л. Типичная картина развития волокон вспышки, видимая в
проекции на диск и на лимб Солнца. Два темных пятна — области тени солнечных
пятен, t — время, отсчитываемое от начала вспышки, h и v — высота и
скорость петель, которые образуются над волокнами вспышки [21].

7.2. Солнечные бури
203
Характерная особенность спектральной линии На,
наблюдаемой во время вспышек, заключается в том, что интенсивность ее
фиолетового эмиссионного крыла иногда несколько меньше по
сравнению с интенсивностью красного. Это объясняется
поглощением На-излучения, идущего снизу, поднимающимися газами,
которые выбрасываются радиально из области вспышки. Этот эффект
обусловливает «фиолетовое» допплеровское смещение широкой
абсорбционной полосы (рис. 7.6).
Обычно вспышка, наблюдаемая через На-фильтр, вначале
видна как несколько маленьких ярких областей, которые в конце
концов сливаются, образуя примерно через 10 мин яркую
волокнистую структуру (рис. 7.7).
Излучение в линии На быстро, примерно через 5—10 мин,
достигает максимальной интенсивности. В некоторых случаях примерно
через 30 мин после начала яркое волокно расщепляется на два.
Два волокна соединяются арочноподобными образованиями,
называемыми петлями (loops). Как только промежуток между волокнами
начинает увеличиваться (рис. 7.7), петли быстро растут вверх и про-
Р и с. 7.8а. Фотография окрестностей вспышки в свете линии На
(обсерватория Бэр Маунтин).

Рис. 7.86. Фотография окрестностей вспышки в свете линии На [95].

Рис. 7.8в. Фотография окрестностей вспышки в свете линии На [95].

206 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
никают в корону. Структура хромосферы, связанная со вспышками,
обычно очень сложна (рис. 7.8). Долго считали, что яркие волокна
встречаются на линии раздела между двумя областями
противоположной полярности продольной компоненты магнитного поля (т. е.
компоненты, направленной вдоль луча зрения и обозначаемой
В и) и что эта линия является (магнитно) нейтральной, т. е. В = 0
Рис. 7.9. Схема расположения волокон вспышки, наложенная на карту
магнитного поля. Волокна показаны сплошными линиями (заштрихованными
с внутренней стороны) в отличие от линий В ц = 0. Распределение
перпендикулярной компоненты поля показано стрелками; 0044 UT, 7 июля 1966 г.
[116].
вдоль нее (рис. 7.9). Однако позднее обнаружили, что компонента
В, перпендикулярная лучу зрения, обозначаемая В±, может быть
отличной от нуля вдоль линии раздела. Кроме того, последние
детальные исследования [91, 116] показывают, что вспышки не лежат
строго вдоль линии В± = 0 (рис. 7.9), а совпадают с областями, где
велика интенсивность электрического тока через поверхность
фотосферы. Распределение тока выводится на основе наблюдаемого
распределения магнитного поля с помощью уравнения Максвелла
4ttj = V X В (ток смещения не учитывается).
7.2.3. РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
Солнечные вспышки связаны с двумя типами рентгеновского
излучения. Первый — «мягкая» тепловая компонента, обусловленная
атомными переходами, рассмотренными в разд. 1.3.2. Большое

Фото 1. Фотографии Солнца в рентгеновских лучах, полученные во
время солнечного затмения 7 марта 1970 г. [94, 145].

208 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
увеличение температуры в короне над активными областями
усиливает процессы, приводящие к генерации рентгеновского излучения
в интервале длин волн от 1 до 100 А, что соответствует диапазону
энергий от 124 эВ до 12,4 кэВ. На рис. 7.10 приведены спектры
рентгеновского излучения во время солнечных вспышек, рассчитан-
Ю 20 50 40 50 60 70 80 90 100
Длина волны, А
Рис. 7.10. Спектры рентгеновского излучения солнечной короны,
рассчитанные для различных температур [85].
ные для различных температур [85]. На рис. 7.11 показана
фотография Солнца в рентгеновской области спектра, полученная во время
вспышки балла \п (8 июня 1968 г.). На фото 1 приведены
фотографии Солнца в рентгеновских лучах, полученные с борта ракеты
«Аэроби» {а — 3 ... 30 А, 44 ... 55 А; б— 3 ... 13 А, 19 ... 24 А; в —
суперпозиция фотографий короны в рентгеновском и белом свете]
во время солнечного затмения 7 марта 1970 г.
Другой тип — «жесткое» рентгеновское излучение — лежит в
области энергий от 10 кэВ до 1 МэВ, что соответствует диапазону
длин волн 0,0124—1,24 А [28, 98]. Хольт и Рамати [53] показали,
что этот тип рентгеновского излучения можно интерпретировать
как тормозное излучение, обусловленное столкновениями
нетепловых электронов с окружающими ядрами. На рис. 7.12 представлены

7.2. Солнечные бури
209
спектр, наблюдавшийся 7 июля 1966 г., и спектр, рассчитанный
по их теории; для крайнего ультрафиолетового излучения
см. [50]*.
Рис. 7.11. Фотография вспышки 8 июня 1968 г. балла \п в рентгеновских
лучах (область длин волн 3,5—14 А, 44—60 А, время экспозиции 6 с) [143].
Всплески рентгеновского излучения производят увеличение
ионизации в нижней ионосфере Земли (слой D), так называемые
внезапные ионосферные возмущения (SID). Они вызывают различные
аномальные эффекты в радиопередачах (разд. 8.2). (См. обзор
Фридмана [41].)
* Рентгеновское излучение вспышек рассматривалось Корчаком А. А.
(см. ДАН СССР, 173, 291 (1967); Solar Phys., 18, 284 (1971)).—Прим. перев.

210 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
10
5
3
$ ;
i
i
•О
в
I
!
0,01
ТТЛ п
_N-nojiHoe число
электронов
у- фактор Лоренца \
ММ
[III
50 100 200
Энергия, кэВ
500
1000
Рис. 7.12. Спектр жесткого рентгеновского излучения (кресты),
наблюдавшийся 7 июля 1966 г., и расчетные спектры [53].
7.2.4. РАДИОИЗЛУЧЕНИЕ
За последние два десятилетия наши знания о солнечных
вспышках значительно расширились благодаря изучению радиоволн,
испускаемых возмущенными областями. Различают пять типов
таких волн (I—V).
Эти типы радиоизлучения генерируются заряженными
частицами, ускоренными в области вспышки. Электроны становятся
высокоэнергичными в самой ранней фазе вспышки. Некоторые из них дви-

7.2. Солнечные бури
211
жутся вверх вдоль магнитных силовых линий солнечного пятна и
взаимодействуют с корональной плазмой, заставляя ее
колебаться и излучать на частоте, рассчитанной ниже. Эти радиочастоты /
быстро (за 15—30 с) уменьшаются от нескольких сотен МГц до
десятка МГц. Это происходит потому, что / есть функция
электронной концентрации пе, падающей с высотой в короне. Плазменная
частота сор определяется как
(ор = {^пее2с21те)т
или
/ = 8,9. К)"3 У7г7МГц.
Колебания плазмы наблюдаются на Земле в виде коротких
всплесков радиоизлучения III типа. Характеристики различных типов
радиоволн приведены на рис. 7.13, представляющем так
называемый динамический спектр: он показывает зависимость частоты /
от времени.
Релятивистские электроны движутся по спирали вокруг силовых
линий солнечного пятна и излучают синхротронное излучение с
частотой /(Гц) — 1,6Ы0~5 В (Гс)е2 (эВ). Излучение Р в единицах
мощности (Вт/м2-Гц) равно 6-10~27 В2п2г2. Оно наблюдается как
всплеск радиоизлучения типа V во время начальной фазы вспышки
(рис. 7.13). Некоторые из этих электронов движутся вниз и сталки-
О Ю 20 дО
Время, jhuh
Рис. 7.13. Диаграмма, иллюстрирующая наблюдаемое время пяти • типов
радиоизлучения (зависимость частота — время) 4 54].

212 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
ваются с ядрами водорода в плотной солнечной атмосфере, приводя
к всплескам тормозного рентгеновского излучения (разд. 7.2.2).
Кунду [78] обнаружил превосходную корреляцию между
радиоволнами в сантиметровом диапазоне и вспышками рентгеновского
Микроволновое
1700МГц
ю1
1
•о4
1
ю'
>
• Рентгеновское
>80кэВ
i *^ Фон поиемника ^
Фон приемника
0020
0030
ОТ
0040
0050
Рис. 7.14. Графики, показывающие хорошую корреляцию между
микроволновым и жестким рентгеновским излучениями 7 июля 1966 г. [28]..
излучения (рис. 7.14). На рис. 7.15 показан микроволновый спектр
вспышки 7 июля 1966 г. и для сравнения приведен спектр,
рассчитанный Хольтом и Рамати по их теории [53].
Наиболее замечательным и долго продолжающимся типом
радиоизлучения является тип IV. Обычно он длится в течение нескольких
часов после прекращения оптической вспышки. Полагают, что этот

7.2. Солнечные бури
213
тип радиоизлучения включает как синхротронное, так и плазменное
излучения. Уайлд [155] показал, что иногда это излучение приходит
из петли, расширяющейся из активной области.
I
I
•О
I
I
I I I I 1 I
Обрезание выео-
\- кой энергии
n=3-iO'°cjn'3
В=265Гс
ю>*\
w
"1 i 1 i i |
Анизотропное
распределение
питч-угла
п=3'Ю9см~3
В=270Гс
1111
Ю*
Л L
Частота, МГц
Рис, 7.15, Наблюдаемая плотность потока и расчетный спектр
микроволнового излучения для вспышки 7 июля 1966 г. [53].
7.2.5. ДИНАМИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
Солнечные бури связаны с различными динамическими
явлениями, такими, как «вспышечные выбросы» (flare surges), «вспышечные
волны» (flare puffs) и «потоки» (streames). Во время предмаксималь-
ной фазы некоторых вспышек газ выбрасывается со скоростью
порядка 150 км/с. Некоторые бури показывают очень быстрое
взрывное расширение яркой области, излучающей в На, и, по-видимому,
генерируют возмущение типа ударной волны, проходящее по
диску со скоростью порядка 1000 км/с (рис. 7.16). Вспышка часто
влияет на темное волокно, находящееся далеко, вызывая его
временное исчезновение. На фото 2 показан гигантский эруптивный
протуберанец, сфотографированный 4 июня 1946 г.

Рис. 7.16. Расширяющаяся ударная волна, распространяющаяся по поверхности Солнца. Фотографии получены в
(На —0,5 А) (В), в На (ОВ) ив (Па + 0,5 A) (R) 28 августа 1966 г. 1531 UT [57].

Фото 2. Гигантский эруптивный протуберанец, сфотографированный
4 июня 1946 г.

216 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
7.2.6. КОРПУСКУЛЯРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
Во время второй фазы вспышки происходит другой важный
процесс, влияющий на межпланетную среду и планеты, а именно выброс
солнечных частиц, обладающих значительной энергией: от 1 кэВ
до 15 ГэВ для протонов. Их энергетический спектр условно
разбивают на три части: солнечные космические лучи (высокоэнергичный
«хвост спектра», энергия более 100 МэВ), субкосмические лучи,
энергия которых лежит в области от 100 кэВ до 100 МэВ, и облака
плазмы, в которых протоны имеют энергию порядка 0,5—1,5 кэВ.
Первые два типа состоят в основном из протонов и весьма малой
доли тяжелых ядер. Они, по-видимому, образуются в результате
процессов ускорения во время самой ранней стадии вспышек,
особенно вспышек взрывного типа. Частицы распространяются также
в окрестности Земли, которая становится окруженной «газом»
протонов высокой энергии.
Благодаря высокой энергии и малой концентрации (10~10-^-
10~7 см"3) движение солнечных космических лучей мало зависит
от их электростатического поля. Следовательно, движение
космических лучей в межпланетном пространстве и в магнитном поле
Земли можно рассчитать в первом приближении, предполагая, что
каждая частица движется как одиночная (разд. 5.1). Более того,
плотность энергии частиц слишком мала для того, чтобы повлиять
на межпланетное и земное магнитные поля, кроме тех случаев,
когда в очень узкой магнитной силовой трубке заключен большой
поток частиц.
Облака плазмы имеют значительно меньшие энергии частиц
(< 10 кэВ) и гораздо большие концентрации (1—25 см"3).
Следовательно, существует очень сильное электростатическое
взаимодействие между протонами и электронами облака плазмы, которое
заставляет противоположно заряженные частицы двигаться вместе.
При движении облака плазмы в солнечной атмосфере
возбуждаются плазменные колебания. Эти колебания наблюдаются на Земле
как радиовсплески типа II, частота которых уменьшается от 200
до 10 МГц примерно за 10 мин. Оценки скорости потока плазмы,
использующие распределение электронной плотности в короне, дают
значения порядка 200—1500 км/с. Такие скорости сравнимы со
скоростями плазмы, вызывающей магнитосферные бури. Таким
образом, следует предположить, что излучение типа II указывает
на уход от Солнца плазмы, вызывающей бурю.
Следует также отметить, что область генерации некоторых
излучений типа IV движется от активной области на Солнце со скоростью,
близкой к местной альвеновской скорости (270 км/с) [157]. На
основе наблюдений вспышки 1 марта 1969 г. Ридл 11041 предположил,
что такое излучение типа IV является синхротронным излучением
квазирелятивистских электронов, захваченных выброшенным
облаком плазмы (рис. 7.17).

7.2. Солнечные бури
217
Плотность энергии солнечных облаков достаточно велика для
того, чтобы исказить межпланетные магнитные поля. Это искажение
влияет на движение галактических космических лучей и вызывает
форбуш-эффект (разд. 7.4.5).
Ни, Коронограф
2215 U Т
/
2317 U Т
80МГц
Источник А
0008UT
0024UT
80МГц
^•/w .Источник В
0050UT /
0130UT
Рис. 7.17. Пространственная связь между поднимающимся протуберанцем,
наблюдаемым в свете линии На, и источниками радиогелиограмм на частоте
80 МГц [104].
7.2.7. ПРИЧИНА СОЛНЕЧНЫХ БУРЬ
Непосредственная причина солнечных бурь, по-видимому,
связана с сложной конфигурацией магнитных полей в центре
активности. Полная энергия, излучаемая только в линии На во время одной
мощной бури, превышает 1031 эрг. Учитывая энергию,
выделяемую в виде корпускулярного и других излучений, получим,
что полная энергия, излучаемая в межпланетное пространство во
время солнечной вспышки балла 3, будет порядка 1032—1033 эрг.
Предполагается, что энергия вспышки накапливается в виде
магнитной энергии (В2/8я) и внезапно переходит в кинетическую энергию
частиц, когда магнитная конфигурация становится подходящей
для того, чтобы «сработал» этот механизм. Предлагались различные
типы магнитных конфигураций для солнечной вспышки [34, 47,
100*, 106, 123, 129, 1641. Де Ягер [621 дал следующие оценки
энергий излучений во время мощной солнечной бури [61]:
* Механизм перехода магнитной энергии в тепловую детально
рассматривался Сыроватским С. И. (см. Сыроватский С. Я., Астрон. ж., 43, 340
(1967); Имшенник В. С, Сыроватский С. Я., ЖЭТФ, 52, 990 (1967);
Сыроватский С. Я., Труды международного совещания по физике межпланетного
пространства, Л., 1969, стр. 7; Сыроватский С. Я., Solar Flares and Space Research
(ed. Svestka Z.), Amsterdam, 1969 p. 346). — Прим. ред.

218 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
Полное электромагнитное излучение 1032 эрг
Межпланетное облако плазмы 2-Ю32
Быстрые электроны 5-Ю31
Солнечные космические лучи 3-Ю31
Солнечные субкосмические лучи 2-Ю31
Все другие частицы 1030
Полная энергия 4-Ю32
Далее мы придерживаемся описания, данного Пиддингтоном
[100]. В модели Пиддингтона магнитно-нейтральная точка над
арочной магнитной структурой, протянувшейся между двумя
солнечными пятнами различной полярности, обеспечивает подходящую
конфигурацию (рис. 7.18). Электроны высокой энергии,
производимые здесь, «убегают» в межпланетное пространство, генерируя
всплески типа III вдоль своих траекторий. Те электроны, которые
опускаются в хромосферу, также генерируют микроволновое
излучение. При столкновении с плотным хромосферным газом (водород)
генерируется тормозное рентгеновское излучение.
Столкновения производят ионизацию атомов водорода. При
рекомбинации излучаются линии серии Бальмера. Это проявляется
в виде вспышки в линии На.
Хотя механизм выброса облака плазмы из вспышек точно
неизвестен, следует отметить, что радиовсплески типа II являются
индикатором плазмы, движущейся вверх вместе с ударной
волной. Движение вверх области генерации излучения типа IV, по-
видимому, является другим указанием на это. Корона вблизи
области вспышки становится очень горячей, излучая как мягкое
рентгеновское, так и интенсивное ультрафиолетовое и крайнее
ультрафиолетовое излучения.
В области вспышки образуются также солнечные протоны
высокой энергии. Некоторые из них «убегают» в межпланетное
пространство во время солнечной бури, а некоторые позже, после того
как они захватываются сложной конфигурацией магнитного поля
в окрестности солнечных пятен. Часть электронов высокой энергии
также захватывается в эту область и генерирует излучение типа IV
в течение многих часов после бури.
Несколько иная гипотеза о природе солнечных бурь была
предложена недавно Якобсеном и Карлквистом [58], Альвеном и Карл-
квистом [101, Карлквистом [251. Эти авторы полагают, что
существует петля электрического тока, часть которой располагается в
солнечной атмосфере. Петля несет электрический ток порядка
1012 А вдоль цепи индуктивности L = 10го см =. 10 Г. Далее
предполагается, что внезапный разрыв тока происходит в атмосферной
части цепи, как только сила тока превысит определенное
критическое значение. В месте разрыва образуется большое падение
напряжения порядка

Выброс IIтипа
°Л Ьоянечные протоны С°)
\05лакЪ плазми??**
Горячая плазл*а[^лУчё™е
Мягкое pertrrieeH.
излучение
УФ- излучение
циеся
'электроны
661COKOU
энергии {•]
ГМикроеолно;
вое излучена
Тормозное рентген,
излучение <
КЗслышкд в линии
Xpojttoctpepa —
Лоднил*ающие\
\ся электроны '
высокой . .
энергии (•)
Рис. 7.18. Схема основных процессов, происходящих во время типичной солнечной бури.

220 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
V = L *L&L — = 1010 В,
dt т
где т — характерное время солнечной вспышки—берется равным
103 с. Таким образом, в месте разрыва могут генерироваться
солнечные космические лучи. Поскольку магнитная энергия цепи
определяется как
№ = V2L/2 = 0,5. 1032 эрг>
то ток в цепи может обеспечить запас энергии, требуемый для
солнечной бури.
Основные требования к теории вспышек, сформулированные
Старроком и Коппи [124] и Свитом [1311:
а) запас энергии порядка 2-1032 эрг, скорее всего
накапливающейся перед вспышкой;
б) спусковой механизм выделения запасенной энергии;
в) преобразование во время взрывной фазы половины полного
запаса энергии в движение масс со скоростью 1500 км/с за
время менее 300 с;
г) ускорение 1036 электронов до энергий порядка 100 кэВ за
1 с, повторенное несколько раз в течение взрывной фазы;
д) ускорение 1036 протонов до энергий 0,1 МэВ — 30 ГэВ за
время менее 103 с;
е) преобразование во время фазы спада второй половины
запасенной энергии в оптическое излучение с характерным
временем распада 3-Ю3 с.
7.3. СОЛНЕЧНЫЕ КОСМИЧЕСКИЕ ЛУЧИ
И ЭЛЕКТРОНЫ ВЫСОКОЙ ЭНЕРГИИ
Довольно редко встречающиеся солнечные вспышки, которые
инжектируют протоны высокой энергии (1—15 ГэВ), называются
протонными вспышками для отличия их от большинства вспышек,
где протоны имеют меньшую энергию (< 100 кэВ). На рис. 7.19
показаны энергетические спектры солнечных протонов для
нескольких вспышек умеренной интенсивности. Там же для сравнения
приведен энергетический спектр галактических космических лучей.
Фрейер и Веббер [1881 показали, что дифференциальный и
интегральный энергетические спектры протонов удовлетворительно
описываются уравнениями
J = /0ехр (—#/#„),

7.3. Солнечные космические лучи и электроны
221
где R — жесткость, R0— характерная жесткость, (dJ/dR)0—
дифференциальный поток, экстраполированный до нулевой
жесткости, и
J0 = R0(dJ/dR)0.
Для протонной вспышки 14 июля 1959 г. /0 было порядка
3,5-104 см-^с^-стер-1 и /?0=- 68 MB.
Различные спектры
"солнечных частиц
Галактические
космические личи
(Минимул* солнечной
активности )
Ю2 /О3 Ю*
Кинетическая энергия 9 МэВ
Рис. 7.19. Сравнение энергетических спектров солнечных протонов со
спектром галактических космических лучей [184].
В этом разделе мы рассмотрим движение протонов в
межпланетном пространстве. Здесь мы условно делим солнечные протоны
на релятивистские и нерелятивистские. Релятивистские протоны
обладают энергией (> 500 МэВ), достаточной для того, чтобы про-

222 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
извести вторичные нуклоны, способные достичь поверхности Земли.
Нерелятивистские протоны можно обнаружить с помощью
приемников, установленных на борту спутников, или по их воздействию
на верхнюю атмосферу Земли, например по эффекту ППШ
(поглощение в полярных шапках, разд. 8.3).
7.3.1. РЕЛЯТИВИСТСКИЕ СОЛНЕЧНЫЕ ПРОТОНЫ
При наблюдении релятивистских солнечных протонов на Земле
поток увеличивается до максимума очень быстро, а затем обычно
медленно падает. Рис. 7.20 соответствует наиболее замечательному
ливню космических лучей, наблюдавшемуся 23 февраля 1956 г.
В «этом случае возрастание интенсивности космических лучей
наблюдалось даже на геомагнитном экваторе, в Уанкайо, откуда
следует, что энергия протонов достигала 15 ГэВ (разд. 5.1).
Эллисон, Мак-Кенна и Рейд [179] показали, что протонные
вспышки чаще наблюдаются на западной, чем на восточной, половине^сол-
8000
7000
, 6000
1
*
5
| 5000
'3
5»
**
n\4000
§5
5N
SS
| |ДО0
53
§ *20О0
5;
s
5
S IOOO
S
1
1
- ~
х\
h \
]ц \
1 N Д |
]f \
т ^ \
г ^ \ 1
— 1 § \
♦ §.. V
\ъ ч \
- 1 §к \
J 5 ^w 1
1
(
8 \.
^ ^^*_
* 3? ^•••w-
' 1 ^^J
ч ^"••••■^••l
- 1
1 1 U I I I |
0300
шо
0500 0600
Часы U Т
0700
0800
0900
Рис. 7.20. Увеличение интенсивности потока вторичных нейтронов,
производимых в атмосфере первичными солнечными протонами вспышки 23
февраля 1956 г. [211].

7.3. Солнечные космические лучи и электроны 223
нечного диска. Это, по-видимому, свидетельствует о том, что
протоны от западной половины легче доходят до Земли (рис. 7.21). Такие
протоны распространяются вдоль межпланетных магнитных полей,
имеющих конфигурацию спирали Архимеда. Мак-Краккен [206—
208], изучая распределение солнечных протонов, сталкивающихся с
Рис. 7.21. Локализация солнечных вспышек на диске Солнца, связанных
с наблюдениями солнечных протонов на Земле [179].
поверхностью Земли (разд. 5.1), обнаружил, что приближенное
направление прихода протонов отклонено примерно на 55° от линии
Солнце—Земля. Этот угол близок к углу между линией Солнце—
Земля и линиями спирали Архимеда (рис. 7.22). Однако траектории
протонов не могут быть простыми спиралями: время прибытия
протонов, как показал Кармихаэль [175], всегда больше расчетного
времени на 10—20 мин. Запаздывание более явно выражено у
нерелятивистских протонов.
Барнс и Хальперн [174] рассмотрели движения заряженных
частиц высокой энергии в магнитном поле, имеющем
конфигурацию спирали Архимеда (такое поле рассматривалось в разд. 1.5.2).
Выбирая гелиоцентрические сферические полярные координаты
(г, 0, ср) с единичными векторами г, в и у соответственно, имеем
В = В0('Л)а[г — ^г sine/lOfl,

224 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
где V — скорость солнечного ветра,
г0 = 2/?0 = 1,38 • 1011 см, В0 - 5 . 10"5 (1 а. е./г0)2 Гс
и
2
2,9- Ю"6 рад/с.
Магнитное поле можно также
выразить с помощью единичного
вектора b как
Ъ = ВЪ -B0(/-0/r)2secab,
где a — угол между направлениями
Виг, равный
a = arctg(-B/Br) =
= arctg[r/(V72sin6)].
В инерциальной системе координат
существует электрическое поле,
определяемое как
Е = —Vr ХВ-
= —(Qsin6fl0r§/r)6 =
=—(VY£cosa/a)6,
где а =.- V/Qsin0. Это
электрическое поле возникает в результате
возмущения* силовых линий
межпланетного магнитного поля
солнечным ветром (разд. 1.6). Оно
будет отсутствовать во
вспомогательной системе координат,
движущейся с плазмой солнечного ветра.
Заряженная частица,
обладающая массой т, зарядом е и
магнитным моментом \it дрейфует со
скоростью
b Г ^ , М- о i m ( dh . dvE\]
где vs — компонента скорости вдоль В, а V£ — скорость дрейфа
(Е X В) (разд. 6.2). Для устойчивой статической задачи оператор
dldt обращается в
vs (b . у) = vs (д/ds).
* В оригинале convection (конвекция). — Прим. перев.
Рис. 7.22. Конфигурация
силовых линий межпланетного
магнитного поля, вдоль которых
солнечные протоны достигали Земли,
для вспышки 4 мая 1960 г. [207].
/ — поле, обусловленное
предыдущей вспышкой 29 апреля; 2 —
новая вспышка выделяет частицы,
1015 UT, 4 мая.

7.3. Солнечные космические лучи и электроны
225
Барнс и Хальперн показали, что в этом частном случае, как в
первом приближении, скорость дрейфа близка к \Е:
vd&vE = [rV/(r2 + а2)] (гг + а?).
При этих условиях они рассмотрели движение
высокоэнергичной частицы с энергией е и первоначальным углом наклона а0,
которая выбрасывается от Солнца в межпланетное пространство
при г — г0, широте 00 и долготе (р0. Здесь предполагается сохранение
энергии и адиабатического инварианта магнитного момента,
v2T = v2s + v2c + v2d,
где vc— скорость вращения. Дифференциальное уравнение,
описывающее движение вдоль радиуса, имеет вид
dr ,
■*-°'+°'"
где
vr = Vr2/(r2 + а2),
vsr = vs cos а = vsa/(r2 + a2)112.
Таким образом, интегрирование уравнения дает
для г0 « г, а и 8 = я/2. Для больших значений г
Во вспомогательной системе координат, вращающейся вместе
с Солнцем, альвеновские центры (разд. 6.1) солнечных частиц
движутся в направлении ±Ь (так как во вспомогательной системе
отсутствует электрическое поле). Следовательно, для инерциального
наблюдателя движение солнечных частиц подобно движению
бусинок, выскальзывающих по спирали Архимеда, которая вращается
с угловой скоростью Q.
7.3.2. НЕРЕЛЯТИВИСТСКИЕ ПРОТОНЫ
Первыми приходят к Земле протоны самых высоких энергий,
а затем — протоны, имеющие более низкие значения энергий. На
рис. 7.23 показан временной ход потока солнечных протонов для
нескольких значений энергии во время солнечной протонной
вспышки, наблюдавшейся 28 сентября 1961 г.
Первоначально предполагали, что солнечные космические лучи
приходят к Земле в результате диффузии. Диффузия
галактических космических лучей в межпланетном пространстве рассматри-

226 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
валась в разд. 1.6. Уравнение диффузии для солнечных протонов
имеет вид [164, 194]
дп _ J *L ( о га+!3 — )
dt га дг { ° дг)'
Принимается, что коэффициент диффузии D изменяется как
D = Д/.
Здесь а = 2 для радиальной диффузии от точечного источника в
28 , 29 ,30,
10е
10*
■а
104
г
1 103
1
!
glO1
I
sho°
4
10oi
L
tf* 2,2 МэВ
$$ 3,8 МэБ
2.. j 7,9 МэВ
•V* 14,5 МэВ
5T
87 МэВ
u°% % 135 МэВ
\* * 175 МэВ
■230 МэВ
■ ♦ О
^ 4 295 МэВ
♦ 430 МэВ
10 10 100 1000
Время (v), отсчитываемое от 2208 UT 28сент. 7961г.
Рис. 7.23. Изменение со временем потока солнечных протонов для
нескольких значений энергии во время солнечной протонной вспышки 28 сентября
1961 г. [171].

7.3. Солнечные космические лучи и электроны
227
трехмерном пространстве, (3 — численная константа, которая
определяется из наблюдаемой вариации п. Решение этого уравнения
имеет вид
ln[//a+I)/(2-?)] = 6-f,
где а и b — константы, / =■ от/4я и v — скорость частицы с данной
энергией.
Отсюда график, связывающий 1п[//<а + 1 )/(2-Р)] с Ш, должен
быть прямой линией. Кримигис [194] показал, что для протонов
с энергией порядка 23 МэВ эта зависимость приблизительно
выполняется, если Р есть число вида 0, 1/2 или 1 (рис. 7.24).
10 0t9 0,8 0,7 Q6 OyS 0,4 Q5 Q2 0J О
Рис. 7.24. Зависимость In //з/(2—р) 0т Шдля протонной вспышки 15 апреля
1963 г. Лучшее совпадение с прямой линией получается при (3 = 1 [194].

228 Гл. 7% Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
Однако в некоторых случаях невозможно найти прямолинейную
зависимость [193]. «Провал» простой теории диффузии частично
обусловлен наличием высоконаправленного потока протонов. Рао, Мак-
Краккен и Буката [215] показали, что поток часто чрезвычайно
анизотропен и направление его максимума лежит вдоль вектора
межпланетного магнитного поля (рис. 7.25а).
Направление анизотропии
27декабря 7965г. 29декабря 1965г. ЗОдекабря 1965г.-1 января 196Вг.
Масштаб 10Z
Рис. 7.25а. Частотное распределение азимута (направления прихода)
анизотропии солнечных протонов (7,5 -г- 45 МэВ), наблюдаемое космическими
зондами «Пионер-6» и «Пионер-7» [215].
Рейд [216] также отметил, что некоторые из наблюдаемых
вариаций потока можно легко объяснить, предположив, что частицы
движутся вдоль тонкого диффузионного слоя вблизи поверхности
Солнца, а затем диффундируют в межпланетное пространство. Акс-
форд [169] заметил, что в этом случае основное дифференциальное
уравнение не является уравнением теплопроводности, которое
было рассмотрено раньше, а должно больше соответствовать
уравнению распространения импульса вдоль электрической линии
передачи.
Таким образом, сейчас разработаны теории анизотропной лиф-
фузии [169, 172]. На рис. 7.256 показано, что такая теория может
удовлетворительно воспроизвести наблюдаемую вариацию потока
протонов на расстоянии земной орбиты [173].
Другое важное наблюдение было выполнено Лином, Калером и
Роулофом [204], которые получили западно-восточную структуру

7.3. Солнечные космические лучи и электроны 229
потока солнечных протонов на основе записей, полученных
одновременное трех спутников (рис. 7.26). Межпланетное пространство,
заполненное солнечными протонами, состоит из двух частей. Эти
части представляют собой концентрические трубки спиральных
магнитных силовых линий. Внутренняя трубка, где поток велик»
500
г*
ел
^100
а
g
§
ъ
1
ъ*
5 50
$
:з
*:
ч>
5f
а
s
э»
£
>>
Ю
Вспышка 4-мая 1960г.
—р А *ъ_ 1
L *\ 1
/ *\ I
Г ^v
-
—
—
L
• \ 1
• \ 1
• v. 1
\ Теория 1
• \ 1
[ i i 1 i i i i 1
20
АО 60
t,JVlUH
80 100
Рис. 7.256. Сравнение наблюдаемой вариации потока протонов с жест-
костью, большей 1,1 ГВ (Форт Черчилль 4 мая 1960 г.), с теоретической
кривой [172J.
называется ядром, внешняя трубка называется гало. Более того, эта
структура, по-видимому, вращается вместе с Солнцем. Лин и др.
[2041 подробно рассмотрели происхождение структуры и пришли к
выводу, что это результат проекции картины инжекции солнечных
протонов, а гало не является оболочкой, образуемой протонами,
диффундирующими из ядра. Вероятно, ядро и гало непосредственно
связаны с областью вспышки, так что прямая инжекция заполняет
как ядро, так и гало.

Поток l
Злектроны)45 кэВ
Протоны >0,5МэВ
—--»— 4-гоМэв
Солнце
-*л— >20МэВ
Диффундирующий
слой
Вспышка
Земля
Рис. 7.26. Схема, иллюстрирующая распределение потока солнечных
протонов вдоль силовых линий межпланетного поля. Поток протонов состоит из
ядра и гало [204].
5
^ 4
1
2
1
&
-
30
-j Мак Дональд
o£2I3j
iui nti 9* Art if* -о*0.
0445
Пересечение ударной
волны
\
<
г^У^
1 L
0500 0515
<
о j
о
oJ
Врелгй 1/Т
Рис. 7.27а. Сравнение наблюдаемого изменения со временем потока
солнечных протонов с теоретическим для вспышки 11 января 1968 г. [185].

7.3. Солнечные космические лучи и электроны
231
Ил*пульс/с
1000 г
Протоны
„Инджун-Г,1->6
Высота ~ 1000 км
1,5±ср±15МэВ
Ю5УгК^
100
L^r^^^
29 сект. 1961 г. 30 1окт. 2
Дни
Рис. 7.276. Внезапное увеличение потока низкоэнергичных солнечных
протонов, наблюдавшееся приблизительно в момент начала геомагнитной
бури; для сравнения приведены соответствующая запись поглощения косми»
ческих радиошумов в Туле (/), запись нейтронного монитора (Дип-Ривер),
показывающая форбуш-эффект (2), и запись горизонтальной компоненты
магнитного поля, сделанная в Сан-Хуане (3) [274].
Однако движение солнечных протонов низкой энергии (1—
15 МэВ) является более сложным, чем движение более энергичных
протонов. Обладая малыми скоростями диффузии, они,
по-видимому, увлекаются ударной волной, генерируемой в солнечном ветре
распространяющимися облаками плазмы. (Образование ударных
волн рассматривается в разд. 7.4.) Примерно в то время, когда
ударная волна достигает Земли, поток таких протонов часто внезапно
увеличивается. На рис. 7.27 представлены примеры внезапных
увеличений потока солнечных протонов низкой энергии, наблюдав-

Рис. 7.28а. Локализация солнечных вспышек, инжектирующих
интенсивный поток солнечных электронов высокой энергии в межпланетное
пространство- Буква S соответствует простым случаям, буква С — сложным. Эти
случаи показаны на рис. 7.286 [202].
Солнце
Рис. 7.286. Геометрия простых и сложных
рис. 7.28а [202].
случаев, соответствующих

7.4. Взрывная и ударная волны в межпланетном пространстве 233
шихся примерно в начале магнитосфер ной бури. Другие
соответствующие записи для этой бури рассматриваются в разд. 7.6.1.
На рис. 7.27а представлен теоретический временной ход
интенсивности солнечных протонов, рассчитанный по уравнению Фокке-
ра—Планка, подобного тому, которое рассматривалось в разд. 1.6,
но с членом, зависящим от времени. В этом расчете Фиск 11851
предполагал, что частицы низкой энергии захватываются ударной
волной; из-за значительного рассеяния неоднородностями
магнитного поля энергия частиц увеличивается в результате повторных
столкновений с движущимся фронтом ударной волны.
7.3.3. ЭЛЕКТРОНЫ ВЫСОКОЙ ЭНЕРГИИ
Радиоизлучение типа IV и жесткое рентгеновское излучение,
наблюдаемые во время солнечных вспышек, указывают на то, что
в области вспышки образуются электроны высокой энергии. За
последние годы такие электроны (40—100 кэВ) были обнаружены в
межпланетном пространстве [177, 202, 220]. Они тесно связаны с
всплесками рентгеновского излучения и радиоизлучениями.
Лин и Андерсон [202] классифицируют солнечные электронные
вспышки на два типа: быстрые и запаздывающие. Быстрые
электроны наблюдаются примерно через 30—60 мин после максимальной
стадии вспышки. Запаздывающие — примерно через 30 ч после
соответствующей вспышки. По-видимому, подобно солнечным
протонам электроны высокой энергии с западной полусферы Солнца легче
достигают Земли, чем с восточной (рис. 7.28а и 7.286).
7.4. ВЗРЫВНАЯ И УДАРНАЯ ВОЛНЫ В МЕЖПЛАНЕТНОМ
ПРОСТРАНСТВЕ
7.4.1* МОДЕЛИ ПАРКЕРА
Долгое время считали, что во время солнечной бури облако плаз-
мы инжектируется в пустое межпланетное пространство. Чепмен и
Ферраро [242] предполагали, что внезапное увеличение
горизонтальной составляющей магнитного поля Земли отмечает момент
контакта облака плазмы с магнитным полем Земли (разд. 5.2). Голд
[266] считал маловероятным, что облако плазмы имеет передний
фронт, достаточно резкий для того, чтобы произвести наблюдаемое
внезапное увеличение (если облако плазмы имеет приемлемую тем*
пературу), так как из-за теплового движения и почти бесстолкнови-
тельной ситуации граница должна быть очень диффузной. Голд
полагал, что наблюдаемое внезапное увеличение магнитного поля,
Земли обусловлено ударной волной.
Паркер [314] предположил, что внезапное увеличение
температуры в короне над областью вспышки генерирует взрывную волну,.

Q Солнце
Рис. 7.29. Искажение силовых линий межпланетного магнитного поля
в спокойный день взрывной волной (/С <= 0) [314].
О Солнце
Рис. 7.30. Искажение силовых линий межпланетного магнитного поля в
спокойный день ударной волной (К = 1) [314].

7.4. Взрывная и ударная волны в межпланетном пространстве 235
Если предположить сферическую симметрию и радиальное
движение солнечной плазмы, то в гидродинамическом приближении
основные уравнения сохранения следует использовать в сферических
координатах:
EL + ± JL (ру Г2) = 0 (1)
dt г* дг xv т ' v 7
±ipVr) +±± (9V*r>) = _^._р^О , (2)
dt vr т) г2 дг к } дг г» v '
± до + ±± Wrr*) - - ±- ± (rWr) - №& , (3) •
dt* ' г* дг v г ; г* dr v r/ г* v '
Р = 2р*Г/(т# + тр) = -|-р/, (4)
где р —плотность, Vr—скорость потока, /— удельная
внутренняя энергия и 6 = / + -jV2r.
Паркер предположил, что взрывная волна распространяется
сферически от точечного источника в неподвижном межпланетном
газе, плотность которого падает как р —p0rs9 где s = 2. Здесь
г — расстояние от Солнца (точечный источник). Солнечная
гравитационная и внутренняя энергии окружающей среды не
учитываются. Решения Паркера характеризуются параметром /С; если
введение энергии возмущения в межпланетный газ происходит импуль-
сно (т. е. время инжекции меньше, чем время, за которое ударная
волна достигает расстояний земной орбиты), то параметр К можно
считать равным нулю.
С другой стороны, если облако плазмы во время
распространения в межпланетном пространстве действует как поршень, то К
должно быть больше нуля, причем его верхний предел равен
единице. Паркер предположил, что межпланетные магнитные поля не
влияют на распределение картины потока и эти поля вморожены
в межпланетную плазму. На рис. 7.29 и 7.30 показаны
конфигурации межпланетных магнитных полей в области, пересекаемой
взрывной и ударной волнами соответственно.
7.4.2. ЧИСЛЕННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ
Хундхаузен и Гентри [283, 284] численно исследовали уравнения
сохранения (1)—(4). Они приняли внутреннюю границу равной
18 #0= 0,08 а. е., п = 2,2.103 см~3, Уг= 14 км/с и Г= 1,06- 10е К.
Соответствующие параметры солнечного ветра в спокойный день
на расстоянии 1 а. е. равны п = 12 см"3, Vr= 400 км/с и Т =
= 3,36-104К. В этом стационарном состоянии возмущение типа
прямоугольной волны, характеризуемое скоростью 2000 км/с и

236 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
продолжительностью действия т — 2,1 ч, вводится на внутренней
границе. "На рис. 7.31 показаны скорость и концентрация потока
как функции гелиоцентрического расстояния через 66 ч после начала
возмущения. Полная энергия волны равна 1,6-1031 эрг. С другой
стороны, если энергия сообщается возмущению непрерывно, то как
500
А0 °9 19
Гелиоцентрическое
расстояние, а.е.
*300
I
\200
|
ъюо
„ 0,0 0,5 1,0
Гелиоцентрическое расстояние, а.е.
Рис. 7.31. Скорость потока и
концентрация частиц солнечного ветра
как функции гелиоцентрического
расстояния в случае импульсного ввода
энергии (взрывная волна) [283, 284].
Рис. 7.32. Скорость потока и
концентрация частиц солнечного ветра
как функции гелиоцентрического
расстояния в случае непрерывного
ввода энергии [283, 284].
скорость потока, так и концентрация изменяются иначе в
зависимости от гелиоцентрического расстояния (рис. 7.32). Концентрация
резко возрастает на фронте ударной волны, затем следует короткое
плато, постепенное увеличение и падение до новой устойчивой
величины. Скорость потока позади ударной волны вначале быстро
увеличивается и затем выравнивается. Такие изменения параметров
потока можно проследить со спутников. На рис. 7.33—7.37 даны
другие параметры, которые следует сравнивать с наблюдаемыми
величинами, такие, как скорость, число Маха и время распростране-

7.4. Взрывная и ударная волны в межпланетном пространстве 237
ния [время, за которое возмущение проходит 1 а. е. — Перев.].
Мы видели, что структура ударной волны зависит в основном от
тсго, каким образом энергия бури инжектируется в межпланетную
плазму. Обычно взрывная волна представляет собой импульсную
инжекцию энергии; продолжительность инжекции меньше, чем
время, за которое волна доходит до земной орбиты. Например, если
90
80
70\-
60Y-
50
ito
30 h
20\-
Ю Ь
1,6 '/О3*,
10'
Ю
-4
ю--
10'
Ю~
/0°А
Рис. 7.33. Время распространения до 1 а.е. как функция параметра Л
(продолжительность первоначального возмущения, деленная на время
распространения до 1 а. е.) для ударных волн с постоянной энергией 8 [283, 284].
инжекция энергии происходит только во время оптической
солнечной вспышки (30 мин — 3 ч), то генерируемая волна может
считаться взрывной волной. В таком случае уменьшение концентрации,
скорости и температуры потока от значений после прохождения
ударной волны к значениям до ее прохождения должно происходить
примерно за 12 ч. По-видимому, иногда это имеет место [283, 284].
Тем не менее в некоторых случаях нет такого быстрого падения.
Это наводит на мысль о том, что инжектируемое облако плазмы
действует как поршень. В дальнейшем мы изучим несколько
наблюдений ударной волны.

WQA
Рис. 7.34. Число Маха для ударной волны на расстоянии 1 а. е. как
функция параметра А (см. подпись к рис. 7.33) [283, 284].
70
60 h
5о\
АО\
\зо\
\ L
$ г
JO
о
[283,284J
Л I 11111
]0зо Ю31
Энергия возмущения, эрг
Л 1_
Р и с. 7.35. Время распространения возмущения до расстояния 1 а. е. как
функция энергии возмущения на расстоянии 0,1 а. е. для сферической
ударной волны [283, 284] и для возмущения, первоначально занимающего конус с
половинным углом 15° на расстоянии 0,1 а. е. [249].

в, эрг
Рис. 7.36. Число Маха для ударной волны на расстоянии 1 а. е. как
функция энергии взрывной волны (е) для А = 10"3 (см. подпись к рис. 7.33) [283,
284].
Ю
8
б
4
2
7
1 1
>v
-
-
!,, „1
1 1 г 1
Ч
ч
\ А
^ А
i i ....J
30
40 50 60
Время, ч
70
80 90
Рис. 7.37. Зависимость числа Маха для ударной волны от времени
распространения до 1 а. е. для взрывных волн, характеризуемых параметрами,
приведенными на рис. 7.35 и 7.36 [283, 284].

240 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
7.4.3. НАБЛЮДАЕМЫЕ УДАРНЫЕ ВОЛНЫ
На рис. 7. 38 приведены наблюдения Т, nnVr через фронт у,
ной волны вместе с соответствующими геомагнитными вариации
Во время наблюдения 20 января 1966 г. скорость увеличилаа
340 до 385 км/с, п — от 9 до 23 см"3, Т — от 3-104 до 8-104 I
Если структура ударной волны не зависит от времени, то со:
нение массы, мгновенной концентрации и плотности потока энег.
приводит к уравнениям
Ю
"г 5
о
хю*
к
i i
„Вела ЗА
1 1
XI
1
i 1 i
•
• •
. . J _...
• •
•
Ф
• ••
1 1 1
**"
•
# ••-
••
1 1 1 Г
I 20
-
1 •
М 1 1
\ ■ к
1 1 1 1 1 1 1 1
-
1 1 1 1
в
f о
Восток
L Запад
J_L
АООг-
^300
п. I
V*
• v^
_
V»
Mill
\
i i i i
я -Ч.
i i i i
г
• <•
1 i 1 i
2000 2200
]9янв. 1966
0200 ОШ 0600 0800 1000
20ян в. 1966 UT
Рис. 7.38. Изменение параметров солнечного ветра 7, п и Vr и направл(
потока при прохождении через фронт ударной волны. Нижняя диаграмма
называет соответствующую запись магнитного поля, сделанную в Гу
Ударная волна вызывает ступенчатое изменение [268].

7.4. Взрывная и ударная волны в межпланетном пространстве 241
Pi(V1-n) = p2lV2-n), (5)
Pi (Vi • n)2 + Px = p2 (V2 • n)2 + p2, (6)
h + \ V\ = IZ + -~V\, (7)
где индексы 1 и 2 относятся к газу до прохождения ударной волны
и после, п — нормаль к фронту ударной волны и V — скорость
газа относительно ударной волны. Подставляя
p = nkTy А = [Т/(Т — 1)] (р/р)
в уравнение (7), получим [268]
Тг = Тх + 1^1 (У2- Щ) (mp/2k),
где h — удельная энтальпия.
Температура, вычисленная из этого уравнения, равна
8-104 К, что согласуется с наблюдениями. В этом случае скорость
ударной волны в солнечном ветре была равна 70 км/с, а скорость
звука 30 км/с, т. е. число Маха было довольно низким. В другом
примере Vт увеличилось от 330 до 380 км/с, п — от 6 до 13 см"3, Т —
от 3-104 до 7.104 К. Вычисленная температура равна Т2 = 11 • Ю4 К.
Скорость ударной волны относительно солнечного ветра равна
90 км/с.
10 10 (а.е.)
Рис. 7.39. Ориентация восьми межпланетных ударных волн, связанных со
вспышками (полученная на основе измерений вариаций магнитного поля в
предположении, что фронт ударной волны лежит в плоскости эклиптики) в
зависимости от гелиоцентрической долготы наблюдения, относящегося к
соответствующей вспышке [326].

242 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
Огилви и Бурлага [311], изучив несколько ударных волн,
обнаружили, что рассчитанный скачок плотности и температуры при
прохождении через фронт ударной волны находится в
удовлетворительном согласии с наблюдениями.
I I i i I I 1 i 1 1 1 1 1 I 1
60°
Гелиоцентрическое расстояние, а.е.
Рис. 7.40а. Профиль фронта ударной волны как функция прошедшего вре»
мени (в час) для возмущения, первоначально занимающего конус с
половинным углом 15° на расстоянии 0,1 а. е.; начальная радиальная скорость
возмущения 1000 км/с, начальная кинетическая энергия 2,8-103" эрг
[249].
Ориентацию нормали ударной волны или фронта ударной волны
относительно солнечного радиуса исследовали Тейлор [326] и
Огилви и Бурлага [311]. На рис. 7.39 показаны тангенциальные линии
фронтов ударных волн, генерируемых солнечными бурями. Они
проведены в предположении, что нормаль ударной волны лежит в
плоскости эклиптики. Обычно тангенциальные линии стремятся

7.4. Взрывная и ударная волны в межпланетном пространстве 243
располагаться перпендикулярно к солнечному радиусу. Это
предполагает, что распространение плазмы из области вспышки
генерирует в первом приближении сферическую ударную волну. Это
согласуется с результатом, полученным Акасофу и Иошидой [228,
229], показывающим, что независимо от координат вспышек на дис-
Р и с. 7.406. Профиль фронта ударных волн на расстоянии 1 а. е. для
постоянных возмущений (энергия 2,8-1030 эрг) как функция начального
половинного угла на расстоянии 0,1 а. е. [249].
ке Солнца время распространения солнечной плазмы до земной
орбиты приблизительно одинаковое. Де Юнг и Хундхаузен [249]
расширили исследование, выполненное Хундхаузеном и Гентри
(разд. 7.4.2), рассмотрев инжекцию энергии бури в конусы
ограниченных углов. На рис. 7.40а показаны профили фронта ударной
волны как функции времени для возмущения, первоначально
занимающего конус с половинным углом 15°. Предполагается, что
первоначальный импульс энергии должен быть равным 2,8-1030 эрг. На
рис. 7.406 показаны изменения профиля фронта ударной волны на

244 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
расстоянии 1 а. е. для постоянных возмущений (энергия 2,8- 1030эрг)
как функция первоначального половинного угла на
расстоянии 0,1 а. е.
7.4.4. НАБЛЮДЕНИЯ СОЛНЕЧНОЙ ПЛАЗМЫ В МЕЖПЛАНЕТНОМ
ПРОСТРАНСТВЕ (ДРЕЙФУЮЩИЙ ГАЗ)
Были сделаны попытки обнаружить движущуюся солнечную
плазму за фронтом ударной волны и солнечный ветер после
прохождения ударной волны. Оказалось, что в нескольких случаях ОТНО-
Ля ударной волны
15<рев. 1967г.
23Ц] UT
» i I 1 I I
i
to
8
2
После ударной волны
/5 wee. 196? г.
2350 UT
Плазма с неболь
шил* кол-воля
гелия 76 (ревр.
0Q41UT
J ш_ц
Первое появление
плазмы с повышен-
нылл содержанием
гелия
- /6<ревр.0976иТ
[ I 1 I i i i 1
„Поршень
22% гелиевой
плазл*ы
7бфевр. 0940 UT
J 1 I I I I I
0,2 0,3 0,4 0,5 Q8 Г 2
Энергия на заряд, кэВ
Рис. 7.41. Изменение спектра энергия — заряд, полученное во время
бури 15—16 февраля 1967 г. Пик на 4 кэВ обусловлен Не++ [277].

7.4. Взрывная и ударная волны в межпланетном пространстве 245
шение Не++/Н+ довольно заметно увеличивается через несколько
часов после прохождения ударной волны (рис. 7.41). Обычно это
отношение, равное нескольким процентам в спокойном солнечном
ветре (разд. 1.4.3), может возрасти до 20% и более. Такое явление
соответствует значительному различию в составе солнечной плазмы.
28 29 30 31
Март 1960г.
UT
2 3 4 5
Апрель 1960\
Рис. 7.42. Вариации межпланетного магнитного поля (составляющая
перпендикулярная линии Солнце — Земля) в плазме, производящей бурю
и соответствующая запись магнитного поля, сделанная в Гонолулу [245].
Пока точно не выяснено, несет ли солнечная плазма сильные
магнитные поля, хотя сильные поля (несколько десятков гаусс) в
плазме вскоре после ее инжекции из области солнечной вспышки
наблюдаются довольно часто. Одно из наблюдений магнитного поля,
связанного со вспышкой, инжектирующей плазму, проведенное с
космического зонда, приведено на рис. 7.42. Там же представлены
записи магнитного поля, сделанные в это же время в Гонолулу. Если

246 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
магнитное давление (В2/8зх) в облаке плазмы значительно превышает
давление плазмы (nkT)y то вполне вероятно, что конфигурация маг-
нитного поля будет бессиловой (разд. 1.5.3), а именно
j X В = 0 и, следовательно, (у X В) X В = 0.
Фрейер [262] получил специальное, решение вышенаписанного
бессилового уравнения для сферической конфигурации. Это поле
имеет конфигурацию «клубка нитей» (рис. 7.43).
7.4.5. МЕХАНИЗМ ВЫБРОСА ПЛАЗМЫ
а) Теория Милна. Милн [308] предположил, что в солнечной
атмосфере существует уровень, где селективное радиационное давление
поддерживает определенные газы. При этом газ, который
поглощает излучение с длиной волны N0, поддерживается радиационным
давлением соответствующей интенсивности N0PQ (рис. 7.44). Однако
если некоторые частицы газа ускоряются каким-то механизмом, та
из-за эффекта Допплера они будут поглощать излучение с длиной
волны А^,а не N$. Поскольку радиационное давление NtPi
превышает давление N0P0, то газ получит ускорение
NiPi~N0P0
Wo *'
где g — ускорение силы тяжести на Солнце. Ускорение заставит газ
поглощать радиацию с еще более короткой длиной волны (Л^г)-
Таким образом, атом, движущийся вверх, «выкарабкивается» из
линии поглощения. Милн нашел, что однократно ионизованный
кальций может ускориться до скоростей порядка 1,6-108 см/с. Сейчас
известно, что поддержка хромосферных газов радиационным
давлением несущественна по сравнению с тепловым давлением.
б) Модель облака солнечной плазмы Кана. Кан [287]
предположил, что солнечные частицы инжектируются радиально с
поверхности полусферы радиуса Ъ — 2-109 см. Вспышка длится от t = О
до t = т1в Излучательная способность (количество частиц за
единицу времени с единицы площади) для момента т обозначается
N(t). Частицы инжектируются со скоростью и(т), которая не
изменяется во время полета в межпланетном пространстве. Пусть
v (0) = v0,
v (tj) = vv
tJ(x)= {v0{i1 — z) + v1z}/z1.
Обозначим через R гелиоцентрическое расстояние до Земли (1,5-1013
см); тогда интервал между вспышкой и началом соответствующей
магнитосферной бури (Rh0) и продолжительность бури (Rhi—

Рис. 7.43. Конфигурация бессилового магнитного поля, ограниченного
сферой (конфигурция «клубка нитей» [262]).
Л -
Рис. 7.44. Спектр, соответствующий механизму выброса Милна (см. текст)
[308].

248 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
— R/v0) равны 26 и 18 ч соответственно. Тогда получим, что
vQ = 1,6 • 108 см/с, vt = 108 см/с.
Рассмотрим теперь частицы, инжектируемые в промежутке
времени отт до т + Дт. В момент / они будут занимать часть
сферической оболочки (концентричной со вспышкой), ограниченной телесным
углом Q с вершиной во вспышке. Можно показать, что концентрация
частиц на расстоянии г от центра вспышки равна
п (г, t) = —— =N (х) ,
V ' Qr*Ar W r*[v0(t+<z1 — 2<z) — v1(t-2z)]
r_b^ofa-^)-^(;_x).
Во время ранней стадии вспышки (t — т) мало, т. е.
/ ,ч b*N (т)
П (г, t) Ж — .
v ; гЧ (т)
Позднее /»тит1,т,е.
n(r,0= 62iV(T)Tl
ляется выражением
Концентрация на переднем фронте облака (г = d0/ и т = 0) опреде-
n(r, t) = n0(t) =
b* N (0) тх б2 ЛГ (0) тх 1
flg/Mflo —«J* Ч(»о —»i) *3
Пусть P — плотность количества движения в облаке вблизи фронта.
Тогда
п /4\ 2 b2 N (0) ттг и
P = n(t)mv0= (v^)fi (t>h).
Плотность количества движения излучающей сферической
поверхности равна
P = N(0)mv0.
Следовательно,
*>о (^о — Vi) t3 X3
Считая, что время распространения облака равно
/»105си n(t= Ю5с)= 10 см"3,

7.4. Взрывная и ударная волны в межпланетном пространстве 249
имеем
р>4- К)"7 дин/см2
и
Ро>103 дин/см2.
Следовательно, мощность, при которой импульс от вспышки
мгновенно передается облаку, превысит 103 дин/см2.
в) Механизм «дынного семечка» Шлюгпера. Шлютер [321]
предположил, что диамагнитная плазма может ускоряться в неоднородном
магнитном поле. Механизм выброса плазмы схематично показан на
рис. 7.45. Хайдер [285] считал, что двойную волокнистую структуру
вспышки можно объяснить гравитационным ускорением частиц газа
и их столкновениями с частицами хромосферного газа после инжек-
ции с помощью механизма «дынного семечка». Уравнение движения
цилиндра плазмы в этом случае имеет вид [300]
M-^- = -dH^+g(M-PedH),
at 8я
где М — масса плазмы, d4 — объем цилиндра плазмы, имеющего
длину I вдоль В, р<, — плотность окружающего газа. Рассмотрим
объем 1 см3 плазмы, имеющий начальную высоту h =h0.
Перепишем упомянутое выше уравнение для радиальной компоненты без
учета последнего члена:
dh\ 2 1 dh \ 8ti ) s
Предположим, что В изменяется с высотой следующим образом:
Я = 2500Гс, Л0= 1000 км,
В = 2,5 . Ю3 Гс/А, 1000 км < h <40 000 км,
В = 4 . 106 Гс//*3, 40 000 км < h.
Предполагая, что газ расширяется изотропно, получим
J1L= 10в(1-/Г1/2)-7,7.10-12п0(Л--1),
где h — выражено в единицах 1000 км; п0 — начальная
концентрация газа. Вышенаписанное уравнение дает V(h) с начальной
плотностью как параметром. На рис. 7.46 видно, что до высот 2000 —
3000 км плазма быстро ускоряется, затем после продолжительного
движения с постоянной скоростью она быстро замедляется под
действием гравитации.

/ 5000 км ,_,
Рис. 7.45. Схема, иллюстрирующая механизм выталкивания диамагнитной солнечной плазмы из неоднородного
магнитного поля. Предполагается, что часть выброшенного вещества вызывает уярчение, подобное вспышке (FB). / —
силовые линии магнитного поля; 2 — вещество протуберанца-волокна и вспышечноподобных уярчений; 3 — движущееся
вещество протуберанца [285].

7.5. Форбуш-понижение потока космических лучей 251
Высота, Ю3км
Рис. 7.46. Зависимость скорости вспышечных выбросов от высоты в случае
изотропного расширения. Жирная кривая соответствует наблюдениям [300],
7.5. ФОРБУШ-ПОНИЖЕНИЕ ПОТОКА КОСМИЧЕСКИХ ЛУЧЕЙ
Поток галактических космических лучей в области возмущенного
солнечного ветра, вызванного солнечными бурями, показывает
значительное уменьшение интенсивности. Это явление называют
форбуш-понижением [257]. На рис. 7.47 показана суперпозиция
записей нейтронных мониторов восьми станций Северной Америки для 9—
25 июля 1959 г. За этот период произошло три больших форбуш-
понижения, что привело к уменьшению нормальной скорости счета
более чем на 20%.
Предложено по крайней мере три объяснения форбуш-понижения.
Согласно первой гипотезе, инжектированная солнечная плазма
несет сильные неупорядоченные магнитные поля, которые
ослабляют проникновение космических лучей в область, занимаемую
облаком плазмы, и рассеивают их. Предполагается, что первоначально
облако плазмы не содержит частиц космических лучей.
Проникновение происходит в результате процесса диффузии [309].
Относительное уменьшение потока б J/J в сферическом облаке в момент t(s)
можно описать следующим уравнением:
bJ IJ = — exp (— ъ2Ы I Зго),
где % и v обозначают среднюю длину свободного пробега и скорость
частиц космических лучей, г0 — радиус облака. Для г0 = 1 а. е. =
= 1,5.1013 см, t = 105 с и % -6.1010 см, 8 Л J ж 5% I316J.
Голд [266] предположил, что солнечная плазма уносит солнечные
магнитные поля в виде «языка» или «магнитной бутылки». Эти поля
отклоняют приходящие космические лучи и позволяют солнечным
протонам достичь Земли.

9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25
Июль 1959 а.
Рис. 7.47. Суперпозиция записей нейтронных мониторов восьми станций Северной Америки [239]: Резолют, Туле,
Черчилль, Колледж, Дип-Ривер, Оттава, Чикаго (X 1,026), Линкольн (XI,058).

7.5. Форбуш-понижение потока космических лучей
253
Паркер [164] считал, что межпланетное магнитное поле
сдавливается на фронте взрывной волны (рис. 7.29 и 7.31). Такая сжатая
область становится отражателем для космических лучей. Для его
идеализированной модели взрывной волны отражение определяется как
(1—1//), где / — отношение напряженности магнитного поля сразу
же за фронтом взрывной волны к напряженности межпланетного
19 января U Т
Шкала
анизотропии
Х^Запад
1С Солнцу
Направление
потока
Частицы высокой
энергии
шор б у иг - эффект
(первая стадия)
фор буш - э<р<рект
(вторая с/пауия)
Рис. 7.48а. Диаграмма сложения векторов космических лучей для
20 января 1966 г. [215].
магнитного поля. Космические лучи позади взрывной волны
захватываются и испытывают адиабатическое расширение при
продвижении взрывной волны. Эти процессы приводят к изменению
энергетического спектра космических лучей, а также к значительному
уменьшению плотности.
Наблюдения форбуш-понижения в межпланетном пространстве
с космических зондов пока не дали окончательного вывода
относительно его причины. Рао, Мак-Краккен и Буката [215, 303] путем
сложения последовательных векторов, называемых анизотропными

254 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
векторами, построили диаграмму, показывающую изменение со
временем интенсивности и направления солнечных космических лучей.
На рис. 7.48а прямая, соединяющая две соседние точки,
представляет анизотропный вектор, усредненный за 1 ч. Силовые линии
магнитного поля стремятся располагаться параллельно или антипараллель-
но этим векторам. В некоторых случаях фор буш-понижение в месте,
где находится космический зонд, происходит в тот момент, когда
анизотропные векторы резко изменяют направление. Согласно
модели взрывной волны Паркера, такое резкое изменение направления
векторов предполагает прохождение ударной волны (см. последние
работы в этой области [233, 301]).
Обычно форбуш-эффект неодинаков в различных областях Земли.
На рис. 7.486 на приближенной широтно-долготной карте
показаны вариации потока космических лучей для форбуш-эффекта
23 сентября 1966 г. Можно видеть, что в данном случае существует
направление, в котором поток космических лучей увеличивается
даже во время форбуш-эффекта [336].
7.6. МЕЖПЛАНЕТНЫЕ ВОЗМУЩЕНИЯ
7.6.1. ОСНОВНЫЕ ДАННЫЕ
Предположим, что в точке F солнечного диска (рис. 7.49,а)
происходит мощная солнечная буря. При наблюдении с Земли
положение вспышки на диске Солнца зависит от угла между солнечным
радиусом, проходящим через точку F, и линией Солнце—Земля. Если
вспышка наблюдается на центральном меридиане, то Земля
расположена в точке Л. Если вспышка видна на удаляющейся западной
полусфере, Земля будет в точке Вив точке С , если вспышка видна в
приближающейся восточной полусфере. На рис. 7.49, а, б и в
схематически показано межпланетное состояние для трех
последовательных эпох: 10—30 мин, 12 ч и 40—50 ч после солнечной вспышки. Во
время первого интервала времени солнечные протоны быстро
распространяются в межпланетном пространстве, вначале
релятивистские протоны, затем протоны с меньшей энергией. Так как протоны
движутся вдоль силовых линий межпланетного магнитного поля,
то они достигают земной орбиты вначале в точке В и позднее в
точке А. На этой стадии в точке С они не наблюдаются. Солнечная
плазма расположена очень близко к Солнцу.
Примерно через 12 ч после вспышки как солнечная плазма,
так и ударная волна, генерированная в солнечном ветре,
находятся на полпути к Земле. К этому времени релятивистские солнечные
протоны распространяются во внешнюю межпланетную среду.
Существует тенденция увлечения фронтом ударной волны солнечных
протонов низкой энергии, что приводит к большому накоплению
протонов в области фронта.

~90(
-180° 0° «+180*
Приближенная долгота
Рис. 7.486. Контуры вариаций интенсивности космических лучей, представленные на приближенной широтно-долготной
карте, во время форбуш-эффекта, связанного с бурей 23 сентября 1966 г. 2100 UT [336].

/ Орбита
Земли
б)
Т=40-50ч
\0p6uma
1 Земли
/Ведущий
край
Рис. 7.49. Схема, иллюстрирующая последовательные стадии возмущения
межпланетной среды, обусловленного солнечной бурей: а) 10—30 мин,
б) 12 ч, в) 40 —50 ч после вспышки. Локализация вспышки на диске
Солнца показана буквой F; вспышка видна в различных частях солнечного диска
в зависимости от взаимного расположения Земли и вспышки.
Г О > 1 ГэВ,
Солнечные протоны I ф > 40 Мэв, > 100 Мэв, \ частицы, вы-
[ □ < 15 Мэв. J зывающие РСА

7.6. Межпланетные возмущения
257
Как ударная волна, так и движущаяся вперед плазма
замедляются и пересекают земную орбиту примерно через 40—50 ч после
вспышки. На рис. 7.49, в показано межпланетное состояние сразу же
после того, как плазма достигает земной орбиты. При прохождении
фронта ударной волны мимо Земли магнитосфера «погружается»
в солнечный ветер, который имеет повышенные значения скорости.,
плотности и температуры, что приводит к внезапному сжатию
магнитосферы. Это явление регистрируется магнитометром на
поверхности Земли как внезапнее увеличение горизонтальной компоненты
поля, отмечающее начало магнитосферной бури. Примерно в это же
время вне магнитосферы и в полярных областях часто наблюдается
большое увеличение солнечных протонов низкой энергии.
Прохождение фронта ударной волны можно связать с быстрым
уменьшением потока галактических космических лучей, так как
диффузия космических лучей через фронт ударной волны может быть
ослаблена.
В то время, когда ударная волна, несущая облако плазмы,
действует на магнитосферу, последняя становится неустойчивой. Во
внешней магнитосфере образуется большой поток частиц высокой
энергии. На этой стадии растут и затухают системы
интенсивных электрических токов, вызывая магнитосферные возмущения.
Магнитосферная буря рассматривается в следующей главе.
Расстояния, до которых распространяется влияние солнечных
бурь в межпланетном пространстве, неизвестны. Есть несколько
сообщений о том, что декаметровое радиоизлучение Юпитера
увеличивается через несколько дней после мощной солнечной бури [253,
292, 317, 330, 3311. Среднее гелиоцентрическое расстояние
Юпитера ~5 а. е. ОднакоСастри [319] сомневается в статистической
значимости этих первых исследований.
Солнечные бури, рассмотренные выше, не являются
единственной причиной межпланетных возмущений. Рост центра активности
на уровне фотосферы (разд. 7.1) может вызвать перераспределение
магнитного поля и картины потока солнечного ветра.
Следовательно, развитие центра активности тесно связано с развитием
межпланетной секторной структуры (разд. 1.5). Шаттен, Несс и Уилкокс
1378], сравнив фотосферные явления с записями межпланетного
магнитного поля, показали, что развитие нового центра активности,
по-видимому, образует магнитные петли в межпланетном
пространстве, что приводит к развитию нового сектора. На рис. 7.50 показано
образование новой секторной структуры во время солнечных
оборотов № 1498—1502. Необходимо время, примерно равное одному
обороту Солнца, прежде чем фотосферное перераспределение
проявится в межпланетном пространстве. Например, влияние роста
биполярной группы во время оборота Солнца № 1499 образовало
петельную структуру в межпланетном пространстве во время оборота
№ 1500, а граница сектора сформировалась во время оборота № 1501.

Рис. 7.50. Развитие активной области на диске Солнца и соответствующей секторной структуры в межпланетном
пространстве во время солнечных оборотов № 1498—1502 (1965 г.) [378]: / — ИМП-3, эклиптика, магнитное поле,
описание; 2 — прохождение флоккула через центральный меридиан; 3 — наблюдения на магнитографе Маунт Вилсон;
4 — карта Института Фраунгофера; 5 — активность вспышки; 6 — солнечные пятна; 7 — факельные поля, описание;
8 — другие проявления солнечной активности; 9 — кэррингтоновские номера солнечных оборотов.

Рис. 7.51. Фотография солнечной вспышки 7 июля 1966 г. в линии На
[302].

260 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
7.6.2. ДВА ПРИМЕРА УСПЕШНО НАБЛЮДАВШИХСЯ СОЛНЕЧНО-ЗЕМНЫХ БУРЬ
а) Буря 7—11 июля 1966 г. 7 июля 1966 г. в 0026 UT в факельном
поле (№ 9362 по данным обсерватории Мак-Mac) началась вспышка
балла 2Ь; координаты 35° N, 47° W (рис. 7.51). Вспышка вначале
выглядела как две маленькие яркие области, быстро увеличившие-
Рис. 7.52. Карты изофот (полученные из изоденсит) вспышки,
изображенной на рис. 7.51. Цифры у контуров соответствуют значениям плотности,
умноженным 0,12. Заштрихованные области соответствуют тени солнечного пятна
ся в факеле во время первоначальной взрывной фазы (рис.
7.52). Излучение в На достигло максимума в 0052 UT [302], т. е.
через 26 мин после начала вспышки. На рис. 7.9 показано
расположение ярких волокон вспышки относительно линии, вдоль которой

Рис. 7.53а. Динамический спектр радиоизлучения 10—200 МГц, связанного со вспышкой 7 июля 1966 г. [324].

т
—[ ! ! ^
макс. макс. Вспышка ЦМП-3 .,.,. ,,„ „
л в линии Ни N55 W4S Халеакала
200\-
500
%
дон
L
2700\
д750)г
9Ш\
т
^w
Плотность
потока
\5200
ЪбОО
«Г
I I
-L
!»
X
0020
50 0100
50 0200
Ю
20
3Q АО
30 /40
U.T
Рис. 7.536. Динамический спектр радиоизлучения (200—9400 МГц), связанного со вспышкой 7 июля 1966 г. [272].

7.6. Межпланетные возмущения
2 63
компонента магнитного поля, направленная по лучу зрения (Bu)f
равна нулю.
На рис. 7.53а представлен динамический спектр (10—200 МГц)
солнечных радиовсплесков, связанных с вспышечной активностью.
UT
Рис. 7.54. / — мягкое рентгеновское излучение (2<^< 12 А),
Университет Иова; 2 — радиоизлучение (2700 МГц); 3 — ионосферное поглощение
(22 МГц), Пентиктон, соответствующее вспышке 7 июля 1966 г. Поток
мощности радиоизлучения дан на рис. 7.536 [328].
Выброс типа II наблюдался от 0038 до 0047 UT. Выброс типа III
не начинался вплоть до 0045 UT [324]. Динамический спектр (200—
9400 МГц) показал интенсивное радиоизлучение типа IV,
продолжавшееся более двух часов после начала вспышки ([272], рис. 7.536).
Мощный всплеск жесткого рентгеновского излучения (>80 кэВ)
был зарегистрирован счетчиками, установленными на борту ОГО-3 и
«Эксплорера-33» (рис. 7.14а). Наблюдений ультрафиолетового
спектра для этой вспышки нет.

264 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
Вспышка имела два непосредственных эффекта на Земле.
Интенсивная ионизация слоя D, обусловленная рентгеновским и крайним
ультрафиолетовым излучениями, привела к поглощению коротких
радиоволн (внезапные ионосферные возмущения (SID), или
коротковолновый фейдаут) и к аномальному распространению радиоволн
самых низких частот (внезапная фазовая аномалия,SPA). Из рис. 7.54
видно одновременное начало всплесков мягкого рентгеновского
излучения и ионосферного поглощения космического
радиоизлучения на 22 МГц. На рис. 7.55 показана зарегистрированная во время
вспышки внезапная фазовая аномалия (SPA) в распространении
радиоволн самых низких частот (18,6 кГц) на трассе Сиэтл (США) —
Франкфурт (ФРГ). Примерно в это время произошло небольшое
изменение магнитного поля Земли, обусловленное солнечной вспышкой
<sfe, Sqa или кроше). Эти и другие геофизические эффекты более
подробно описаны в разд. 8.2.
Секторная структура межпланетного пространства во время
вспышки показана на рис. 7.56. Она составлена на основе
наблюдений межпланетных магнитных полей со спутника ИМП-3 в течение
предшествующих 27 дней. Положение вспышки относительно Земли
показано стрелкой, расположенной в центре. Нейтронные мониторы
12 станций космических лучей, включая станции, расположенные на
островах Алерт и Кергелен, зарегистрировали солнечные протоны
высокой энергии [226, 263]. На рис. 7.57 показаны для различных
жесткостей приближенные направления прихода протонов на шести
станциях. Положение Солнца в 01 UT показано точкой, смещение
во время вспышки — стрелкой. На станциях, имеющих
вертикальную жесткость обрезания 3,0 ГВ или более, не обнаружено сколь-
нибудь заметного увеличения потока протонов. По-видимому,
солнечные протоны, прибывающие из направлений ~45° к западу от
Солнца, имели максимальную жесткость 1,5—2 ГВ (энергия порядка
1 ГэВ). Вероятно, протоны распространяются вдоль силовых
линий межпланетного магнитного поля, имеющих форму спирали
Архимеда, образующихся вблизи области вспышки (разд. 7.3). Область
вспышки излучает также электроны высокой энергии [176, 202].
Солнечные протоны меньших энергий были обнаружены «Пионером-
6», находившимся на расстоянии 0,08 а. е., угол между линией
Солнце — Земля и линией Солнце — спутник был равен 45°.
Протоны были также обнаружены тремя геоцентрическими
спутниками: ИМП-3, «Эксплорер-33» и ОГО-3. Такие многократные
измерения со спутников позволили Лину, Калеру и Роулофу [204]
лредставить двумерную картину потоков солнечных протонов в
виде архимедовых линий межпланетного магнитного поля,
увлекающих межпланетную среду при вращении Солнца. Они обнаружили,
что поток солнечных протонов состоит из ядра и окружающего его
гало (рис. 7.25). Благодаря измерениям полярного орбитального
спутника «Инджун-4» обнаружены также протоны с энергиями 4,2—

Рис. 7.55. Сдвиг фазы радиоволн самых низких частот (18,6 кГц),
посылаемых из Сиэтла (США), принимаемых во Франкфурте (ФРГ), связанный с
солнечной вспышкой 7 июля 1966 г. [247]. Цифры на кривых — дни июля 1966 г»
0027 ОТ 7июля 1966г.
Рис. 7.56. Секторная структура межпланетного пространства во время
солнечной вспышки 7 июля 1966 г. [310].

266 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
0,5 МэВ. Кримигис и Ван Аллен [195], а позднее Кримигис, Ван
Аллен и Армстронг [293] показали, что изменения потока протонов
в межпланетном пространстве и полярной шапки весьма сходны.
Это заставляет предположить, что, несмотря на низкие значения
энергий, протоны имеют свободный доступ до большей части поляр-
Лрийлиженнсш долгота.
Рис. 7.57. Приближенные направления (в географических координатах)
для нескольких станций космических лучей во время солнечной вспышки
7 июля 1966 г. Треугольниками показано среднее приближенное направление
для спектра космических лучей; энергия в ГэВ указана для каждой кривой.
Стрелка соответствует видимому смещению Солнца во время вспышки [263].
/ — Алерт, 2 — Дип-Ривер, 3 — Киль, 4 — Кергелен, 5 — Лидс, 6 — Оулу.
ной шапки (рис. 7.58). Однако полярная шапка бомбардировалась
такими частицами неоднородно (разд. 8.3). Протоны были
зарегистрированы приборами, установленными на стратостатах (Северная
Скандинавия [275]; см. также рис. 7.59).
Бомбардировка полярной ионосфзры протонами вызвала
интенсивную ионизацию ее нижнего слоя. Ионизация регистрировалась
ионосферными зондами и риометрами на станциях, расположенных
в области северной и южной полярных шапок (разд. 8.3). Риометры
измеряют непрозрачность ионосферы к шуму космического радиоиз-

10* М"Ш111111П111|||111[|||11|мм1| i niifiniii ч
|Q—2 111 I ill null in i ill mil i it n I hi ill i ii in if ii|l ii ii ili tn .In in H i inln mi» mi linn iliim
6 12 18 О 6 12 18 0 6 12 18 0 6 12 18 0
* 8 Июль 1966г. 9 10
Рис. 7.58. Одновременные наблюдения (прямые измерения интенсивностей
солнечных протонов в имп/с), выполненные «Эксплорером-33» (сглаженная
кривая, правая шкала) и «Инджуном-4» (точки, левая шкала) для вспышки
7 июля 1966 г. [293].
1 1 I 1 1 1 II I I
6 12 UT
7 июля 1966 г.
Рис. 7.59. Солнечные протоны высокой энергии, зарегистрированные ней
тронным монитором на уровне моря (нижняя диаграмма) и детектором,
установленным на борту стратостата (верхняя диаграмма). Приведена также
запись риометра (Кируна) [263].

268 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
лучения на определенных частотах [272, 304]. Ионизация влияет на
распространение радиоволн самых низких частот.
Из рис. 7.56 видно, что во время вспышки Земля находилась в
магнитном секторе положительно направленного наружу поля.
Граница сектора между этой положительной и следующей отрицательной
Солнце
Рис. 7.60. Положение фронта ударной волны в межпланетном пространстве
для 2102 UT 8 июля 1966 г., полученное на основе наблюдений «Эксплорера-28
и 33». Показаны также направления магнитных полей В (стрелки) через
фронт ударной волны, определенные этими спутниками [310].
областями была пересечена Землей утром (UT) 8 июля. Система
ударная волна плюс облако плазмы достигла Земли примерно в
2100 UT в тот же день. Ударная волна наблюдалась двумя
геоцентрическими спутниками: «Эксплорер-33» и ИМП-3 [3101. На рис. 7.60
показаны положение фронта волны в 2102 UT и направление
межпланетных магнитных полей через ударную волну. Наблюдаемая
скорость ударной волны вблизи Земли оказалась равной 710 км/с,
что значительно меньше средней скорости (1,5-1013 см/1,6-108 с) ж
« 940 км/с. Следовательно, вблизи Солнца ударная волна имела
скорость, значительно превышающую среднюю. Эта скорость

7.6. Межпланетные возмущения
269
должна была заметно уменьшиться к тому времени, когда ударная
волна достигала земной орбиты. По измерениям плазменного зонда,
установленного на «Эксплорере-33», скорость солнечного ветра
увеличилась от 350 до 550 км/с при пересечении ударной волны, а
концентрация возросла от 4 до 8 см-3. Скорость ветра оставалась
Т
„ Эксплорер - 35
M.J.T. плазменный
зонд
^7
1200
11
1200
12 июля
Рис. 7.61. Вариации концентрации и скорости солнечного ветра
(усредненные за час), обусловленные солнечной вспышкой 7 июля 1966 г. [295].
высокой по 11 июля, концентрация упала через несколько часов
после прохождения ударной волны и оставалась низкой до 1200 UT
11 июля, несмотря на то что увеличение началось рано 10 июля и
продолжалось примерно полдня (рис. 7.61).
На рис. 7.62 представлены данные наблюдений космических
лучей 7—9 июля 1966 г. Все станции зарегистрировали форбуш-эф-
фект порядка нескольких процентов. Однако 9 июля начало и
последующие изменения форбуш-эффекта были неодинаковыми. Ударная
волна достигла Земли в 2102 UT, вызвав внезапное увеличение
горизонтальной компоненты геомагнитного поля на низких и средних
широтах. Это сигнализировало о начале магнитосферной бури,
рассмотренной в гл. 8. На рис. 7.63 и 7.64 представлены записи
магнитного поля пяти низкоширотных и семи высокоширотных
станций, хорошо разделенных по широте. Внезапное увеличение
отчетливо видно на записях всех низкоширотных станций, исключая Какио-
ка: эта неоднородность подробно обсуждается в разд. 8.5.

Граница
сектора
Июль 1966 г.
рис. 7.62. Вариации потока космических лучей после вспышки 7 июля
1966 г. [335]. / — Алерт, 2 — Туле, 3 — Мак-Мердо, 4 — Южный Полюс,
5 — Калгари, 6 — Дип-Ривер, 7 — Оулу, 8 — Хобарт.

ssc
20 00
8 июля 1966г.
08 12
9 июля 1966 г.
Рис. 7.63. Записи составляющей магнитного поля, сделанные 8—9 июля
1966 г. на низкоширотных станциях. / — Гонолулу, 2 — Какиока, 3 —
Ташкент, 4 — Мбур, 5 — Сан-Хуан.
ssc
20 00
8 июля 1966 г.
08 12
9 июля 1966г.
ОТ
Рис. 7.64. Записи составляющей магнитного поля, сделанные 8—9 июля
1966 г. на высокоширотных станциях. / — Колледж, 2 — Тикси, 3 —
Диксон, 4 — Соданкюла, 5 — Лейрвоур, 6 — Грейт-Вейл-Ривер, 7 — Минук.

272 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
Через несколько часов после начала все низкоширотные записи
компоненты Я показали падение, имеющее различную величину на
различных станциях (рис. 7.63). Уменьшение было наибольшим в
Ташкенте (~200у). После 0900 UT 9 июля уменьшение начало вос-
W
(МО7)
05 \-7июля 1966г.
op L
W
2,5
~(*Ю7)
г
§ 0,0 ** UT**>ood
I'
4 2>°Г(г/07)
hS Г" 13 иЮЛЯ
ипосле бури)
W
ofi
OP
2 5
Рис. 7.65. Вариации распределения протонов (31 < е ^ 49 кэВ) до, во
время и после магнитной бури 8—9 июля 1966 г. [259]. • — интенсивность,
О — верхний предел.
станавливаться на всех записях Н. Этот период роста
отрицательного изменения поля называется главной фазой геомагнитной бури.
Он соответствует росту мощного пояса протонов в области ловушки.
На рис. 7.65 представлено изменение потока протонов как функция
геоцентрического расстояния L для различных периодов бури по
данным наблюдений со спутника ОГО-3 [260]. Большое быстрое
увеличение потока протонов произошло 9 июля.
Магнитные записи высокоширотных станций (рис. 7.64)
значительно сложнее записей низкоширотных станций (рис. 7.63). Варна-

7.6. Межпланетные возмущения
273
ции представляют собой положительные или отрицательные
импульсные изменения порядка нескольких сотен гамм. Изучая записи
трех компонент магнитного поля, сделанные на многих станциях,
и предполагая, что распределение векторов возмущения ДВ
полностью обусловлено ионосферными электрическими токами, можно
270°
Рис. 7.66. Распределение эквивалентного электрического тока во время
геомагнитной бури 8—9 июля 1966 г. на 01 UT 9 июля [235].
вывести «эквивалентное» распределение токов, которые не
обязательно являются реальной системой токов. Важной особенностью
эквивалентной системы токов является большая концентраций
электрических токов в секторе полуночи вдоль геомагнитной широты 65°;
это—авроральная электроструя. Она соответствовала большому
уменьшению-горизонтальной компоненты и противоположным
изменениям вертикального поля Z на двух ее сторонах.
Концентрированный ток возрастал и уменьшался импульсивно. На рис. 7.66 и 7.67
показана эквивалентная система токов для двух различных периодов

274 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную соеду
бури, а именно 01 и 04 UT. К сожалению, было северное лето, и
не было авроральных записей северной полусферы в эти дни.
Во время бури ионосфера была сильно возмущенной. Большое
уменьшение критической частоты слоя F2 (/°F2, разд. 4.5.2) более
чем на 20% произошло над обширной областью Земли, что указыва-
90°
Рис. 7.67. Распределение эквивалентного электрического тока во время
геомагнитной бури 8—9 июля 1966 г. на 04 UT 9 июля [235].
ло на значительное уменьшение концентрации плазмы в этой
области (рис. 7.68). Ионосферные бури будут рассматриваться в разд.
8.10.1. В это же время сильно упала концентрация плазмы в плазмо-
сфере, и плазмопауза сместилась вниз до L « 3,4. После бури плаз-
мопауза быстро продвинулась вверх. Такое движение, по-видимому,
тесно связано с движением пояса протонов в области ловушки (рис.
7.69). Ожидаемое взаимодействие между плазмосферой и поясом
протонов будет обсуждаться в разд. 8.8.5 и 8.10.4.
б) Бурч 23—26 мач 1967 г. Вспышка балла ЗЬ началась в 1834
UT 23 мая 1967 г. в факельной области № 1818 по (данным обсерва-

Протонная
вспышка
20г
0 "■ '■■■"■
SSC
\
-20
20,
I II | | ■! I III 1 ■■■■' l'| |Г
0Г lllllll,,,,, ■ i,i,.„llillnilllll i, щ
-2oL w "I
-20 „ .6
к 20-- * о
ичриичг1 Щ'
г -20
gE1 ''u'W""b lS,1lipi|yy,»',u "Г""' '' '|<
3 20r
§ °|jrrrr V*
"''' ■ • ' i""'1
§ -20"' "
| ^,1 \. n.,,M,lvn.l.l.Jv,lj
1 -201
S oU*w
§ -20
* 20
V Sit^iii1 i |||",,,,'',||, и'1,1'" '""J
1,||<8. .»if»-i.|n l|t ,„„,„ ■ ■ rM ','■'' ,.'П "-,|, -|1|-|»Ьч>»ь, --«^
Q ZUr i IH I ll
** 0|иГ|'|Г|И|1,ци ч'Чиц'1 "''hi " ■"Щр||||1'Ч,||,'|||11/1
I 1 I L~ I L
6.7 8.9 10
" \Июль 1966г.
II
Рис. 7.68. Часовое отклонение f°F2 от средней часовой величины (в
процентах средней величины), зарегистрированное на семи ионосферных станциях
6—11 июля 1966 г. Жирными линиями показан блэкаут, полная потеря
радиоэха от ионосферы, указывающий на сильное поглощение радиоволн [294].
/ — Диксон, 2 — Ликсил, 3 — Джульюсрух, 4 — Москва, 5 —
Гарчи, 6 — Белград, 7 — Тбилиси, 8 — Алма-Ата.
10*
» И*
3
vi о3
л I
i
I ю
!
$ 1
гтт-1
^ л
Г 11
1 \\
1
L.
{
\
\
1
Li
1111 1
9 июля
главная^
\ фаза
\ -\
\ 4
\ -\
V J
i i л
\
\
L \
I" I I I I I
•f/u/оля

возвращение
Л 1111 L
у
L
НИМ]
13 июля 1
после Н
вспышки
\ I
\ "1
\
\ н
\
\ А
\
\ J
1 <КЧ 1 1 J
8(х107>
7
Л
431
23 4-56781234567812345678
L
Рис. 7.69. Измерения спутника ОГО-3 (потоки протонов в области
ловушки, см. рис. 7.65) и распределение тепловых протонов в плазмосфере по»
данным [325]; см. [246].

]Р и~с. 7.70. Вспышка в белом свете 23 мая 1967 г., сфотографированная в линии На [248].

7.6. Межпланетные возмущения
277
Вспышка в
линии //ос
Вспышка в
белам свете
<$
®
*
тории Мак-Mac); координаты вспышки 27°N и 24°Е. К 1838 UT
вспышка быстро развилась в две приблизительно параллельных
ярких ленты. Излучение в На достигло максимальной интенсивности
к 1844 ± 10 с UT([249], рис. 7.70). По Додсон и Хедеман [250]
вспышка состояла из трех вспышек, начавшихся в 1803, 1835 и 1932
UT соответственно. Два пятна с уярчением в континууме, так
называемая вспышка в белом
свете, наблюдались между
1838 и 1845 UT. На рис. 7.71
показано их расположение
относительно ярких На-воло-
кон.
Вспышка сопровождалась
мощными всплесками
радиоизлучения и рентгеновским
излучением. На рис. 7.72
представлены радиоизлучения
типов.III и И. После 1900 UT
излучение типа IV покрыло
всю область частот. На рис.
7.73 представлено как жесткое
(10—50кэВ или 0,125—1,25А),
так и мягкое (1—бкэВ или
2—12 А) рентгеновское
излучение, а также
радиоизлучение на частоте 8800 МГц (X—.
= 3,4 см). Жесткое
рентгеновское излучение
регистрировалось счетчиками, установленными на борту спутника ОГО-2 [290],
а более мягкое — спутником «Эксплорер-33» 1327]. Воздействие
излучений на ионосферу наблюдалось как Spa и sfe [286].
Солнечные протоны с энергиями порядка 1 ГэВ не
обнаружены ни мониторами, установленными на Земле, ни детекторами,
установленными на борту спутников. Протоны низкой энергии
(0,5—50 МэВ) наблюдались несколькими спутниками, включая
«Эксплорер-33» (ИМП-3) и 34 (ИМП-4). Они подошли к Земле
примерно в 2000 UT 23 мая. На рис. 7.74 показаны вариации
потока солнечных протонов для различных энергий,
зарегистрированные «Эксплорером-34» вне магнитосферы и полярным
орбитальным спутником 1962-38С. Потоки продолжали
увеличиваться вплоть до начала второй SSC (буря с внезапным началом)
в 1235 UT, а затем стали быстро уменьшаться [236]. Результирующее
поглощение как в северной, так и в южной полярных шапках
произошло сразу же за изменением потока протонов 1264, 273]. Большое
форбуш-понижение (~10%) было связано с бурей. На рис. 7.75
показаны средние вариации потока космических лучей на северной и
Рис. 7.71. Схема вспышки в линии
На; показано положение вспышки в
белом свете [248].

Рис. 7,72, Динамический спектр солнечного радиоизлучения (10—530 МГц), сопровождавшего вспышку в белом свете
23 мая 1967 г, [306],

7.6. Межпланетные возмущения
279
южной станциях, расположенных в области полярных шапок.
Вначале уменьшение имело большую северо-южную асимметрию.
В 1019 UT 25 мая межпланетная ударная волна близко подошла
к Земле, и началась магнитосферная буря. Ударная волна, несущая
Ю2\-
1 h
/1
/о«Ь
w3\-
Ю~г2Вт/м*.Гц
<,
эрг/см2-с
>
123
\2В
\2BjN26E28)
Солнечные
вспышки
1800
1900
2000
2100
2200
Рис. 7.73. / — радиовсплески (8800 МГц), 2 — мягкое (2—12 А) и 3 —
жесткое рентгеновские излучения, соответствующие вспышке в белом свете
23 мая 1967 г. [290]. Время UT.
плазму, подошла позднее, примерно в 1235 UT, когда произошло
внезапное увеличение отношения Не++/Н+, обусловившее
последующее внезапное сжатие магнитосферы. Началась мощная
магнитосферная буря (рис. 7.76). Главное снижение фазы было большим

280 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
(300 у), что указывало на рост мощного пояса протонов в области'ло-
вушки магнитосферы. По-видимому, пояс был неоднородным (рис.
7.77). Рис. 7.78 представляет суперпозицию записей магнитного
26 27 28
Май 1967г.
Рис. 7.74. Временные вариации потока солнечных протонов после вспышки
в белом свете 23 мая 1967 г. [236].
( О — 1.2< ер <8,5 МэВ,
Данные полярной шапки { х — е« > 8,4 МэВ, \ нормированные к
вр > 25 МэВ.
«Эксплореру-34»
поля низкоширотных и высокоширотных станций. На записях
полярных станций, сделанных во время бури, имеется много
импульсных возмущений. Рост главной фазы хорошо коррелирует с
появлением и интенсивностью полярных возмущений.
7.7. М-ПОТОКИ; МЕЖПЛАНЕТНАЯ СЕКТОРНАЯ СТРУКТУРА
И РАЗРЫВЫ
Межпланетная секторная структура существует даже во время
самого спокойного периода 11-летнего цикла солнечной активности.
Такие характерные параметры, как скорость, концентрация и
напряженность межпланетного магнитного поля, систематически изменя-

i
« —
i
25
Май 1967г.
Рис. 7.75, Вариации потока космических лучей во время геомагнитной
бури 25—27 мая 1967 г. (см. текст) [228].
12 18
25л*ая
24
6 12 18
26 мая 1957г.
24
Рис. 7.76. Среднее уменьшение главной фазы (Dst) во время геомагнитной
бури 25—27 мая 1967 г. [227].

45
30
15
08 0
15
30
45
._
1—inn
,
)J
s
30
7
TV
<s>2
«122
ш
Ш
^
^w
~]
rz
_-.20U
*529 2?Л
[ 1
-\21л
/
MI-
IS'
^
J
J
ь
'
. ISI^JP
i
-^--
^
\2<
L
l_
Щ
0 О
/
W\
^
s
V
^
/
k
■C:2<
-^
7
?/
_^30fl
^
'0-
V?
^
329
-s
J
4
*
. t
260
1.
-v-
U#20
359
' V
317
-^
J
45
30
15
0
15
30
45
Рис. 7.77. Распределение уменьшения главной фазы (составляющая Я)
для разных времен UT (26 мая) во время геомагнитной бури 25—27 мая 1967 г»
[227].

I J I 1 ,. I I I I 1 , , I i I I I I I I 1 I 1—J
06 08 TO J2 14 Гб 18 20 2224 02 04 0608 10 12 14 16 18 20 22
25 мая 26 мая 1967г.
P и с. 7.78. Скомбинированные записи составляющей Я, сделанные на станциях, расположенных на низких
широтах (вверху) и в авроральной зоне (внизу), во время геомагнитной бури 25—27 мая 1967 г. [360].

284 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
ются внутри каждой секторной структуры (разд. 1.5.3). Эти
параметры достигают своих максимальных значений вблизи ведущей
границы сектора. Следовательно, ведущий фронт (кривая Т на рис.
7.79) создает радиальную силу на тыловой стороне секторной
структуры (впереди нее). Такое взаимодействие может сформировать в
секторной структуре ударную волну (см. кривую S на рис. 7.79).
Ведущая граница имеет
характеристики тангенциального
разрыва в гидромагнитном
потоке (разд. 5.5.1).
Секторная структура довольно
устойчива, поэтому вся структура
потока вращается с Солнцем
по крайней мере в течение
нескольких солнечных
оборотов, проходя над Землей
приблизительно через каждые 27
дней. Таким образом,
структуры внутри каждого
сектора могут вызвать
незначительные возмущения в
магнитосфере.
Долго считали, что Солнце
имеет тип излучения плазмы,
отличный от излучения,
связанного с солнечными бурями.
Полагали, что это излучение
имеет длительное время
жизни (примерно несколько
оборотов Солнца).
Существование такого излучения было вызвано тенденцией геомагнитных
возмущений к повторению. Область генерации излучения на диске
Солнца представляла большой интерес как для гелиофизиков, так
и для геофизиков.
Бартельс отметил, что такие гипотетические области генерации
излучения на диске Солнца, которые он называл Af-областями,
часто не содержат солнечных пятен. Действительно, Аллен [340] показал,
что М-области стремятся избегать области повышенного коронально-
го излучения. После изучения рекуррентной геомагнитной
активности в течение 1952—1953 гг. и других данных Пеккер и Роберте
[374] исследовали распределение международных спокойных дней (Q)
и международных возмущенных дней (D) в зависимости от
прохождения активных областей через центральный меридиан (СМР). Они
обнаружили заметный максимум Q-дней примерно через 3 дня после
СМР активных областей и предположили, что существует «конус
избегания» над центром активности, который достигает Земли
Рис. 7.79. Схема, иллюстрирующая
взаимодействие потока (Я), имеющего
высокую скорость, и медленно
движущегося окружающего солнечного ветра
(Л). Два потока соприкасаются вдоль
фронта Т, образуя ударную волну вдоль
линии S [244].

7,7. М-потоки, межпланетная структура и разрывы 285
через 2V2—3 дня после СМР. Таким образом, они предположили, что
периодическая геомагнитная активность обусловлена прибытием на
Землю потоков плазмы, которые собираются в пучки отклоняющим
действием активных областей. Мустель [370] считал, что М-потоки
30
25h
W
чГ 20
1
« 15
I
\0\-
«2»
1 Г"
L
++
о
++ -4$
1 1 1 1 1 1 1
++ 1
++ о 1
"»"-- J
^о°° °о
о ++о
о — 1
++++ ++++ 1
^++ о П
L°7 """ °°°v |
о
о
ноо
о
1+
о
— о++
оо |
оо
++
оо
о
-м- О -И-
О п ~~\
«■fro0 1
** о°° J**-*-»
ооо0
1 1 1 1 1 Ь^ 1
1 2 3 4 5 6
Положение внутри сектора , дни
Рис. 7.80. Вариации 2 /Ср-индекса после прохождения границы сектора
[387]. + поле от Солнца, — псле к Солнцу, О — поле от Солнца плюс поле
к Солнцу.
возникают в молодых активных областях, которые можно видеть
как области кальциевых флоккулов. С другой стороны, Г. У. Бэбкок
и Г. Д. Бэбкок [342] предположили, что М-области могут
совпадать с униполярными магнитными областями (UM) (разд. 1.5.1)*.
* Существование устойчивых корпускулярных потоков было показано
С. К- Всехсвятским еще в 1943—1944 гг. [Астрон. ж., 20, 5—6 (1943); 21,

286 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
Вероятно, межпланетную структуру потока, связанную с
границей сектора, можно отождествить с гипотетическим М-потоком,
предложенным Бартельсом [244, 357]. На рис. 7.80 показана
вариация 2 Кр (с/, разд. 7.8.2) внутри секторной структуры; время отсчи-
тывается от дня прохождения над Землей ведущей границы секторной
оборота
февр. в^^^^Ч^Д
о
ww^'Ai 10
1774
Март
1775
\щ I ГТфТ X. Т фТф Mill ■+-
*т О 1U 10
Март *Ъ\ ' 1
1776
ш
Апр. ' 27 г*
З^Щ^^з
1 30 А
ЩШЬфьАЩ
1963
Ключ
...Ttftf
♦**
-t t f f f t f
ШШ
А внезапное начало
0123456789
0+-0+-0+-0+-0+-0+-0+-0+-0+-0
Рис. 7.81. Четыре последовательных проявления рекуррентных
геомагнитных возмущений, выраженных через /Ср-индекс.
структуры. Действительно, S /СР значительно увеличивается
примерно в течение 48 ч после прохождения границы сектора.
На рис. 7.81 показаны /(-индексы для первых 12 дней солнечных
оборотов № 1773—1776 (февраль—апрель 1963 г.) 27-дневная
повторяемость геомагнитных бурь отчетливо видна. На рис. 7.82
представлены соответствующие записи магнитного поля, сделанные в
Гонолулу в 1800 UT 9 февраля, 1800 UT 7 марта, 1800 UT 4 апреля и
1300 UT 30 апреля 1963 г.
149 (1944)].В ряде работ 50-х годов киевской школой гелиофизиков развивалась
идея об отождествлении Af-потоков со шлемовидными корональными
лучами (Всехсвятский С. К-, Никольский Г.М., ИванчукВ. И., Несмянович Л. Т.,
Пономарев Е. Л., Рубо Г. А., Чередниченко В. И., Солнечная корона и
корпускулярное излучение, Киев, КГУ, 1965). — Прим. ред.

7.7. М-потоки, межпланетная структура и разрывы 287
Снайдер, Нейгебауэр и Рао [382] показали, что для геомагнитных
возмущений существует хорошая корреляция между 2/Ср (разд.7.8.2)
и скоростью солнечного ветра. Они получили эмпирическую связь:
V (км/с) = 8,44 2 Кр+ 330.
На рис. 7.83 показана эмпирическая связь между 2 КР и V,
полученная Ольбертом [373].
9 фее р.
18 U Т 24
дОапр. 1963г.
06
12
I3UT 18
12 14
Рис. 7.82. Записи составляющей Н магнитного поля для рекуррентных
бурь, показанных на рис. 7.81 (Гонолулу).
С другой стороны, Балиф, Джонс и Колеман[343] показали, что
величина оВт,м> определяемая как
°BT.N = {{°BTy + {aBNyy.,
лучше коррелирует с /Ср-индексом, чем со скоростью плазмы или
напряженностью межпланетного магнитного поля. Здесь оВт и

288 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
oBN обозначают соответственно вариацию одноминутных
осреднений двух компонент поля, расположенных в тангенциальной и
нормальной плоскостях по отношению к линии Солнце — межпланетный
корабль, за 3 час. Связь между КР и oBT%N определяется
выражением
*р =
..[,_
ехр
аВ
Т, N'
-0,35
7,70
)]
Как описано в разд. 7.8.4, Л£-индекс является в большей
степени количественным индексом, чем /(^-индекс. Арнольди [341] показал,
500
Ш
^
| дОО
<Г
5
| 200
С5
5е
*о
100
г~
— •
•
# •
_ •
L_
•
•
•
•
~~1 1 1 1
•
• #v>r^
• *>>^v •• .
^*^г#«« • • •
•
_! 1 1 1
I 1
•
* •
•
•
1 1
•
_J
Н
-
ю
20
30
40
Рис. 7.83. Зависимость между скоростью V солнечного ветра и
геомагнитной активностью (характеризуемой Кр-индексом) [373]. ИПМ-1, 23-й виток,
ежедневные средние значения, коэффициент корреляции 0,78 ± 0,04,
V = 6,3, 2 /Ср + 262.
что Л£-индекс связан с межпланетными параметрами выражением
АЕ = - 0,26 (2 Bs*)0 - 0,91 (2 SA - 0,33 (2 Д,т)2 + 0,12 Р0,
где Bs — величина компоненты межпланетного магнитного поля,
направленной на юг, и Р0— динамическое давление солнечного ветра.
Величина (ZBsx) —суммирование за 1 час произведений
10-минутных средних значений Bs на приращение времени т; индексы внизу
О, 1, 2 при суммах соответствуют времени приведения (в часах)
сумм к Л£-индексу. На рис. 7.84 показано, как вышенаписанное
эмпирическое уравнение может воспроизводить временные вариации
Л£-индекса. Второй член, суммирование Д^за 1 час, предшествую-

Л£=-0,26 (2Я8т)0-0,91 (ZB^-O^ (S£st)2+0,12P0
21
22
23 24
Февраль 7967г.
25
26
Рис. 7.84. Эмпирическая зависимость между Л£-индексом и суммой произведений 10-минутных усреднений
Bs за время приращения [341].

290 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
щий величине АЕ, является наиболее существенным, что указывает
на важную роль межпланетного магнитного поля, направленного на
юг, в понимании одного из наиболее важных явлений в
магнитосфере— магнитосферной суббури. Она будет рассмотрена в разд. 8.7
и 8.9.
Одна из самых интересных особенностей геомагнитных
возмущений, связанных с таким потоком плазмы, заключается в том, что ак-
151 И
L I I I'll I I I I I
Яне. Фее. Март Апр. Май Июнь Июль Авг. Сенгп. Окт. Ноя5. Дек.
Рис. 7.85. Средние значения за 30 дней подряд всех Лр-индексов во время
оборотов Солнца № 1932—1961 (точки) и Лр-индексов во время возмущения
М-областей (кружки). Шкала справа — абсолютное солнечное склонение
|б| (сплошная кривая) и абсолютная гелиографическая широта Земли (Н)
(пунктир) [376].
тивность имеет полугодовые пики вблизи точек равноденствий,
когда гелиографическая широта Земли достигает максимальной
величины (7° от солнечного экватора). Корти [354] предположил, что
максимумы возникают из-за того, что Земля находится ближе всего
к солнечному радиусу, пересекающему солнечную поверхность на
наиболее активной широте. Бартельс [345] предложил альтернативное
объяснение, согласно которому солнечный вектор потока плазмы во
время солнцестояний имеет наибольший наклон (противоположный
в декабре и июне) к осям диполя. Мак-Интош [363] провел
статистический анализ, который подтвердил последнее объяснение. Роузен
[376] показал, что подъем и падение 30-дневных средних значений
всех Лр-индексов для 1932—1961 оборотов и Лр-индексов во время
рекуррентных возмущений хорошо совпадают с годовым изменением
склонения Солнца, а не с изменением гелиографической широты
Земли (рис. 7.85); для Лр-индекса см. разд. 7.8.26.
Действительно, угол между осью диполя и направлением потока
солнечного ветра является важной характеристикой степени гео-

7.7. М-потоки, межпланетная структура и разрывы 291
магнитной активности, и если полугодовые пики непосредственно
связаны с данной величиной этого угла, который в нашем случае
равен 90°, то можно ожидать зависимость геомагнитной активности от
всемирного времени. Угол близок к 90° в 0430 UT и далек от него в
1630 UT во время месяцев солнцестояний. Он равен 90° в 1030 и
4h30
16h30 24h
10h30 22h3024h
6y L
/
г •••••■
+ 2
\ /
\ /
\y
+2
0
-2
-f
• •*
\ V
+ 2yh
•&cp
m9>cee.
Солнцестояние
Точки равноденотзии
Рис. 7.86а. Максимумы ежедневных (UT) вариаций геомагнитной
активности.
2230 UT во время месяцев равноденствий. Майо [365] провел
тщательное сопоставление «К»- и «а»-индексов для северной и южной
полусфер и показал, что максимумы ежедневных (UT) вариаций
геомагнитной активности имеют тенденцию появляться предсказанным
способом (рис. 7.86а).
Однако позднее Хундахаузен, Бейм и Монтгомери [358]
обнаружили, что высокие средние концентрации и низкие средние
скорости потоков солнечного ветра измеряются вблизи солнечного
экватора, а низкие средние концентрации и высокие средние скорости —

0,4 0,6 0,8 1,0 /,2 1,4 /,б
В,/В2
Рис. 7.866. Гистограмма, показывающая появление различных значений
отношения BJB2 [351].
0-04 012 0-20 0-28 01 0-3 0-5 0-7
0-2 0-6 10 14 0-2 0-6 10 1-4
ЬТ(дни) ДТ {дни)
Рис. 7.86в. Гистограмма, показывающая частоту появления разрывов
для четырех различных о> [351].

7.8. Геомагнитные индексы
293
вблизи северной и южной границ изменений гелиографияеской
широты Земли. После обширных спектральных анализов Лр-индексаво
время оборотов Солнца № 1932—1970 Фразер-Смит [260]
обнаружил, что максимум Лр-индекса наступает во время трех дней
равноденствий.
Обнаружено, что в межпланетной плазме, помимо секторной
структуры, существуют различные типы гидромагнитных разрывов.
Бурлага [351] отметил, что существование таких разрывов важно
в том смысле, что межпланетная плазма может рассматриваться как
жидкость, хотя она по существу бесстолкновительная.
Характеристики пяти типов гидромагнитных разрывов описаны
в разд. 5.5.1. Однако отождествление каждого разрыва космическим
кораблем не является неизбежно единственным [351]. Следовательно,
здесь представлены некоторые общие результаты [348—350, 353,
378]. На рис. 7.866 показана гистограмма отношения BJB2 при
прохождении через разрывы, где Вх и В2 — величины магнитного поля
до и после разрывов; во всех случаях изменение поля происходит за
11—100 с.На рисунке видно, что величина поля существенно не
меняется. Бурлага [351] дал также частоту появления разрывов для
четырех различных интервалов угла со между Bi и В2 (см. рис. 5.16). Это
проиллюстрировано на рис. 7.86в. Разрывы при 30° <; со < 60°
происходят со средним промежутком около двух часов.
7.8. ГЕОМАГНИТНЫЕ ИНДЕКСЫ
Геомагнитное возмущение, или активность, — чрезвычайно
сложное явление, интенсивность которого отнюдь нелегко описать
простыми индексами. Тем не менее введены различные индексы,
которые оказались очень полезными, хотя они либо не учитывают,
либо недостаточно учитывают структуру составляющих поля
возмущения и его частей. Это международные или планетарные индексы
Сг, КР, 2Кр, Ар, ар и Ср, основанные на локальных индексах,
определяемых на группе станций. Они успешно применяются не
только в геомагнетизме, но и в смежных областях: физике
ионосферы, солнечной физике и физике космических лучей. Многие магнитные
обсерватории со всего мира посылают свои индексы в
Международный центр Де Бильт (Нидерланды), который связан с Постоянной
Службой геомагнитных индексов в Гёттингене (ФРГ). Эти
локальные индексы используются как основа для планетарных индексов.
Dst и Л£-индексы описаны в разд. 8.8.2 и 7.8.3 соответственно.
7.8.1. С- И СГИНДЕКСЫ
Каждая обсерватория, наблюдения которой используются при
выводе индекса, определяет свою ежедневную характерную
величину С для каждых гринвичских суток. Это одно из чисел 0, 1 или 2,

294 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
указывающее степень возмущенное™ на магнитограммах. Этот
локальный индекс определяется простым просмотром магнитограмм.
Величины С, полученные на всех обсерваториях, усредняются с
точностью до 0,1 для каждых суток, что дает значение
международного ежедневного С^-индекса. В результате получается 21-балльная
классификация гринвичских суток: от 0,0 для самых спокойных дней
до 2,0 для самых возмущенных.
7.8.2. К- И /Гр-ИНДЕКСЫ
а) Локальный К-индекс. Локальный /(-индекс определяется на
обсерваториях для каждого трехчасового интервала гринвичского
времени: 0—3, 3—6, ... . Таким образом, в общем мы имеем 8
/(-индексов для каждых гринвичских суток. Для трехчасового
интервала используются магнитограммы трех компонент (Я, D, Z) на
каждой станции. Для каждой компоненты оценивается амплитуда г
в течение интервала. Учитывается поправка на вариации,
обусловленные Sq и L, а когда необходимо, и Sqa(paзд. 8.2.2). (Sqa
исключаются, так как они обусловлены рентгеновским и ультрафиолетовым
излучениями из областей солнечных вспышек, а не потоком
солнечной плазмы.) Наибольшая из трех амплитуд в каждом временном
интервале используется для вывода /(-индекса.
Для каждой обсерватории имеется таблица, дающая пределы г,
определяемые полулогарифмической шкалой, для каждой из десяти
величин /(. Например, табл. 7.2 составлена для станций,
расположенных на геомагнитной широте 50°.
Таблица 7.2
г(т) j б~1 5~Т RTj 20П 40~] 70] 120] 200] 300~] 500~Г
/С 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9
Связь между /(и г выбирается такой, чтобы весь диапазон
изменения геомагнитной активности, от самых спокойных условий до самой
мощной бури, можно было выразить в шкале, состоящей из одной
цифры. Для других широт нижний предел г для К=9 повышается или
понижается в зависимости от общего уровня геомагнитной
активности. Такие нижние пределы равны 300, 350, 500, 600, 750, 1000, 1200
и 2500у. Первая величина применяется на самых низких широтах,
последняя — на наиболее «возмущенных» станциях, расположенных
в зоне полярных сияний.
б) Кр-индексы Бартельса. /Ср-индекс — мера, предназначенная
для выражения характеристики планетарной геомагнитной
активности. Для вывода КР исправленные и стандартизованные значения
величин К (каждая обозначается Ks) подготавливаются Постоянной
Службой в Гёттингене для каждой из 12 выбранных обсерваторий,

7.8. Геомагнитные индексы
295
расположенных в северном и южном полушариях, от умеренных
широт вплоть до 63°. Эти обсерватории перечислены в табл. 7.3.
Таблица 7.3
Обсерватория
Минук (Канада)
Ситка (Аляска)
Лервик (Шотландия)
Эксдалемьюр (Шотландия)
Лево (Швеция)
Фредериксбург (США)
Широта
61,8°N
60,0
62,5
58,5
58,1
49,6
Обсерватория
Руде Сков (Дания)
Вингст (Ирландия)
Виттевин (Голландия)
Хартланд (Англия)
Ажинкоурт (Канада)
Амберлей (Новая
Зеландия)
Широта
55,9°N
51,6
54,1
54,6
55,1
47,7°S
Среднее значение /(-величин вышеупомянутых 12 обсерваторий
обозначается /Ср. Он называется планетарным трехчасовым индексом и
выражается в шкале с точностью до V3:
00, 0+ , 1-, 10, 1 + , 2-, 2о, 2 + f 3-, 30, 3+ , ... 9-, 90.
Таким образом, это—двадцативосьмибалльная классификация. Бар-
тельс ввел также ежедневный индекс 2 /Ср, полученный
суммированием восьми величин Кр- Он представил /(^-индексы в виде
«музыкальной» диаграммы. На рис. 7.87 показаны /Ср-индексы для трех
оборотов Солнца, как для периода МГГ, так и для периода МГСС.
/Сл-индексы не учитывают структуру поля возмущения.
Следовательно, интерпретация связи между /СР-индексом и другими
геомагнитными данными не всегда прямая. Одна из причин заключается в
том, что 12 станций, участвующих в определении /(^-индекса,
расположены в субавроральной зоне. Это указывает на то, что большие
значения /С, такие, как 6, 7, 8 и 9, обусловлены главным образом
полярными магнитными возмущениями. С другой стороны, низкие
значения Кр могут быть следствием других типов геомагнитных
возмущений.
/Ср-индекс обладает полулогарифмической связью с амплитудой
г. Для того чтобы перевести Кр в линейную шкалу, Бартельс ввел
следующую таблицу для получения трехчасового ар-индекса:
Кр = 00 0+ 1- 10 1+ 2- 20 2+ 3- 30 3 4- 40 4+
ар =02 3 45 6 7 9 12 15 18 22 27 32
Кр = 5- 50 5+ 6— 60 6+ 7- 70 7+ 8- 80 8+ 9- 90
ар =39 48 56 67 80 94 111 132 154 J 79 207 236 300 400

Дни в долях солнечных оборотов
i—;—i—rt i п 1—:—i г- т
Оборот' | ' 2 ' 3 ' 4 ' 5 ' 6 ' 7 ' 8 ' 9 ' 10 ' I Г 12 ' 13 ' 14 ' 15 ' 16 ' 17 ' 18 ' 19'20'21 ' 22 ' 23 ' 24 ' 25' 26' 27'
1698
1699
1700
20' Авг.
y^^^^WpT^ml,!^
La, т, AjfflM
12 СЫ/77.
Сент.
20 " * " " " ' 25 * 30 1
/?я# в долях солнечных оборотов
9 0лт
/?я# в долях солнечных оборотов
Обороту , , 2, 3 , 4 , 5 | 6 , 7 | g , 9 ' 10 ' II ' 12 ' 13 ' М ' 15 ' 161 17 ' 18 ' 19 ' 20' 21 j 22 J 23 ' 24 ' 25 J 26 ' 27
~ Я, '965, It U tf
1796
18 '"го"1'
**ЦИ*Ч1—'
О к т.
1797 ^ЩФ^.Ч^^уу^|
15 Ноябрь т v20
1798
l^<Vwrr?-
Ноябрь
Ноябрь т .20 25 30 1 5 |0
15 20 25 31 I 5 6
Дек Яне.
Ключ
.чттПШННшШ
V4
Яне.
Внезапное
начало
0123456789
o+-o+-o+-o+-o+-o+-o+-ot-o+-o
Рис. 7.87. ЛТр-индекс для трех последовательных периодов вращения Солнца во время МГГ и МГСС
Внезапное начало отмечено черными треугольниками.

7.8. Геомагнитные индексы
297
Эта таблица составлена таким образом, что ар-индекс станций на
геомагнитной широте ~50° может рассматриваться как амплитуда
наиболее возмущенной из трех компонент поля, выражаемая в
единицах 2у. Ежедневный Лр-индекс получается в результате
суммирования восьми величин ар для каждого дня. Майо 1365] выполнил
важную работу по исключению сезонных эффектов из /Ср-индексов,
так как /(^-индекс Бартельса основан преимущественно на
/(-индексах северного полушария (исключая Амберлей, см. табл. 7.3).
7 8.3. Ср И С9-ИНДЕКСЫ
Ср-индекс — ежедневная планетарная характеристика. Она
определяется на основе А р-индекса в соответствии со следующей таблицей:
Ср = 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1,0
Ар =2 4 5 6 8 9 11 12 14 16 19
Ср = 1,1 1,2 1,3 1,4 1,5 1,6 1,7 1,8 1,9 2,0
Ар =22 26 31 37 44 52 63 80 ПО 160
Другой индекс, разработанный для выражения геомагнитной
активности на основе Ср-индекса, С9-индекс. Он имеет область
значений от 0 до 9. Таблица перехода от Ср-индекса к С9-индексу
приведена ниже:
Ср = 0,0—0,1 0,2—0,3 0,4—0,5 0,6—0,7 0,8—0,9
С9 = 0 1 2 3 4
Ср = 1,0—1,1 1,2—1,4 1,5—1,8 1,9 2,0—2,5
С9 = 5 6 7 8 9
7.8.4. Ds__t-t Ds-t АЕ-, AU- И ^/.-ИНДЕКСЫ
Хотя вышеописанные индексы очень полезны как исходные для
предварительных корреляционных исследований с другими
геофизическими и магнитосферными явлениями, они обычно не
используются для детальных количественных исследований. Проведены
исследования по установлению количественных индексов, связанных
с некоторыми магнитосферными параметрами. D^-индекс дает
среднее (по долготе) уменьшение горизонтальной составляющей поля на
низких широтах в единицах у, которое пропорционально полной
кинетической энергии инжектированных частиц, захваченных в
радиационном поясе, при условии, что частицы распределены симметрично
относительно оси диполя (разд. 8.8.3а). Более подробное определение
Dst дано в разд. 8.8.2в. Если частицы распределены несимметрично,

298 Гл. 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду
то и результирующее магнитное поле несимметрично относительно
оси. DSi-индекс дает амплитуду первого коэффициента
гармонического ряда, который получается при фурье-разложении поля глав-
50:
08
12 18
13 я не. 1967
24
06
_i_
4ac6i(UT}
12 18
Шянв. 1967
24
Рис. 7.88а. Записи составляющей магнитного поля, сделанные на пяти
низкоширотных станциях. / — Гонолулу, 2 — Какиока, 3 — Ташкент,
4 — Мбур, 5—Сан-Хуан.
ной фазы магнитной бури как функции геомагнитной долготы
(разд. 8.8.2в).
АЕ-, AL-, А [/-индексы разработаны для получения
интенсивности авроральной электроструи в единицах у 1356]. Эти индексы
предназначены для контроля интенсивности полярной электроструи по
вариациям горизонтальной компоненты магнитного поля на обсер-

'~~д|~—^i*^K/»-~-~
Г '"^4^
I l l I I I I I I I I t I I I I I I I I 1
08 12 18
13 янв. 7967
24 06
Часы (UT)
12 18
Шянв. 1967
24
Рис. 7.886. Записи составляющей магнитного поля, сделанные на восьми
станциях, расположенных в авроральной зоне. / — Колледж, 2 — Уэллен,
3 — Тикси, 4 — Диксон, 5 — Челюскин, 6 — Соданкюля, 7 — Лейрвоур,
8 — Грейт-Вейл-Ривер.

I I I I I I I 1
08 12 18 24 06 12 18 24
/Зш 1967 Мят. 1967
Часы (t/T)
Рис. 7.88в. Суперпозиция записей магнитного поля (пять низкоширотных
станций), представленных на рис. 7.88а. Расстояние между верхней и
нижней кривыми дает асимметричный индекс (= 2DS) для кольцевого тока (в f).
08 12 18 24 06 J2 18 24
Рис. 7.88г. Суперпозиция записей магнитного поля (восемь
высокоширотных станций), представленных на рис. 7.886. Расстояние между верхней и
нижней кривыми дает Л£-индекс (AU- и Л£,-индексы см. текст).

7.8. Геомагнитные индексы
301
ваториях, расположенных на широтах зоны полярных сияний и
равномерно распределенных по долготе. Процедура получения
индекса заключается в суперпозиции этих записей. Это можно сделать
путем оцифровки и приведения магнитограмм к одинаковой
чувствительности и временной шкале. Пример такой суперпозиции показан
на рис. 7.88. На рис. 7.88а и 7.886 показаны записи компоненты
магнитного поля, сделанные на пяти низкоширотных станциях и восьми
у у
200г2000|
150
100
501
о
-•Psi (0 200 у)
•2DS (о 200 у)
-AL (0 2000 у)
"08 12* 18
13янв.19б7г.
Рис. 7.88д. D ^-индекс (средняя часовая вариация, полученная на основе
записей, представленных на рис. 7.88а), индекс асимметрии (см. подпись к
рис. 7.88в), индекс авроральной электроструи AL (см. текст).
станциях, расположенных в полярной зоне, для бури 13—14
января 1967 г. На рис. 7.88в и 7.88г низкоширотные и высокоширотные
записи скомбинированы отдельно. Интервал между верхней и
нижней огибающими на рис. 7.88в дает 2DS в единицах у. Верхняя
огибающая на рис. 7.88г дает А (/-индекс, нижняя огибающая — AL-
индекс. Расстояние между верхней и нижней огибающими
определяет Л£-индекс. На рис. 7.88д приведены вместе индексы,
полученные таким образом.
Эти индексы можно давать с неограниченным временным
разрешением. Однако для практических целей для Dst- и DS-индексов
даются часовые величины, а для АЕ-, AL- и Л/У-индексов — 2,5-
минутные значения.
ЛИТЕРАТУРА
7.1—7.2. Учебные руководства
1. Bray R. /., Loughhead R. £., Sunspots, Chapman and Hall, London, 1964.
(Русский перевод: Брей P., Лоухед P., Солнечные пятна, «Мир», М., 1967.)
2. Hess W. N. (ed.), The physics of solar flares, AAS-NASA Symposium, NASA,
SP-50, 1964.
3. de Jager C, Structure and dynamics of the solar atmosphere, Handbuch der
Physik, ed. Flugge S., LI I, Astrophysik III, Das Sonnen system. Springer—

302
Литература
Verlag, 1959. (Русский перевод: де Ягер /(., Строение и динамика
атмосферы Солнца, ИЛ, М., 1962.)
4. Kiepenheuer /С. О., Solar activity, The Sun, ed. Kuiper G. P., Univ.
Chicago Press, 1953. Ch. 6, pp. 322—465. (Русский перевод: Солнце, Койпер
Дж. (ред.), ИЛ, М., гл. 6, 1955.)
5. Kiepenheuer К. О., Structure and Development of Solar Active Regions,
IAU Symposium No. 35, Reidel, Dordrecht, Holland, 1968.
6. Piddington J, #., Cosmic Electrodynamics, John Willey and Sons, Inc.,
New York, 1969.
7. Smith H. J.t Smith E. V. P., Solar Flares, Macmillan, New York, 1963.
(Русский перевод: Смит Г., Смит 3., Солнечные вспышки, «Мир», М.,
1966.)
8. Zirin #., The solar atmosphere, Blaisdell, Waltham, Mass., 1966.
(Русский перевод: Зирин Г.у Солнечная атмосфера, «Мир», М., 1969.)
Статьи
9. Alexander J. /С., Malitson Н. #., Stone R. G., Type III radio bursts in the
outer corona, Sol. Phys., 8, 388—397 (1969).
10. Alfven #., Carlqvist P., Currents in the solar atmosphere and a theory of
solar flares, Sol. Phys., 1, 220—228 (1967).
11. Altshuler M. D., Liliequist C. G., Nakagawa У., A possible acceleration
mechanism for a solar surge, Sol. Phys., 5, 366—376 (1968).
12. Alurkar S. /C., Bhonsle R. V., Flare-time sudden enhancements of low
frequency field strength and associated meter wave solar radio bursts, Sol. Phys.,
9, 198—204 (1969).
13. Anderson K. A., Winckler J. P., Solar flare x-ray burst on September 28,
1961, J. Geophys. Res., 67, 4103—4117 (1962).
14. Anzer U., The stability of force-free magnetic fields with cylindrical
symmetry in the context of solar flares, Sol. Phys., 3, 298—315 (1968).
15. Arnoldy R. L., Kane S. R., Winckler J. R., A study of energetic solar flare
X-rays, Sol. Phys., 2, 171—178 (1967).
16. Arnoldy R. L., Kane S. R., Winckler J. /?., Energetic solar flare X-rays
observed by satellite and their correlation with solar radio and energetic
particle emission, Astrophys. J., 151, 711—736 (1968).
17. Athay R. G., Moreton C. £., Impulsive phenomena of the solar atmosphere.
1. Some optical events associated with flares showing explosive phase,
Astrophys. J., 133, 535—945 (1961).
18. Bappu M. K- V-, Григорьев В. M., Степанов В. Е., On the development
of magnetic fields in active regions, Sol. Phys., 4, 409—421 (1968).
19. Бигман И. Л.у Гринева Ю. Я., Мандельштам С. Л.у Вайнштейн Л. Л.,
Житник И. A., On the localization, size aad structure of the regions of the
' X-ray flares on the sun, Sol. Phys., 9, 160—165 (1969).
20. Bruzek А.у Case histoires of flares: the large flares of July 11, 12, 18 and 20,
1961. Sumposium on the Physics of Solar flares, NASA SP-50, ed. Hess
W. N.. 1964, pp. 30—302.
21. Bruzek Л., On the association between loop prominences and flares,
Astrophys. J., 140, 746—759 (1964).
22. Bruzek A., On arch-filament systems in spotgroups, Sol. Phys., 2, 451 —
461 (1967).
23. Bruzek A., Solar flares, Plasma Instabilities in Astrophysics, ed. Wentzel
D. G. and Tidman D. A., Gordon and Breach, Science Publ., New York,
1969, pp. 71—90.
24. Bruzek A., Demastus H. L.y Flare associated coronal expansion phenomena,
Sol. Phys., 12, 447—457 (1970).
25. Carlqvist P.,-Current limitation and solar flares, Sol. Phys., 7, 377—392
(1969).

Литература
303
26. Carmichael Н.у A process for flares, A AS—NASA Symposium on the Physics
of Solar flares, ed. Hess W. N.. NASA SP—50, 1964, 451—456.
27. Chambe G.y The emission of solar X-rays in the 0.5—ЗА wavelength range
and its relation to the magnetic configuration of active centers, Sol. Phys.,
8, 369—375 (1969).
28. Cline T. L.y Holt S. S., Hones E. W.y Jr., High-energy X-rays from the
solar flare of July 7, 1966, J. Geophys. Res., 73, 434—437 (1968).
29. Culhane J. L.y Phillips K. J. H.y Solar X-ray bursts at energies less than
10 keV observed with OSO—4, Sol. Phys., II, 117—144 (1970).
30. Dodson H. W.y Hedeman E. R.y The proton flare on August 28, 1966, Sol.
Phys., 4, 229—239 (1968).
31. Dodson H. W., Hedeman E. R.f Solar circumstances at the time of the
cosmic ray increase on January 28, 1967, Sol. Phys., 9, 278—295 (1969).
32. Dodson H. W.y Hedeman E. R.y Kahler S. W., Lin R. P., The solar particle
event of July 16—19, 1966 and its possible association with a flare on the
invisible solar hemisphere, Sol. Phys., 6, 294—303 (1969).
33. Donnelly R. F.y The X-ray and extreme ultraviolet radiation of the August
28, 1966 proton flare as deduced from sudden ionosphereic disturbance data,
Sol. Phys., 5, 123—126 (1968).
34. Dungey J. W.y Conditions for the occurence of electrical discharges in astro-
physical systems, Phil. Mag., 44, 725—738 (1953).
35. Ellison M. A.y Energy release in solar flares, Q. Jl. R. Astr. Soc, 4, 62—
73 (1963).
36. Elwert С, Hang E.y On the polarization and anisotropy of solar X-radiatbon
during flares, Sol. Phys., 15, 234—248 (1970).
37. Enome S.y Kakinuma T.y Tanaka H.t High-resolution observations of solar
radio bursts with multi-element compound interferometers at 3,75 and
9,4 GHz, Sol. Phys., 6, 428—441 (1969).
38. Evans J. V.y частное сообщение, 1970.
39. Fainberg J.y Stone R. G.y Type III solar radio burst storms observed at low
frequences. Ill: Streamer density, inhomogeneities, and solar wind speed,
Sol. Phys., 17, 392—401 (1971).
40. Fortini T.y Torelli M.y The flares of July 6, and 18, 1968, Sol. Phys., 11,
425—433 (1970).
41. Friedman M., Ionospheric constitution and solar control, Research in
Geophysics, ed. Odishaw, 1964, 197—241.
42. Friedman M.y Hamberger S. M.y Plasma turbulence in solar flares as an
explanation of some observed phenomena, Sol. Phys., 8, 104—114 (1969).
43. Fritzovd-Svestkovd L., Svestka Z.y Electron density in flares, II: Results of
measurement, Sol. Phys., 2, 87—97 (1967).
44. Garriott O. K., Da Rosa A. V.y Davis M. J.y Wagner L. S.y Thome G.D.y
Enhancement of ionizing radiation during a solar flare, Sol. Phys., 8, 226—
239 (1969).
45. Gimse O., Hosinsky G.f A spectacular activation of a prominence on March
25, 1967, Sol. Phys., 2, 192—195 (1967).
46. Giovanelli R. G.y A theory of chromospheric flares, Nature, Lond., 158,
81—82 (1964).
47. Gold T.y Hoyle F., On the origin of solar flares, Mon. Not. R. astr. Soc,
120, 89—105 (1960).
48. Green R. M.t Sweet P. A.t Note on the dissipation of magnetic fields at
neutral lines, Astrophys. J., 147, 1153—1156 (1967).
49. Hall D. £., Sturrock P. A., Diffusion, scattering and acceleration of
particles by stochastic electromagnetic fields, Physics of Fluids, 10, 2620—2628
(1967).
50. Hall L. A., Solar flares in the extreme ultraviolet, Sol. Phys., 21, 167—175
(1971).
51. Harvey K- L., The explosive phase of solar flares, Sol. Phys., 16, 423—430
(1971).

304
Литература
52. Haugen £., The velocity field surrounding sunsports as derived from
observations of Ha, Sol. Phys., 2, 227—230 (1967).
53. Holt S. S.y Ramaty R.y Microwave and hard X-ray bursts from solar flares,
Sol. Phys., 8, 119—141 (1969).
54. Horstman H. M., Moretti E. #., A small solar X-ray flare on August 17,
1966, J. Geophys. Res., 75, 1157—1162 (1970).
55. Hudson H. S.y Peterson L. £., Schwartz D. A., Solar cosmic X-rays above
7.7 keV, Sol. Phys., 6, 205—215 (1969).
56. Hyder C. L.y A phenomenological model for disparitions brusques followed
by flarelike chromospheric brightenings. II. The model its consequences,
and observations in quiet solar regions, Sol. Phys., 2, 49—74 (1967).
57. Hyder C. L.y A phenomenological model for disparitions brusques followed
by flarelike chromospheric brightenings, II. Observations of active region,
Sol. Phys., 2, 267—284 (1967).
58. Jacobsen G.y Carlquist P., Solar flares caused by circuit interruptions,
Icarus, 3, 270—272 (1964).
59. de Jager C, Note on solar hard X-ray bursts, Sol. Phys., 2, 347—350 (1967).
60. de Jager C, Solar disturbances associated with PCA events, Space research
VII, 2, ed. Smith-Rose R. L., North-Holland, Amsterdam, 1967, pp. 785—
793.
61. de Jager C, The hard solar X-ray burst of 18 September 1963, Sol. Phys.,
2, 327—346 (1967).
62. de Jager C, Acceleration processes in solar flares, Mass Motions in Solar
Flares and Related Phenomena, ed. Ohman Y., Willey Intesci. Div., John
Willey and Sons, Inc., New York, 1968, pp. 171—182.
63. Janssens T. Y.y White K. T.y III. Description of mass motions and
brightenings in a class 2b flare, August 8, 1968, Sol. Phys., 11, 299—309(1970).
64. Jeffries Y. 7\, Orrall F. Q.y Loop prominences and coronal condensations.
I. Non-thermal velocities within loop prominences, Astrophys. J., 141,
505—525 (1965).
65. Kai /C., Radio evidence of directive shock-wave propagation in the solar
corona, Sol. Phys., 10, 460—464 (1969).
66. Kai /G, Expanding arch structure of a solar radio outburst, Sol. Phys., 11,
310—318 (1970).
67. Kai K-y The structure, polarization and spatial relationship of solar radio
sources of spectral types I and III, Sol. Phys., 11, 456—466 (1970).
68. Kane S. R.y Winckler J. R.y Observations of energetic X-rays and solar
cosmic rays associated with the 23 May 1967 solar flare event, Sol. Phys., 6,
304—319 (1969).
69. Kawabata K. A., The relationship between post-burst increases of solar
microwave radiation and sudden ionospheric disturbances, Rep. Ionosph.
space Res. Japan, 14, 405—426 (1960).
70. Kiepenheuer К. O., An assembly of flare observations as related to theory,
AAS-NASA Symposium on Physics of Solar flares, ed. Hess W. N., NASA-
SP-50 1964 323 331.
71. Kleczek J.y Splintering loop prominences, Sol. Phys., 7, 238—242 (1969).
72. Kleczek J.y Kuperus M.y Oscillatory phenomena in quiescent prominences,
Sol. Phys., 6, 72—79 (1969).
73. Kopecky M., Обридко В. H.y On the energy release by magnetic field
dissipation in the solar atmosphere, Sol. Phys., 5, 354—358 (1968).
74. Коваль A. H.y Северный А. Б.у On the asymmetry of moustashes, Sol.
Phys., 11, 276—284 (1970).
75. KUvsky L., Interaction of magnetic fields and the origin of proton flares,
IAU Symposium No. 35, Structure and Development of Solar Active
Regions, ed. Kiepenheuer К. O., Reidel, Dordrecht, Holland, 1968, 465—470.
76. KUvsky L., Обридко В. H.y Large scale mutual relations of spot groups in
proton complex, Sol. Phys., 6, 418—427 (1969).
77. Kuckes A. F.y Sudan R. Af., Coherent synchrotron deceleration and the emis-

Литература
305
sion of Type II and III solar radio bursts, Sol. Phys., 17, 194—211 (1971).
78. Kundu M. R.y Centimeter-wave radio and X-rav emission from the Sun,
Space Sci. Rev., 2, 438—469 (1963).
79. Lindgren S. 7\, The solar particle events of May 23 and May 28, 1967, Sol.
Phys., 5, 382—409 (1968).
80. Lingenfelter R. E.y Solar flare optical, neutron and gamma-ray emission,
Sol. Phys., 8, 341—347 (1969).
81. McCabe M.y Sudden disappearance of a large quiescent prominence on the
solar disk, April 28, 1967, Solar Phys., 12, 115—124 (1970).
82. Maoris C. J., A remarkable eruptive prominence on the solar disk on
January 29, 1968, Sol. Phys., 5, 361—365 (1968).
83. Malville J. M.y Magnetic fields in two active prominences, Sol. Phys.,
5, 236—239 (1968).
84. Malville J. M., Tandberg-Hanssen E.y Magnetic fields in flares and active
prominences, I. The flares in active region McMath № 8818, May 21 and
23, 1967, Sol. Phys., 6, 278—289 (1969).
85. Мандельштам С. Л.у X-ray emission of the Sun, Space Sci. Rev., 4, 587 —
665 (1965).
86. Matres M. J.y Michard R.y Soru-Iscovici /., Tsap Т. 7\, Etude de la
localisation des eruptions dans la structure magnetique evolutive des
regions actives solaires, Sol. Phys., 5, 187—206 (1968).
87. De Mastus H. L.y Stover R. R.y Visual and photographic observations of a
white-light flare on May 23, 1967, Publ. Astr. Soc. Pacif., 79, 615—621
(1967).
88. Meisel D. D.y Identification of a solar X-ray source using D-layer
ionization behavior during eclipses, Sol. Phys., 5, 575—587 (1968).
89. Meisel D. £>., Further investigations of solar X-ray sources using D-layer
ionization behavior during eclipses, Sol. Phys., 8, 477—490 (1969).
90. Mestel L., Strittmatter P. A.y The magnetic field of a contracting gas cloud,
II. Finite diffusion effects — an illustrative example, Mon. Not. R. Astr.
Soc, 137, 95—105 (1967).
91. Moreton G. E.y Северный А. Б.у Magnetic fields and flares in the region
CMP 20 September 1963, Sol. Phys., 3, 282-297 (1968).
92. Najita /(., Orrall F. Q., White-light events as photospheric flares, Sol. Phys.,
15, 176—194 (1970).
93. Neupert W. M.y The solar corona above active regions* a comparison of
extreme ultraviolet line emission with radio emission, Sol. Phys., 2, 294—315
(1967).
94. Newkirk <?., Lacey L.y The corona during the March 7, 1970, eclipse, Nature,
London, 226, 1098 (1970).
95. Nolan B.y Smith S.y Ramsey #., Solar filtergrams of the Lockhead Solar
Observatory, Lockheed Solar Observatory, Burbank, California, 1970.
96. Noyes R. W., Withbroe C. L., Kirshnee R. P., Extreme ultraviolet
observations of active regions in the chromosphere and the corona, Sol. Phys.,
11, 388—398 (1970).
97. Ohki K. /., Directivity of solar hard X-ray bursts, Sol. Phys., 7, 260—267
(1969).
98. Peterson L. £., Winckler J. R.y Gamma-ray burst from a solar flare, J. Ge-
ophys. Res., 64, 697—707 (1959).
99. Petschek H. £., Magnetic field annihilation, AAS-NASA Symposium on
ihe Physics of Solar Flares, ed. Hess W. N.. NASA SP-50, 1964, 425—439.
100. Piddihgton J. H.y Cosmic Electrodynamics, John Willey and Sons, Inc.,
New York, 1969, p. 87. '
101. Pneuman G. W.y Solar flares as resulting from the temporary interruption
of energy flow to the corona: A case of hydromagnetic resonance, Sol. Phys.,
2, 462—483 (1967).
102. Ramsey H. E.y Smith S. F.y Solar filament structure, Lockheed Physical
and Life Sciences Lab. Rep., LR-20444 (1966).

306
Литература
103. Ramaty R.y Lingenfelter R. £., Determination of the coronal magnetic
field and the radio-emitting electron energy from type IV solar radio burst,
Sol. Phys., 5, 531—545 (1968).
104. Riddle A. C, 80 MHz observations of a moving type IV Solar burst, March
1, 1969, Sol. Phys., 13, 448—457 (1970).
105. Roosen У., Some features of the solar microwave emission and their
connection with geomagnetic activity, I: The quiet component of the 9.1 cm
emission and the M-regions, Sol. Phys., 7, 448—462 (1969).
106. Sakurai /C-, On the mechanism of solar flares, Rept. Ionosph. Space Res.
Japan, 20, 233—236 (1966).
107. Sakurai /<"., Solar cosmic-ray flares and related sunspot magnetic fields,
Rep. Ionosph. Space Res. Japan, 21, 113—124 (1967).
108. Sakurai /<\, Development of solar flares and the acceleration of solar
cosmic rays, Rep. Ionosph. Space Res. Japan, 21, 213—222 (1967).
109. Sakurai /O, On the magnetic configuration of sunshot groups which produce
solar proton flares, Planet. Space Sci., 18, 33—40 (1970).
110. Sakurai /O, On the characteristics of the solar active regions responsible
for the generation of Type III radio bursts at hectometric frequencies in
August 1968, Sol. Phys., 16, 125—134 (1971).
111. Sakurai /<"., Energetic electrons associated with solar flares and their
relation to Type I noise activity, Sol. Phys., 16, 198—207 (1971).
112. Schatzman £., Stellar and solar flares, Sol. Phys., 1, 411—419 (1967).
ИЗ. Северный А. Б., Нестационарные процессы в солнечных вспышках как
проявление пинч-эффекта, Астрон. ж., 35, 335—350 (1958).
114. Северный А. Б., О неустойчивости слоя плазмы с нейтральной точкой
магнитного поля, Астрон. ж., 39, 990—995 (1963).
115. Северный А. &., Solar flares, A. Rev. Astrophys., 2, 363—400 (1964).
116. Северный А. Б., The magnetic fields and proton flare of 7 July 1966,
Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland A. C, M. I. T. Press, Cambridge, Mass.,
1969, pp. 11—23.
117. Северный А. Б., Шабанский В. Я., О генерации космических лучей во
вспышках, Астрон. ж., 37, 609—615 (1960).
118. Smith S. F., Ramsey Н. £., Flare positions relative to photospheric
magnetic fields, Sol. Phys., 2, 158—170 (1967).
119. Snijders R., Theory of Deka-KeV solar X-ray bursts, Sol. Phys., 4, 432—
445 (1968).
120. Stenflo J. O., A mechanism of the build-up of flare energy, Sol. Phys.,
8, 115—118 (1969).
121. Stewart R. Т., Sheridan K. V., Evidence of Тур II and Type IV solar
radio emission from a common flare-induced shock wave, Sol. Phys., 12,
229—239 (1970).
122. Sturrock P. A., Solar flare, Plasma Astrophysics, Proc. Intl. School of
Phvsics, Enrico Fermi Institute, ed. Sturrock P. A., Academic Press, 1967,
pp.* 168—184.
123. Sturrock P. A., A model of solar flare, IAU Symposium No. 35, Structure
and Development of Solar Active Regions, ed. Kiepenheuer К. O., Rei-
del, Dordrecht, Holland, 1968, pp. 471—479.
124. Sturrock P. A.y Coppi В., A new model of solar flares, Astrophys. J.,
143, 3—22 (1966).
125. Sturrock P. A., Smith S. M.v Magnetic field structure associated with
coronal streamers, Sol. Phys., 5, 81—101 (1968).
126. SvestkaZ., On long-term forecasts of proton flares, Sol. Phys., 4, 18—29
(1968).
127. SvestkaZ.y Frifzovd-Svestkova L., Electron density in flares, I: Discussion
of the halfwidth method, Sol. Phys., 2, 75—86 (1967).
128. SvestkaZ., Simon P., Proton flare project, 1966. Summary of the August/
September particle events in the McMath region 8461 (invited review
paper), Sol. Phys., 10, 3—59 (1969).

Литература
307
129. Sweet Р. A.y The production of high energy particles in solar flares, Nuovo
Cim. Suppl., 8, Ser. X, 188—196 (1958).
130. Sweet P. A.y Instability problems in the origin of solar flares AAS-NASA
Symposium on the Physics of Solar Flares, ed. Hess W. N., NASA SP-
50, 1964, pp. 409—414.
131. Sweet P. A.y Mechanisms of Solar flares, A. Rev. Astron. Astrophys.,
7, 149—176 (1969).
132. Takakura 7\, Theory of Solar bursts (invited review paper), Sol. Phys.,
1, 304—353 (1967).
133. Takakura 7\, Ohki /C., Shibuja N.y Fujh M., Mat$uoke M.y Miyamoto S.y
Nishimura J.y Oda M.y Ogawara Y.y Ota S.y The location and size of a
solar hard X-ray burst on 27 September 1969, Sol. Phys., 16, 454—464
(1971).
134. Takakura 7\, Scalise E.y Jr., Gyro-synchrotron emission in a magnetic
dipole field for the application to the center-ta-limb variation of
microwave impulsive bursts, Sol. Phys., 11, 434—455 (1970).
135. Takakura 7\, Uchida Y.y Kai /C-, Time variation of the spectrum of gyro-
synchrotron emission from the sun, Sol. Phys., 4, 45—57 (1968).
136. Teske R. G.y Soft solar x-rays and solar activity, III, Loop prominences
with soft x-ray emission, Sol. Phys., 17, 76—88 (1971).
137. Teske R. G.y Soft solar x-rays and solar activity, IV: Some evidence for
the altitude of x-ray source volumes in solar flares, Sol. Phys., 17, 181 —
193 (1971).
138. Teske R. G.y Thomas R. J.y Solar soft x-rays and solar activity. I:
Relationships between reported flares and radio bursts and x-ray bursts, Sol.
Phys., 8, 348—368 (1969).
139. Thomas R. J.y Teske R. G.t Solar soft x-rays and solar activity. II: Soft
X-ray emission during solar flares, Sol. Phys., 16, 431—453 (1971).
140. Tidman D. A., Birmingham T. Y.y Stainer H. M.y Line splitting of plasma
radiation and solar radio outbursts, Astrophys. J., 146, 207—222 (1966).
141. Uchida Y.y Propagation of hydromagnetic disturbances in the solar corona
and Moreton's wave phenomenon, Sol. Phys., 4, 30—44 (1968).
142. Vaiana G. S.y Giacconi R.y Observations of an X-ray flare: spatial
distribution and physical parameters, Plasma Instabilities in Astrophysics,
eds. Wentzel D. G., Tidman D. A., Gordon Breach, Science Pub., New
York, 1969.
143. Vaiana G. S., Reidy W. P., Zehnpfenning T.y Van Speybroeck L.y
Giacconi R.y X-ray structures of the sun during the Importance IN flare of
8 June 1968, Science, N. Y., 162, 564—567 (1968).
144. Van Allen J. A., Corrected absolute flux of the July 7, 1966, solar x-ray
flare, J. Geophys. Res., 73, 6863 (1968).
145. Van Speybroeck L. P., Krieger A. S.y Vaiana G. S.y X-ray photograph
of the sun on March 7, 1970, Nature, London, 227, 818—822 (1970).
146. Vesecky J. F.y Meadows A. J., The initial development of solar flares, Sol.
Phys., 6, 80—85 (1969).
147. Витинский Ю. //., On the problem of active longitudes of sunsports and
flares, Sol. Phys., 7, 210—216 (1969).
148. Vorhahl J.y Zirin H.y Identification of the hard X-ray pulse in the flare
of September 11—12, 1968, Sol. Phys., 11, 285—290 (1970).
149. Wentzel D. G.y Solar flares caused by the skin effect in twisted magnetic
fields, Astrophys. J., 140, 1563—1578 (1964).
150. Wentzel D. G.y The origin of solar flares and the acceleration of charged
particles. AAS-NASA Symposium on the Physics of Solar Flares, ed. Hess
W. N., NASA SP-50, 1964, pp. 397—407.
151. Westin #., Some statistical properties of surges, Sol. Phys., 7, 393—416
(1969).
152. Westin #., Liszka L., Motion of ascending prominences, Sol. Phys., 11,
409—424 (1970).

308
Литература
153. White К- P., 111, Janssens T. J.y An example of radio and optical
homologous flares, Sol. Phys., 11, 291 — 298 (1970).
154. Wild J. P., частное сообщение.
155. Wild J. P., Observation of the magnetic structure of a type IV solar
radio outburst, Sol. Phys., 9, 260—264 (1969).
156. Wild J. P., Radio evidence of instabilities and shock waves in the solar
corona, Plasma Instabilities in Astrophysics, eds. Wentzel D. G., Tidman
D. A., Gordon and Breach, Science Pub., New York, 1969, pp. 119—138.
157. Wild J. P., Sheridan K. V., Kai /C, 80 MHz photography of *he eruption
of a solar prominence, Nature, London, 218, 536—539 (1968).
158. Yun Hong Siky A new empirical model of a sunspot umbra, Sol. Phvs.,
16, 379—383 (1971).
159. Yun Hong Sik, A magnetostatic sunspot model with "Twisted" field,
Sol. Phys., 16, 398—403 (1971).
160. Zirin H.y Two prornonence eruptions and the problem of emission, Sol.
Phys., 7, 243—252 (1969).
161. Zirin H., Lackner D. P., The solar flares of August 28 an 30, 1966, Sol.
Phys., 6, 86—103 (1969).
162. Zirin H.y Werner 5., Detailed analysis of flares, magnetic fields and acti-
vitv in the sunspot group of Sept. 13—26, 1963, Sol. Phys., 1, 66—100
(1967).
163. Zirker J. B.y On the motions of chromospheric fine-structure in a weak
plage, Sol. Phys., 1, 204—215 (1967).
164. Parker E. N.y Interplanetary dinamical processes, Interscience, New York,
1963. (Русский перевод: Паркер £., Динамические процессы в
межпланетной среде, «Мир», М., 1965.)
165. Allum F. P., Palmeira P. А. P., Rao U. P., McCracken /С. G., Harries
J. P., Palmer /., The degree of anisotropy of cosmic ray electrons of solar
origin, Sol. Phys., 17, 241—268 (1971).
166. Anderson K. A., Electrons and protons in long-lived streams of energetic
solar particles, Sol. Phys., 6, 111—132 (1969).
167. Armstrong T. P., Krimigis S. M., Statistical study of solar protons alpha
particles, and Z > 3 nuclei in 1967—1968, J. Geophys. Res., 76, 4230—
4244 (1971).
168. Armstrong T. P., Krimigis S. M.y Behannon k. W.y Proton fluxes at 300
keV associated with propagating interplanetary shock waves, J. Geophvs.
Res., 75, 5980—5988 (1970).
169. Axjord W. /., Anisotropic diffusion of solar cosmic rays, Planet. Space
Sci., 13, 1301 — 1309 (1965).
170. Bryant D. A.y Cline T. L.y Desai U. £>., McDonald F. £., Explorer 12
observations of solar cosmic rays and energetic storm particles after the solar
flare of September 28, 1961, J. Geophys. Res., 67, 4983—5000 (1962).
171. Bryant D. A., Cline T. L., Desai D. U.y McDonald F. B.y Velocity
dependence and source spectra of solar proton events, AAS-NASA Symposium
on the Physics of Solar Flares, ed. Hess W. N.. NASA SP-50, 1964, 289—
297.
172. Burlaga L. F.y Anisotropic diffusion of solar cosmic rays, J. Geophys.
Res., 72, 4449—4466 (1967).
173. Burlaga L. F.y Anisotropic solar cosmic ray propagation in an inhomoge-
neous medium, II. Sol. Phys., 12, 317—327 (1970).
174. Burns Y. A.y Halpern G.y Dynamics of a charged particle in a spiralield,
J. Geophys. Res., 73, 7377—7384 (1968).
175. Carmichael H.y High-energy solar particle events, Space Sci. Rev., 1, 28—
61 (1962).
176. Cline 7\ L.y McDonald F. B.y Relativistic electron from solar flares, Sol.
Phys., 5, 507—530 (1968).
177. Cline T. L.y McDonald F. В., Relativistic solar electrons detected during

Литература
309
the 7 July 1966, proton flare event, Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland
A. C, M. I. T. Press, Cambridge, Mass., 1969, pp. 295—298.
178. Datlowe £>., Relativistic electrons in solar particle events, Sol. Phys.,
17, 436—458 (1971).
179. Ellison M. Л., McKenna S. M. P., Reid J. #., Cosmic ray flares
associated with the 1961 July event, Mob. Not. R. Astr. Soc, 124, 263—
274 (1962).
180. Englade R. C, A computational model for solar flare particle propagation,
J. Geophys. Res., 76, 768—791 (1971).
181. Fan С. Г., Pick M., Pyle R., Simpson J. A.y Smith D. #., Protons
associated with centers of solar activity and their propagation in inherplane-
tary magnetic field regions corotating with the sun, J. Geophys. Res.,
73, 1555—1582 (1968).
182. Feit J.y Confinement of solar flare cosmic ravs to sectors of the corotating
solar magnetic field, J. Geophys. Res., 74, 5579—5589 (1969).
183. Feit J.y The effect of a bounded interplanetary diffusion medium on the
propagation of solar flare cosmic rays, Sol. Phys., 17, 473—490 (1971).
184. Fichtel C. £., Guess D. £., Ogivie K. W., Solar proton manuel, NASA
Tech. Rept. TR-R169, 1963.
185. Fisk L. A.y Increases in the low energy cosmic ray intensity at the front
of propagating interplanetary shock waves, Goddard Space Flight Center
Rep., X-660-70-181, 1970.
186. Forman M. A.y The equilibrium anisotropy in the flux of 10 MeV solar
flare particles and their convection in the solar wind, J. Geophys. Res.,
75, 3147—3153 (1970).
187. Forman M. A.y Convection dominated transport of solar cosmic rays,
J. Geophys. Res., 76, 759—767 (1971).
188. Freier P. 5., Webber W. R.y Exponential rigidity sheetrums for solar flare
cosmic rays, J. Geophys. Res., 68, 1605—1629 (1963).
189. Fritzovd-Svestkovd L.y SvestkaZ.y Longitudinal distribution of PCA
sources on the sun, Sol. Phys., 17, 212—217 (1971).
190. Grader R. J.y Hill R. W.y Seward F. £>., X-ray airglow in the daytime sky,
J. Geophys. Res., 73, 7149—7153 (1968).
191. Kahler S. W.y A comparison of energetic storm protons to halo protons,
Sol. Phys., 8, 166—185 (1969).
192. Kahler S. W., Lin R. P., Spatial gradients of energetic protons and
electrons observed after the 7 July 1966 solar flare, Annals of the IQSY, 3,
ed. Stickland A. C, Press Cambridge, Mass., 1969, pp. 299—312.
193. Kahler S. W., Primbceh J. Я., Anderson K. A.y Energetic protons from the
solar flare of March 24, 1964, Sol. Phys., 2, 179—191 (1967).
194. Krimigis S. M., Interplanetary diffusion model for the time behavior of
intensity in a solar cosmic ray event, J. Geophys. Res., 70, 2943—2960
(1965).
195. Krimigis S. M., Van Allen J. A.y Observations of the February 5—21, 1965,
solar particle event with Mariner 4 and Injun 4, J. Geophys. Res., 72,
4471—4486 (1967).
196. Krimigis S. M., Van Allen J. A., Armstrong T. P.y Solar particle
observations inside the magnetosphere during the 7 July 1966 proton flare event,
Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland A. C, Press, Cambridge, Mass., 1969,
pp. 395—407.
197. Krimigis S. M., Roelof E. C, Armstrong T. P., Van Allen J. Л., Low-
energy ( >0.3 MeV) sorar particle observations at widely separated points
(>0.1 A. U.) during 1967, J. Geophys. Res., 76, 5921—5946 (1971).
198. Krimigis S. M., Verzarin P., Implication on particle storage at the sun
from observations of solar-flare proton spect rums. J. Geophys. Res., 76,
792—807 (1971).
199. Lanzerotti L. У., Low-energy solar protons and alphas as probes of the inter-

310
Литература
planetary medium: The^May 28, 1967, solar event, J. Geophys. Res., 74,
2851—2868 (1969).
200. Lin R. P., Observations of scatter-free propagation of 40kev solar electrons
in the interplanetary medium, J. Geophys. Res., 75, 2583—2586 (1970).
201. Lin R. P., The emission and propagation of ^40 keV solar flare electrons,
II. The electron emission structure of large active regions, Sol. Phys.,
15, 453—478 (1970).
202. Lin R. P., Anderson K. A.y Electrons >40 keV and protons >500 keV
of solar origin, Sol. Phys., 1, 446—464 (1967).
203. Lin R. P., Hudson H. 5., 10—100 keV electron acceleration and emission
from solar flares, Sol. Phys., 17, 412—435 (1971).
2Q4. Lin R. P., Kahler S. W.y Roelof E. C, Solar flare injection and
propagation of low-energy protons and electrons in the event of 7—9 July 1966,
Sol. Phys., 4, 338—360 (1968).
205. Lockwood J. A., Cosmic ray solar flare effect of January 28, 1967 as recoi-
ded by neutron monitors, J. Geophys. Res., 73, 4247—4260 (1968).
206. McCracken K. G.y The cosmic-ray flare effect. I. Some new methods ol
analysis, J. Geophys. Res., 67, 423—434 (1962).
207. McCracken K- 6., The cosmic-ray flare effect, 2. The flare effect of May
4, November 12, and November 15, 1960, J. Geophys. Res., 67, 435—446
(1962).
208. McCracken K- G.y The cosmic-ray flare effect, 3. Deductions regarding the
interplanetary magnetic field, J. Geophys. Res., 67, 447—458 (1962).
209. McCracken K. G.9 Rao U. R., Solar cosmic ray phenomena, Space Sci.
Rev., 11, 155—233 (1970).
210. McCracken K. G.y Rao U. R.y Bukata R. P., Keath E. P., The decay
phase of solar Rare events, Sol. Phys., 18, 100—132 (1971).
211. Meyer P., Parker E. N.y Simpson J. A., Solar cosmic rays of February
1956 and their propagation through interplanetary space, Phys. Rev.,
104, 768—783 (1956).
212. O'Gallagher J. J.y The heliocentric longitude intensity profile of 15-Mev
protons from the February 5, 1965, solar flare, J. Geophys. Res., 75, 1163—
1171 (1970).
213. Ogilvie K- №., Arens J. F.y Acceleration of protons by interplanetary
shocks, J. Geophys. Res., 76, 13—20 (1971).
214. Quenby J. J.y Sear J. F.f Interplanetary magnetic field irregularities and
the solar proton diffusion mean free path during 25 February 1969 event,
Planet. Space Sci., 19, 95—106 (1971).
215. Rao U. R.y McCracken K. G.y Bukata R. P., Cosmic-ray propagation
processes, 2. The energetic storm-particle event, J. Geophys. Res., 72, 4325—
4341 (1967).
216. Reid G. C, A diffusive model for the initial phase of a solar proton event,
J. Geophys. Res., 69, 2659—2667 (1964).
217. Шишов В. И.у О флуктуационных явлениях при распространении
релятивистских солнечных протонов в межпланетном магнитном поле, Гео-
магн. и аэрономия, 9, 222—227 (1969).
218. Simnett G. М., Holt S. S., Long term storage of relativistic particles in
the solar corona, Sol. Phys., 16, 208—223 (1971).
219. Singer S.y Montgomery M. D., Detailed directional and temporal
properties of solar energetic particles, associated with propagating interplanetary
shock waves, J. Geophys. Res., 76, 6628—6642 (1971).
220. Van Allen J. A., Krimigis S. M.y Impulsive emission of — 40 keV
electrons from the sun, J. Geophys. Res., 70, 5737—5751 (1965).
221. Van Allen J. A.y Ness N. F., Observed particle effects of an interplanetary
shock wave on July 8, 1966, J. Geophys. Res., 72, 935—942 (1967).
222. Верное С. H.y Чудаков А. £., Вакулов П. В., Горчаков Е. В.у Игнатьев
П. П.у Контор Н. Н.у Кузнецов С. Я., Логачев Ю. //., Любимов Г. П.у
Николаев А. Г., Переслегина Н. В.> A study of solar and cosmic radiation

Литература
311
from the Venus 4 space probe, Space research IX, eds. Champion K. S. W.,
Smith P. A., Smith-Rose R. L., North-Holland, Amsterdam, 1969,
pp. 203—214.
223. Верное С. Я., Горчаков Е. В.у Тимофеев Г. А.у О распространении
протонов с энергией 1,5 Мэв, генерированных во время солнечных вспышек,
Геомагн. и аэрономия, 9, 961—967 (1969).
224. Верное С. Я., Сенчуро И. Я., Тельцов М. В.у Шаврин П. И., Измерение
солнечных протонов на спутнике «Молния-1» 25 мая 1967 г., Геомагн.
и аэрономия, 9, 968—971 (1969).
225. Abraham-Shrauner В., Conservation equations for weakly turbulent
plasmas, J. Geophys. Res., 73, 6299—6306 (1968).
226. Ahluwalia Я. S.y Sud L. V., Schreier M., The increase in low-energy
cosmic ray intensity on 7 July 1966, Annals of IQSY, 3, ed. Stickland A. C,
M. I. T. Press, Cambridge Mass., pp. 254—266.
227. Akasofu S.-I.y Perreault P. £>., Yoshida 5., The geomagnetic and cosmic-
ray storm of May 25/26, 1967, Sol. Phys., 8, 464—476 (1969).
228. Akasofu 5.-/., Yoshida S.y On the tlree dimensional structure of the solar
plasma flow generated by solar flares, Planet. Space Sci., 15, 942—944
(1967).
229. Akasofu 5.-/., Yoshida 5., The structure of the solar plasma flow generated
by solar flares, Planet. Space Sci., 15, 39—47 (1967).
230. Ballif J. R.y Jones D. £., Flares, forbush decreases and geomagnetic storms,
J. Geophys. Res., 74, 3499—3511 (1969).
231. Ballif J. R.y JonesD. E., Morphology of a solar-terrestrial event in March
1966, J. Geophys. Res., 74, 3512—3516 (1969).
232. Ваше S. J.y Asbridge J. R.y Hundhausen A. J., Strong /. B.y Solar wind
and magnetosheath observations during the January 13—14, 1967,
geomagnetic storm, J. Geophys. Res., 73, 5761—5767 (1968).
233. Barnden L. R.f Cosmic ray modulation produced by radial density
gradients in the interplanetary medium, Sol. Phys., 18, 105—171 (1971).
234. Белов A. B.y Дорман Л. И.у О модуляции интенсивности галактических
космических лучей солнечным ветром при наличии азимутальной
асимметрии, Геомагн. и аэрономия, 9, 972—981 (1969).
235. Best Л., Fanselau G.y Grafe А.у Lehman Я. R., Wagner С U.y The
variations of the geomagnetic field in middle and high latitudes during the
proton flare event of July 1966, Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland A. С,
M. I. T. Press., Cambridge, Mass., 1969, pp. 413—425.
236. Bostrom С. О., Kohl J. W.y Williams D. J.y Arens J. F.y The soiar cosmic
ray events in May 1967, World Data Center A, Upper Atmosphere
Geophysics, Rep. UAG-5, 1969, pp. 68—70.
237. Burlaga L. /\, Ness N. F.y Tangential discontinuities in the solar wind,
Sol. Phys., 9, 467—477 (1969).
238. Burlaga L. F.y Ogilvie K- W.t Causes of sudden commencements and sudden
impulses, J. Geophys. Res., 74, 2815—2825 (1969).
239. Carmichael Я., Steljes J. F.y Collected results from the cosmic ray stations
for July 1959, Symposium on the July 1959, events and associated
phenomena, Helsinki, 1960. I. U. G. G. Monograph 7, Institute Geographique
National, Paris, 1960, pp. 10—27.
240. Carr T. £>., Smith A. G.y Bollhagen Я., Evidence for the solar corpuscular
origin of the decameter-wavelength radiation from Jupiter, Phys. Rev.
Lett., 5, 418—420 (1960).
241. Chao J. /O, Olbert S.y Observations of slow shocks in interplanetary space,
J. Geophys. Res., 75, 6394—6397 (1970).
242. Chapman 5., Ferraro V. G. Л., A new theory of magnetic storms, Terr.
Magn. atmos. Elect., 36, 77—97, 171 — 186 (1931), 37, 147—156 (1932),
38, 79—96 (1933), 45, 245—268 (1940).
243. Cline T. L., Holt S. S.y Hones E. W.t Jr.y Very high energy solar X-rays
observed during the proton event of 7 July 1966, Annals of the IQSY,

312
Литература
3, ed. Stickland А. С, M. I. Т. Press, Cambridge, Mass., 1969, pp. 193—197*
244. Colburn D. 5., Sonett C. P., Discontinuities in the solar wind, Space Scb
Rev., 5, 439—506 (1966).
245. Coleman P. J.y Jr.y Sonett С P., Davis L.y Jr.y On the interplanetary
magnetic storm: Pioneer V, J. Geophys. Res., 66, 2043—2046 (1961).
246. Cornwall J. M., Coroniti F. V.t Thome R. M.,Turbulent loss of ring
current protons, J. Geophys. Res., 75, 4699—4709 (1970).
247. Crary J. H., Crombie D. D., Very low radio frequency observations of the
solar flare and polar-cap absorption of 7 July 1966, Annals of the IQSY,
3, ed. Stickland A. C, M. I. T. Press, Cambridge, Mass., 1969, pp. 356—
365.
248. De Mastus H. L.y Stover R. R.y Visual and photographic observations of
a white light flare of May 23, 1967. World Data Center A, Upper Atmosphere
Geophysics, Rep. U. A. G.-5, 1969, pp. 4—6.
249. De Young D. 5., Hundhausen A. J.y Two-dimensional simulation of flare-
associated disturbances in the solar wind, J. Geophys. Res., 76, 2245—
2253 (1971).
250. Dodson H. W., Hedeman E. R.y Later development of the center of
activity of proton flare, 7 July 1966: optical observations, Annals of the IQSY,
3, ed. Stickland A. C, M. I. T. Press, Cambridge, Mass., 1969, pp. 251 —
221.
251. ДорманЛ. //., Каминер H. С, Кебуладзе Т. В.у Зависимость возрастания
космических лучей перед форбуш-эффектами от структуры
межпланетного магнитного поля, Геомагн. и аэрономия, 9, 217—221 (1969).
252. Дорман Л. И.у Каминер Н. С, Кебуладзе Т. В.у О зависимости эффекта
возрастания перед форбуш-понижениями от энергетического спектра
космических лучей, Геомагн. и аэрономия, 9, 809—812 (1969).
253. Douglas J. N.y A study of non-thermal radio emission from Jupiter, Ph.
D. Dissertation, Yale University (1960).
254. Dryer M.y Hypothesis for absence of lunar bow and wake shock waves,
J. Geophys. Res., 73,-3583—3584 (1968).
255. Dryer M.y Dynamics of the magnetospheric shock solar blast wave
interaction, Space Research VIII, eds. Mitra A. P., Jacohia L. G., Newman W. S.,
North-Holland, Amsterdam, 1968, pp. 150—163.
256. Dryer M.y Jones D. L., Energy deposition in the solar wind by
flare-generated shock waves, J. Geophys. Res., 73, 4875—4881 (1968).
257. Forbush S. £., World-wide cosmic-ray variations, 1937—1952, J.
Geophys. Res., 59, 525—542 (1954).
258. Frank L. A.y On the extraterrestrial ring current during geomagnetic storms,
J. Geophys. Res., 72, 3753—3767 (1967).
259. Frank L. A.y Direct detection of asymmetric increases of extraterrestrial
"ring current" proton intensities in the outer radiation zone, J. Geophys.
Res., 75, 1263—1268 (1970).
260. Fraser-Smith A. C, The spectrum of geomagnetic activity index Ap,
J. Geophys. Res., 77, 4209—4220 (1972).
261. Fredricks R. W.y Kennel C. F.f Magnetosonic wave propagation across a
magnetic field in a warm collisionless plasma, J. Geophys. Res., 73, 7429—
7435 (1968).
262. Freier G. F.y Force-free magnetic field problem, Am. J. Phys., 34, 567—
570 (1966).
263. Freon Л., Berry J.y Follques J.y Sea-level observations of the 7 July 1966
solar proton event, Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland A. C., M. J. T.
Press. Cambridge, Mass., 1969.
264. Goedeke A.D.y Masley A. J., The 23 and 28 May 1967 solar cosmic ray events,
Solar flare and space research, eds. de Jager C, Svestka Z., North-
Holland, Amsterdam, 1969, pp. 284—293.
265. Gold T.y Discussion on Shockwaves and rarefied gases, Gas dynamics of

Литература
313
cosmic clouds, eds. H. C. van de Hulst, J. M. Burgers, North-Holland,
Amsterdam, 1956, pp. 103—104.
266. Gold Т., Plasma and magnetic fields in the solar system, J. Geophys. Res.,
64, 1665—1674 (1959).
267. Gosling J. Т., Asbridge J. R., Ваше S. ./., Hundhausen A. J., Strong I. В.,
Measurements of the interplanetary solar wind during the large geomagnetic
storm of April 17—18, 1965, J. Geophys. Res., 72, 1813—1821 (1967).
268. Gosling J. 7\, Absbrldge J. /?., Same S. J., Hundhausen A. «/., Strong
I. B.y Satellite observations of interplanetary shock waves, J. Geophys.
Res., 73, 43—50 (1968).
269. Gosling J.Т., Absbridge J. R., Bame S.J., Strong I. В., Vela 2 measurements
of the magnetopause and bow shock positions, J. Geophys. Res., 72, 101 —
112 (1967).
270. Grafe A., On the dynamics of the DP-current system, Planet. Space Sci.,
17, 1395—1408, 1969.
271. Greenstadt E. W.y Green J. M., Inonye G. Т., Sonett C. P., The oblique shock
of the proton flare of 7 July 1966, Planet. Space Sci., 18, 333—347 (1970).
272. Hakura Y.y The polar cap-absorption on 7—10 July 1966, Annals of the
IQSY, 3, ed. Stickland A. C., M. I. T. Press, Cambridge, Mass., 1969,
337—352.
273. Harang L., Emission of VLF during the great disturbance of 25—26 May
1967, Planet. Space Sci., 16, 1081—1094 (1968).
274. Haurwitz M. W., Yoshida S., Akasofu S.-/., Interplanetary magnetic
field assammetries and their effects, on polar cap absorption events and For-
bush decreases, J. Geophys. Res., 70, 2977—2988 (1965).
275. Heristchi £>/., Kangas J., Kremzer G., Legrand J. P., Masse P., Palo-
us M., Pfctzek G., Reidler №., Wilhelm /С., Ballon measurements of
solar protons in northern Scandinavia on 7 July 1966, Annals of IQSY,
3, ed. Stickland A. C., M. I. T. Press, Cambridge, Mass., 1969, pp.267—
281.
276. Hirshberg J., The transport of flare plasma from the sun to the earth,
Planet. Space Sci., 16, 309—319 (1968).
277. Hirshberg ./., Alksne A., Colburn D. S., Bame S. J., Hundhausen A. J.,
Observation of a solar flare induced interplanetary shock and helium-
enriched driver gas, J. Geophys. Res., 75, 1—15 (1970).
278. Hirshberg J., Asbridge J. R., RobbinsD. E., The helium-enriched
interplanetary plasma from the proton flares of August/September, 1966, Sol.
Phys., 18, 313—320 (1971).
279. Hirshberg J., Colburn D. S., Interplanetary field and geomagnetic
variations a unified view, Planet. Space Sci., 17, 1183—1203 (1969).
280. Hollweg J. V., Interaction of the solar wind with the moon and
formation of a lunar limb schock wave, J. Geophys. Res., 73, 7269—7276 (1968).
281. Hundhausen A. J.t Bame S. /., Asbridge J. R., Sydoriak S. J., Solar wind
proton properties: Vela-3 observations from July 1965 to June 1967,
J. Geophys. Res., 75, 4643—4657 (1970).
282. Hundhausen A. J., Bame S. J., Montgomery M. D., Large scale
characteristics of flare associated solar wind disturbances, J. Geophys. Res.,
75, 4631—4642 (1970).
283. Hundhausen A. J., Gentry R. A., Numerical simulation of flare-generated
disturbances in the solar wind, J. Geophys. Res., 74, 2908—2918 (1969).
284. Hundhausen A. J., Gentry R. A., Effects of solar flare duration on a doubt
shock pair at AU, J. Geophys. Res., 74, 6299—6337 (1969).
285. Hyder C. I., A phenomenological model for disparitions brusques followed
by flare-like chromospheric brightenings I: The model, its consequences,
and observations in quiet solar regions, Sol. Phys., 2, 49—74 (1967).
286. Jean A. G., Ionospheric-magnetic storm of May 25—26, 1967 at
Boulder, Colorado, World Data Center A, Upper Atmosphere Geophysics,
Rep. UAG-5, 1969, pp. 89—91.

314
Литература
287. Kahn F. D.y An investigation into the possibility of observing streams of
corpuscles emitted by solar flares, Mon. Not. Roy. Astron. Soc, 109,
324—336 (1949).
288. Kahn F. D., On the expulsion of corpuscular streams by solar flares, Mon.
Not. Roy. Astron. Soc, 110, 477—482 (1950).
289. Kai K., The complete Type IV burst associated with the 7 July 1966
proton event, Annals of IQSY, 3, ed. Stickland А. С, M. I. T. Press,
Cambridge, Mass., 1969, pp. 190—192.
290. Kane S. R., Winckler J. P., Observations of energetic X-ray and solar
cosmic rays associated with the 23 May 1967, solar flare event, Sol. Phys.,
6, 304—319 (1969).
291. Коробейников В. Я., On the gas flow due to solar flares, Sol. Phys., 7,
463—469 (1969).
292. Kraus J. D.t Planetary and solar radio emission at II meters wavelength,
Proc. Inst. Radio Engrs., 46, 266—274 (1958).
293. Krimigis S. Af., Van Allen J. A., Armstrong T. P., Solar particle
observations inside the magnetosphere during the 7 July 1966 proton flare event,
Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland А. С, M. I. T. Press, Cambridge,
Mass., 1969, pp. 395—407.
294. Lange #., Taubenheim J., Ionosphere conditions following the proton
flare event of 7 July 1966, as measured at group-based stations: I IF region
effects, Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland А. С, M. I. T. Press,
Cambridge, Mass., 1969, pp. 443—447.
295. Lararus A. J., Binsack J. #., Observations of the interplanetary plasma
subsequent to the 7 July 1966, proton flare, Annals of the IQSY, 3, ed.
Stickland A. C, M. I. T. Press., Cambridge, Mass., 1969, pp. 378—385.
296. Lee T. S., Balwanz W. W.y Singular variations near the contact
discontinuity in the theory of interplanetary blastwaves, Sol. Phys., 4, 240—258
(1968).
297. Lee T. S., Chen Т., Hydromagnetic interplanetary shock waves, Planet.
Space Sci., 16, 1483—1502 (1968).
298. Lin R. P., Kahler S. W., Roelof E. C, Solar flare injection and
propagation of low-energy protons and electrons in the event of 7—9 July 1966,
Sol. Phys., 4, 338—360 (1968).
299. Lincoln J. V., Geomagnetic indices, Physics of geomagnetic phenomena,
I, eds. Matsuchita S., Cahmpbell W. H., Academic Press, New York, 1967,
pp. 67—100.
300. Лившиц M. A.y Пикельнер С. Б., Диамагнитный выброс газовых
сгустков из области солнечных пятен, Астрон. ж., 41, 464—473 (1964).
301. Lockwood J. A., Lezniak J.y Singh P., Webber W. R., Rigidity dependence
for Forbush decreases in 1968 compared with that for 11-year variation,
J. Geophys. Res., 75, 6865—6891 (1970).
302. McCabe M. /("., Caldwell P. A.y Optical observations of the proton flare of
7 July 1966, Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland А. С, M. I. T. Press,
Cambridge, Mass., 1969, pp. 175—180.
303. McCracken K- G-, Rao U. R., Bukata R. P., Cosmic-ray propagation
processes. I. A study of the cosmic-ray flare effect, J. Geophys. Res., 72,
4293—4324 (1967).
304. Masley A. J., Goedeke A. D., The 7 July 1966 solar cosmic-ray event,
Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland A. C, M. I. T. Press, Cambridge, Mass.,
1963, pp. 353—355.
305. Mathews 7\, Stoker P. #., Wilson B. G., A comparative study of the
rigidity dependence of Forbush decrease 5- and 11-year variation in cosmic ray
intensity, Planet. Space Sci., 19, 981—991 (1971).
306. Maxwell A.y Spectral observations — Fort Davis, Texas. Data on solar
event of May 23, 1967 and its geophysical effect. World Data Center A,
Upper Atmosphere Geophysics, Rep. UAG-5, 1969, p. 27.

Литература
315
307. Michel F. G., Magnetic field structure behind the moon, J.Geophys. Res.,
73, 1533—1542 (1963).
308. Milne E. Л., On the possibility of the emission of high-speed atoms from
the sun and stars, Mon. Not. Roy. Astr. Soc, 86, 459—473 (1926).
309. Morrison P., Solar origin of cosmic-ray time variations, Phys. Rev., 101,
1937—1404 (1956).
310. Ness N. F., Taylor H. £., Observations of the interplanetary magnetic
field, 4—12 July 1966, Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland А. С, M. I. T.
Press, Cambridge, Mass., 1969, pp. 366—374.
311. Ogilvie K- №., Burlaga L. F., Hydromagnetic shocks in the solar wind,
Sol. Phys., 8, 422—434 (1969).
312. Ogilvie K* W., Burlaga L. F.t Wilkerson T. D., Plasma observations on
Explorer 34, J. Geophys. Res., 73, 6809—6824 (1968).
313. Olbert S., Summary of experimental results from M. I. T. Detector on
IMP-1, Physics of the magnetosphere, eds. Carovillano R. L., Mc-
Clay J. F., Radoski H. R., Reidel Dordrecht, Holland, 1968, pp. 641 —
659.
314. Parker E. N., Sudden expansion of the corona following a large solar flare
and the attendant magnetic field and cosmic ray effects, Astrophys. J.,
133, 1014—1033 (1961).
315. Pinter S., The geomagnetic crochet of 7 July 1966, Annals of the IQSY,
3, ed. Stickland A. C, M. I. T. Press, Cambridge, Mass., 1969, pp. 209—
214.
316. Quenby J. J., The time variations of the cosmicray intensity, Handbuch
der Physik, XLVI/2, ed. Flugge S., Springer-Verlag, 1967, pp. 310—371.
317. Roberts J. A.y Radio emission from the planets, Planet. Space Sci., 11,
221—259 (1963).
318. Roosen /., Some features of the solar microwave emission and their
connection with geomagnetic activity. Ill: Sunspots and geomagnetic activity,
Sol. Phys., 8, 450—463 (1969).
319. Sastry Ch. V.t Decameter radio emission from Jupiter and solar activity,
Planet. Space Sci., 16, 1147—1153 (1968).
320. Schatten K. #., Evidence for a coronal magnetic bottle at 10 solar radii,
Sol. Phys., 12, 484—491 (1970).
321. Schluter A.y Solar radio emission and the acceleration of magnetic storm
particles, I. A. U. Symposium №4 on Radio Astronomy, ed. van de Hulst,
Cambridge University Press, 1957, pp. 356—357.
322. Smit G. /O, Oscillatory motion of the nose region of the magnetopause,
J. Geophys. Res., 73, 4990—4993.
323. Spreiter J. R.y Summers A. L., Alksne A. Y., On the comparison of
temperature jumps across the earth's shock—Vela 3 satellites and gasdynamic
theory, J. Geophys. Res., 73, 1851—1852 (1968).
324. Stewart R. 7\, The dynamic spectrum of the proton event of 7 July 1966,
Annals of the IQSY, 3, ed. Stickland А. С, M. I. T. Press, Cambridge,
Mass., 1969, pp. 181—183.
325. Taylor H. Л., Jr., Brinton H. C, Pharo M. W., Ill, Contraction of the plas-
masphere during geomagnetically disturbed periods, J. Geophys. Res.,
73, 961—968 (1968).
326. Taylor H. £., Sudden commencement associated discontinuities in the
interplanetary magnetic field observed by IMP-3, Sol. Phys., 6, 320—334
(1969).
327. Van Allen J. A.t Solar x-ray flares on May 23, 1967, Astrophys. J., 152,
85—86 (1968).
328. Van A lien J. A.y The solar x-ray flare of 7 July 1966, Annals of the IQSY,
3, ed. Stickland A. C, M. I. T. Press, Cambridge, Mass., 1969, pp. 198—
201.
329. Van Allen J. Л., Ness N. F.y Observed particle effects of an interplanetary
shock wave on July 8, 1966, J. Geophys. Res., 72, 935—942 (1967).

316
Литература
330. Warwick J. W.y Relation of Jupiter's radio emission at long wavelengths
to solar activity, Science N. Y., 132, 1250—1252 (1960).
331. Warwick J. W.y Dynamic spectra of Jupiter's decametric emission, 1961,
Astrophys. J., 137, 41—60 (1963).
332. Wilcox J. M., Ness N. F., Schatter K. #., Active regions and the
interplanetary magnetic field, Structure and development of*solar active regions,
ed. Kiepenheuer К. O., Reidel, Dordrechts, Holland, 1968, pp. 390—394.
333. Wolf R. Л., Solar-wind flow behind the moon, J. Geophys. Res., 73,
4281—4289 (1968).
334. Wolfe J. #., Silva R. W.y Explorer 14 plasma probe observations during
the Oct. 7, 1962, geomagnetic disturbance, J. Geophys. Res., 70,3575 —
3579 (1965).
335. Yoshida S.y частное сообщение.
336. Yoshida S.y Acasofu S.-I.y Ogita N.y Outi A.y Spherical harmonic analysis
of worldwide cosmic-ray variations during geomagnetic storms, J. Geophys.
Res., 76, I —12 (1971).
337. Зусманович А. Г., Коломеец E. B.y Сергеева Г. А., Влияние секториальной
структуры межпланетного магнитного поля на интенсивность
космических лучей и магнитное поле Земли, Геомагн. и аэрономия, 9, 47—50
(1969).
338. Цванциг В.у Горцке К-> Руппе Ф.у О поведении суточной вариации
космических лучей перед форбуш-эффектом, Геомагн. и аэрономия, 9, 41—46
(1969).
339. Афанасьева В. Я., Семейства геомагнитных бурь за 1957—1964 гг. II. 27-
дневная повторяемость геомагнитных бурь с внезапными и постепенными
началами, Геомагн. и аэрономия, 9, 697—699 (1969).
340. Allen С. W.y Relation between magnetic storms and solar activity, Mon.
Not. Roy. Astron. Soc, 104, 13—21 (1944).
341. Arnoldy R. L., Signature in the interplanetary medium for substorms,
J. Geophys. Res., 76, 5189—5201 (1971).
342. Babcock H. W.y Babcock H. D., The sun's magnetic field, 1952—1954,
Astrophys. J., 121, 349—366 (1955).
343. Ballif J. R.y Jones D. £., Coleman P. J.y Jr., Further evidence on the
correlation between transverse fluctuations in the interplanetary magnetic
field and Kp, J. Geophys. Res., 74, 2289—2301 (1969).
344. Ballif J. R.y Jones D. £., Coleman P. J., Jr., Davis L., Jr., Smith E. /.,
Transverse fluctuations in the interplanetary magnetic field a requisite
for geomagnetic variability, J. Geophys. Res., 72, 357—364 (1967).
345. Bartels J., Terrestrial-magnetic activity and its relations to solar
phenomena, Terr. Magnatmos. Elect., 37, 1—52 (1932).
346. Boiler B. R.t Stolov H. L., Kelvin—Helmholtz instability and the
semiannual variation of geomagnetic activity, J. Geophys. Res., 75, 6072—6084
(1970).
347. Bumba V., Обридко В. H., Bartels active longitudes ,4sector boundaries
and flare activity, Sol. Phys., 6, 104—110 (1969).
348. Burlaga L. F., Micro-scale structures in the interplanetary medium, Sol.
Phys., 4, 67—92 (1968).
349. Burlaga L. F.y Large velocity discontinuities in the solar wind, Sol. Phys.,
7, 72—86 (1969).
350. Burlaga L. F., Directional discontinuities in the interplanetary magnetic
field, Sol. Phys., 7, 54—71 (1969).
351. Burlaga L. F.y Discontinuities and shock waves in the interplanetary
medium and their interaction with the magnetosphere, Goddard Space Flight
Centere Report X-692-70-154 (1970).
352. Burlaga L. F., Nature and origin of directional discontinuities in the solar
wind,.vL Geophys. Res., 76, 4360—4365 (1971).
353. Burlaga L. F., Ness N. F., Tangential discontinuities in the solar wind
Sol. Phys., 9, 467—477 (1969).

Литература
317
354. Courtie A. L., Sun-shots and terrestrial magnetic phenomena, 18—98—
1911: the cause of the annual variation in magnetic disturbances, Mon.
Not. Roy. Astron. Soc, 73, 52—60 (1912).
355. Davis Т. ЛЛ, Hourly values of the auroral electrojet activity index AE for
July-December 1957, Scientific Report UAG R-194, Geophysical
Institute, Univ, of Alaska, 1968.
356. Davis T. N., Sugiura M., Auroral electrojet activity index AE and its
universal time variations, J. Geophys. Res., 71, 785—801 (1966).
357. Dessler A. J., Freier J. A.y Interpretation of Kp index and M-region
geomagnetic storms, Planet. Space Sci., 11, 505—511 (1963).
358. Hundhausen A. J., Bame S. J., Montgomery M. D., Variations of solar-
wind plasma properties: Vela observations of a possible heliographic
latitude-dependence, J. Geophys. Res., 76, 5145—5154 (1971).
359. Иванов /С. Г., Свойства потока межпланетной плазмы на различных
меридиональных расстояниях от центра активной области, Геомагн. и
аэрономия, 9, 398—400 (1969).
360. Kawasaki /С., Acasofu S.-/., Low-latitude DS component of geomagnetic
storm field, J. Geophys. Res., 76, 2396—2405 (1971).
361. Lapoints S. M., Valler J. P., Solar radio centers and interplanetary sector
structures in connection with recurrent geomagnetic storms, J. Geophys.
Res., 75, 6991—6998 (1970).
362. McDonald F. B.y Desai U. D., Recurrent solar cosmic ray events and solar
M regions, J. Geophys. Res., 76, 808—827 (1971).
363. Mcintosh D. #., On the annual variation of magnetic disturbance, Phil.
Trans. R. Soc, A251, 525—552 (1959).
364. Maguire J. J.y Carovillano R. L., Effect of the interplanetary field on the
energy of geomagnetic disturbances, J. Geophys. Res., 73, 3395—3405
(1968).
365. Mayaud P. ЛЛ, Calcul preliminaire d'indeces Km, Kn et Ks on am, an et
as, measures de Г active magnetique a l'echelle mondiale et dans les
hemispheres nord et sud, Annls Geophys., 23, 585—617 (1967).
366. Mayaud P. N., Sur quelques proprietes de l'activite magnetique dedu-
ites de l'analyse d'uneserie de neuf annees des indices Kn, Ks et Km,
Annls Geophys., 26, 109—126 (1970).
367. Mayaud P. TV., Sur quelques proprietes de l'activite magnetique deduites
da l'analyse d une serie de neuf annees des indices Kn, Ks, et Km. II.
Les diverses composantes temps universel de la variation journaliere,
Annls Geophys., 26, 313—336 (1970).
368. Mayaud P. N., Une mesure planetaire d'activite (magnetique basee sur
deux observatoires antipodaux, Annls Geophys., 27, 67—70 (1971).
369. Mayaud P. N., Recherche de leffet Mcintosh sur les indices AE et Dst,
Annls Geophys., 27, 71—73 (1971).
370. Мустель Э. P., Quasi-stationary emission of gases from the sun, Space
Sci. Rev., 3, 139—231 (1964).
371. NessN. P., Wilcox J. M., Interplanetary sector structure. 1962 — (1966),
Sol. Phys., 2, 351—359 (1967).
372. Nengebauer M., Snyder C. W'., Mariner 2 observations of the solar wind.
2. Relation of plasma properties to the magnetic field, J. Geophys. Res.,
72, 1823—1828 (1967).
373. Olbert S., Summary of experimential results from M. I. T. detector on
IMP-1, Physics of the magnetosphere, eds. Carovillano R. L., McClay
J. F., Radoski H. R., Reidel, Dordrecht, Holland, 1968, pp. 641—659.
374. Pecker J. C, Roberts W. 0., Solar copruscles responsible for geomagnetic
disturbances, J. Geophys. Res., 60, 33—44 (1955).
375. Razdan Я., Colburn D. S., Sonett C. P., Recurrent SI" + Sl+ impulse
pairs and shock structure in M-region beams, Planet. Space Sci., 13,
1111—1123 (1965).

318
Литература
376. Roosen /., The seasonal variation oi geomagnetic disturbance amplitudes,
Bull. astr. Inst. Neth., 18, 295—305 (1966).
377. Roosen J., Some features of the solar microwave emission and their
connection with geomagnetic activity, III, Sunsports and geomagnetic activity,
Sod. Phys., 8, 450—463 (1969).
378. Schatten /(". #., Ness N. F.y Wilcox J. M., Influence of a solar active
region on the interplanetary magnetic field, Sol. Phys., 5, 240—256 (1968).
379. Shapiro R., Semiannual variation of geomagnetic disturbances and its mi-
dulation of shorter period variations, J. Geophys. Res., 74, 2356—2367
(1969).
380. Siebert M., Magnetic activity differences between the two hemispheres
following the sector structure of the interplanetary magnetic field, J.
Geophys. Res., 73, 3049—3052 (1968).
381. Siscoe G. L., Davis L., Jr., Coleman P. /., Jr., Smith E. #., Jones D. £.,
Power spectra and discontinuities of the interplanetary magnetic filed:
Mariner 4, J. Geophys. Res., 73, 61—82 (1968).
382. Snyder C. W. Neugebauer M. Rao U. R., The solar wind velocity and its
correlation with cosmic-ray variations and with solar and geomagnetic
activity, J. Geophys. Res., 68, 6361—6370 (1963).
383. Sugiura M.f Hourly values of equatorial Dst for the IgY, Annals IGY,
35, Part I, 9—45 (1964).
384. Turner J. M., Siscoe G. L., Orientations of „rotational" and „Tangenrti-
аР discontinuities in the solar wind, J. Geophys. Res., 76, 1816—1822
(1971).
385. Wilcox J. M., The interplanetary magnetic field, Solar origin and
terrestrial effects, Space Sci. Rev., 8, 258—328 (1968).
386. Wilcox J. M., Solar wind disturbances associated with flares, Solar flares
and space research, eds. de Jager C, Svestka L., North Holland,
Amsterdam, 1969, pp. 294—309.
387. Wilcox J. M.t Ness N. F.y Quasi-stationary corotationg structure in the
interplanetary medium, J. Geophys. Res., 70, 5793—5805 (1965).

ГЛАВА 8
МАГНИТОСФЕРНЫЕ БУРИ
8.1. ВВЕДЕНИЕ
Солнечная буря сопровождается интенсивным испусканием
рентгеновского и ультрафиолетового (жесткого и мягкого) излучений,
а также выбросом частиц с энергиями от ~1 кэВ до более чем
10 ГэВ. Электромагнитное излучение Солнца воздействует на земную
ионосферу примерно через 10 мин после явлений на Солнце. Наиболее
энергичные солнечные частицы быстро распространяются в
межпланетном пространстве. В результате в течение нескольких дней
магнитосфера оказывается окруженной потоком подобных энергичных
частиц. Часть из них проникает в полярную верхнюю атмосферу. За
энергичными частицами следует облако солнечной плазмы,которое
пересекает межпланетное пространство со скоростыо~500ч- 1000км/с.
В солнечном ветре генерируется ударная волна, несколько
опережающая плазменное облако. Магнитосферные бури являются
результатом столкновения системы межпланетная ударная волна —
солнечная плазма с магнитосферой.
Солнечные бури — это наиболее бурные явления, происходящие
в центре активной области. Однако развитие и затухание центров
активности также вызывает магнитосферные возмущения. Это
обусловлено тем, что подобные процессы приводят к перераспределению
магнитных полей и потоков солнечной плазмы, исходящих в
межпланетное пространство. Таким образом, магнитосфера погружена в
непрерывно изменяющуюся межпланетную секторную структуру,
поскольку в различных частях солнечного диска развиваются и
затухают несколько центров активности. В каждой секторной
структуре происходит систематическое изменение плотности солнечного
ветра, его скорости и напряженности магнитного поля.
Неоднородность некоторых из перечисленных характеристик, по-видимому,
как-то связана с развитием магнитосферных бурь.
Основные особенности солнечных бурь и их земные проявления
приведены на схеме 8.1 вместе с указанием разделов, в которых будут
рассмотрены эти проявления. Настоящая глава посвящена в
основном подробному изучению воздействия межпланетной ударной
волны и потока плазмы на магнитосферу, т. е. магнитосферным бурям.
Типичная магнитосферная буря состоит из трех фаз. Она
начинается, когда межпланетная ударная волна достигает магнитосферы и
сжимает ее. Несмотря на то что плазма солнечного ветра почти бес-
столкновительна, переходный ударный фронт скорее всего имеет не-

320
Гл. 8. Магнитосферные бури
Солнце
Рентген
(72.3)
Жест. У<Р(22.2) —
Нос (7-2.2)
Видим, изл. (7.2.2)
Радиоизл. (22А)
{Энерг. протоны
C7.3.f, 7.3.2)
Знерг. з/ге/стронб/
(7.3.3)
^ Солн.
—+- вспышка
(8.2)
Выброс
плазмы
(7.2.6)
-^ППШ(в.З)
Межпланет.
ддарн. волна
* (7.4)
Магнитосфер,
буря(8А-Ъ.Ю)
* Ардлномасш.
рас пред.
лоляО.5)
Межпланет,
секторная
cmpg/c/ngpa';
М-лото/си
С7.7)
Схема 8.1
большую толщину — в несколько тысяч километров, аналогично
другим межпланетными неоднородностям (разд. 7.7). Вследствие
этого сжатие происходит весьма быстро. Эффект сжатия отчетливо
проявляется в вариациях геомагнитного поля как резкое увеличение
его напряженности на поверхности Земли и в магнитосфере.
После сжатия магнитосферы ударной волной и до начала главной
фазы бури наблюдается несколько относительно спокойных часов—
так называемая начальная фаза. В этот спокойный период
магнитосфера окружена солнечным ветром, параметры которого изменены
ввиду прохождения ударной волны. Продолжительность этого
периода существенно меняется от одной бури к другой, составляя
менее 10 мин в одних случаях и более 6 ч в других.
Структура магнитосферных бурь иллюстрирована на схеме 8.2,
где также указаны разделы, в которых будут рассмотрены
различные проявления бури.
Главная фаза магнитосфер ной бури начинается тогда, когда
магнитосферы достигает плазменное облако, породившее ударную
волну. Эта фаза характеризуется последовательностью взрыво-
подобных процессов, называемых магнитосферными суббурями.
Обычно предполагается, что плазменное облако турбулентно
и, в частности, что северо-южная компонента межпланетного
магнитного поля В в потоке плазмы крайне иррегулярна. В период,
когда Земля окружена потоком, в котором поле В имеет южную
компоненту, происходит пересоединение межпланетных и геомаг-

8.1. Введение
321
Солнечные явления
Явления в уиежпланет ной
среде
Главная <раза
(6.7-6. Ю)
I I
Схема 8.2
Магнитосферная буря
нитных силовых линий, что приводит к появлению электрического
поля Е, направленного поперек магнитного хвоста с утренней
стороны на вечернюю (разд. 5.6, 6.9 и 6.11). Таким образом, при
прохождении турбулентного потока плазмы следует ожидать появления
многих суббурь. Турбулентный М-поток (разд. 7.7) также может
быть причиной магнитосферных суббурь. Основные особенности
магнитосферных суббурь перечислены на схемах 8.3 и 8.4.
Электрическое поле Е обусловливает внезапное начало
интенсивного направленного к Земле Е X В движения плазмы в магнитном
хвосте и в плазмосфере. В хвосте это движение обладает также
компонентой, направленной к нейтральному слою. Таким образом, в
хвосте должно происходить сложное перераспределение плазмы.
В самом деле, в начальной стадии развития суббури плазменный
слой становится очень тонким. Вследствие этого резко меняется
направление части тока, текущего в хвосте магнитосферы. Ток из
хвоста магнитосферы втекает вдоль магнитных силовых линий в
утренний сектор овала полярных сияний (разд. 8.9.1), течет вдоль
полуночного сектора овала и вдоль силовых линий вытекает из
вечерней части овала в хвост магнитосферы. Конвекция магнито-

322
Гл. 8. Магнитосферные бури
сферной плазмы к Земле и токи вдоль силовых линий приводят к
ускорению частиц плазмы. Возникает чрезвычайно горячая плазма
с температурой 107 К или более; часть этой плазмы вторгается в
верхнюю атмосферу высоких широт, а другая часть заполняет
плазменный слой.
Горячая плазма частично инжектируется в область захвата и
образует во время бури протонный пояс (так называемый
кольцевой ток) и внешний радиационный пояс (электронный).
Последовательное появление магнитосферных суббурь может привести к
генерации очень интенсивного протонного пояса. Его магнитный эффект
на поверхности Земли проявляется в виде уменьшения
горизонтальной составляющей геомагнитного поля в низких и средних
широтах. Подробное рассмотрение дается в разд. 8.8.
Горячая плазма, инжектируемая в высокоширотные районы,
заметно возмущает полярную ионосферу, приводя к появлению
полярных суббурь (разд. 8.9). Полярная электроструя, интенсивный
концентрированный электрический ток вдоль овала полярных сияний,
может быть идентифицирована с ионосферной частью тока,
текущего из хвоста магнитосферы. Именно полярная электроструя
вызывает полярные магнитные суббури (разд. 8.9). Удобно для оценки
активности магнитосферных суббурь использовать интенсивность
полярных магнитных суббурь. Для этой цели применяются
индексы АЕ, AU, AL (разд. 7.8.4), выводимые из вариаций
горизонтальной компоненты магнитного поля на станциях, расположенных в
зонах полярных сияний.
В период главной фазы бури нейтральный состав верхней
атмосферы в полярной области и ионосфера в средних широтах
оказываются сильно возмущенными. Одна из основных особенностей
возмущений — существенное понижение электронной
концентрации в слое F2. Причины этого явления до сих пор окончательно не
установлены (разд. 8.10). Часть протонов из протонного пояса
проникает в плазмосферу и возбуждает неустойчивость, получившую
название «ионно-циклотронной». Предполагается, что в
результате образуются горячие электроны. Опускаясь на высоты
ионосферы в средних широтах, они приводят к образованию среднеширот-
ных красных дуг (разд. 8.10).
8.2. ВЛИЯНИЕ СОЛНЕЧНЫХ ВСПЫШЕК НА ИОНОСФЕРУ ЗЕМЛИ
8.2.1. ИОНИЗАЦИЯ РЕНТГЕНОВСКИМ ИЗЛУЧЕНИЕМ
Внезапное усиление мягкого рентгеновского излучения
является одной из наиболее характерных особенностей
электромагнитного излучения в период солнечной бури (разд. 7.2.2). Оно производит
избыточную ионизацию в ионосфере, в частности в ее нижнем слое
(вследствие высокой проникающей способности рентгеновского

8.2. Влияние солнечных вспышек на ионосферу Земли 323
излучения). Между тем ракетные наблюдения ультрафиолетового
излучения не обнаружили заметного усиления излучения La
(хотя излучение На несомненно является одной из основных эмиссий).
Поэтому ионизация молекул N0 при вспышках не является
существенным фактором, хотя радиация La является основной при
образовании нормального слоя D (разд. 3.5.2). В [3] показано, что
непосредственно ионизуются N2
и 02+
Поскольку время жизни
id5 р-
1° о
Длина волны,А
V Вспышка 4
-1—i—i—|—i—i—i—г-ч
IV
103
102
10
1
|
|
:
i
I i 1
б
1 . i
i d
ySA
-
■i
-=
, _J
60 70 80
Высота, км
90
Высота, kjh
Рис. 8.1. а — спектр рентгеновского излучения вспышки, наблюдавшейся
31 августа 1959 г. в 22 ч 50 мин UT. Сплошной линией показан наиболее
вероятный спектр, а пунктирными линиями — верхний и нижний пределы с
учетом ошибок; б — распределение скорости образования электронов по
высоте в максимуме вспышки, спектр которой приведен на (а); в —
распределение электронной концентрации,обусловленное вспышкой, характеристики
которой проиллюстрированы на (а) и (б) [3].

324
Гл. 8. Магнитосферные бури
N2+ порядка 10~3 с (разд. 3.3, 3.5), основной составляющей является
ион 0+2. На рис. 8.1, а, б, в приведены соответственно спектры
рентгеновского излучения, наблюдавшиеся в 22 ч 50 мин UT 31 авг.
1959 г., результирующая скорость ионообразования и
распределение электронов по высоте.
Вследствие высокой частоты столкновений электронов с
нейтральными частицами слой дополнительной ионизации поглощает
короткие радиоволны (0,5—20 МГц), вызывая внезапное затухание
сигналов, особенно на коротких волнах. С другой стороны, этот слой
становится хорошим отражателем (на изменившейся высоте) для
очень низкочастотных радиоволн (10 -f- 100 кГц), возбуждая
внезапные фазовые аномалии и внезапное усиление естественных
низкочастотных радиоволн, известных под названием «атмосферики»,
вследствие внезапного улучшения условий их распространения.
8.2.2. ВЛИЯНИЕ СОЛНЕЧНОЙ ВСПЫШКИ НА ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ТОКИ
В ИОНОСФЕРЕ
Естественно, что внезапное увеличение электронной
концентрации в нижней ионосфере увеличивает электрическую проводимость.
В результате внезапно усиливаются S^-токи на освещенной
полусфере. На магнитограммах это регистрируется как импульсное
изменение длительностью ~30 мин, накладывающееся на S^-варнации
(разд. 4.4.2). Распределение магнитных векторов на поверхности
Земли и соответствующие токовые системы в ионосфере изучались
многими исследователями [6, 11, 24, 25] (рис. 8.2).
8.3. ВХОЖДЕНИЕ СОЛНЕЧНЫХ ПРОТОНОВ В МАГНИТОСФЕРУ
Вхождение солнечных протонов в земную атмосферу (в
предположении, что земное дипольное поле простирается в бесконечность)
рассматривалось в разд. 5.1. Однако солнечный ветер ограничивает
геомагнитное поле цилиндрической полостью радиусом 15 радиусов
Земли /?з с тупой носовой частью (разд. 5.4). Теория,
рассмотренная в разд. 5.1, справедлива только для протонов с энергиями 1 ГэВ
или более, траектории которых в дипольном поле можно
рассматривать как прямолинейные до геоцентрических расстояний ~10/?3 .
Для солнечных протонов меньших энергий необходимо принимать
во внимание деформацию геомагнитного поля солнечным ветром.
Детальные численные расчеты траекторий выполнены в
[44, 45] с использованием модели магнитосферы Вильямса—Мида
(разд. 5.5.2). Были детально исследованы траектории протонов,
достигающих геомагнитной широты 67,8° в полночь и в полдень.
Если геомагнитное поле простирается до бесконечности, то энергия
обрезания составляет 47 МэВ. В работах [44, 45] показано, что
протоны с энергиями 4 + 1 МэВ могут достигать полуночной точки,

Рис. 8.2. Ионосферная электрическая токовая система в период солнечной вспышки 28 августа 1966 г. в 15 ч
39 мин 30 с UT [11]. 1—подсолнечная точка; 2 — магнитный экватор; 3— границы дня — ночи; 4— направление тока.

Полдень -^\
\\250МэВ
ч Л \ \300МэВ
Рис. 8.3. а — траектории низкоэнергичных протонов, приближающихся
к Земле в вертикальном направлении из хвоста магнитосферы на
геомагнитную широту 67,8° (L = 7) в полуночном секторе (разрез в плоскости
полуденно-полуночного меридиана); б — траектории низкоэнергичных протонов,
достигающих геомагнитной широты 67,8° в полуденном меридиане [44].

8.3. Вхождение солнечных протонов в магнитосферу 327
если они движутся по направлению к Земле вдоль магнитного
хвоста, входя в хвост на большом расстоянии от Земли. Таким образом,
существование магнитного хвоста существенно понижает энергию
обрезания по сравнению со случаем чистого дипольного поля.
На рис. 8.3, а показаны примеры траекторий протонов. Полуденной
точки могут достичь протоны с энергиями более 250 МэВ
(рис. 8.3, б). Таким образом, сжатие геомагнитного поля солнечным
ветром увеличивает энергию обрезания. Однако протоны с
энергиями 8ч- 250 МэВ могут достичь полуденной точки сложным
путем, двигаясь первоначально вдоль хвоста к Земле, а затем дрейфуя
вокруг Земли на дневную сторону (рис. 8.3, б). Протоны с
энергиями менее 48 МэВ в полуденную точку проникнуть не могут.
В [441 было также показано, что характер траектории протонов
существенно зависит от напряженности магнитного поля в хвосте.
ШМэВ 40 у
20 , 15
V I I I I I I
/ ШМэВ 15 у
/
Л0 5
IM ' ' ' ■ ' 1 ' '
ЮМэЗ 40 у
I/ " i
J Н i
я
\0МэВ 15у
180°
М i\ \ N \
Магнитопауза .
Экваториальная плоскость
Рис. 8.4. Влияние напряженности магнитного поля в хвосте магнитосферы
на траектории протонов 10 МэВ (экваториальное сечение). Траектории (а)
и (б): траектории, вычисленные из начальной точки на геомагнитной широте
67,8° в полночь располагаются в хвосте магнитосферы, если напряженность
поля хвоста ~ 40-f, но остаются в области захваченной радиации при поле
хвоста — 15-у- Траектории (в) и (г): асимптотическое направление существенно
меняется для различных интенсивностей поля в хвосте. По [44].

328
Гл. 8. Магнитосферные бури
На рис. 8.4 приведены траектории, рассчитанные для полуночной
точки Земли при геомагнитной широте 67,8°. Видно, что протоны
с энергиями 10 МэВ могут уйти в бесконечность вдоль магнитного
хвоста, если напряженность поля в хвосте 40 у, но остаются
захваченными в пределах магнитосферы, если напряженность поля 15 7-
1,0
0,8
0,6
На=50,0
г- •-
0,4 V-
5
«о
| 0,2
S
0,10
0,04 k
Л=60.7
0,08 h 58,0 •*
0,06
Ь 59,0*
А = 60,0 62,0 64,0
Л =74,2 72,4 70,4
X
6 9 12 15
Местное время, ч
18 21
24
Рис. 8.5а. Суточная вариация жесткости обрезания на разных
инвариантных широтах.
В последнем случае траектории не могут пересекать магнитопаузу
и, следовательно, удаляться в бесконечность. Это означает, что
протоны 10 МэВ не могут достичь полуночной точки, если
напряженность поля в хвосте 15 -j. Асимптотическое направление прихода
протонов также заметно меняется для высокоэнергичных солнечных
протонов. В результате, как показано в [67], жесткость, при которой
происходит обрезание, испытывает значительные вариации на
инвариантных широтах между 60 и 75°, с максимальным значением
около полудня и минимальным около полуночи (рис. 8.5а и рис. 8.56).
Геометрия областей в полярной шапке, доступных для прямого
и косвенного вхождения солнечных протонов, исследована в [69].

8.3. Вхождение солнечных протонов в магнитосферу 329
Итоги расчетов подтверждены наблюдениями со спутников на
полярных орбитах.
Таким образом, важная информация о конфигурации и
напряженности геомагнитного поля, в частности в хвосте магнитосферы,
может быть получена путем изучения вхождения низкоэнергичных
100
90
80
70
60
50
IQ 40
^ 30
* 20
I
!
Е
I
/ /
/ /
/ I
/ I
Л=60,0
I I I
' I I
I I I
I I I
62,0 64,0
\ \ \ \ \ \
\ \ \ \ \ \
\ \ \ \ \ \
\ V \ \ \ \
Л = 74,2 72,4 70,4
12
15
_1_
18
.. I
21
24
Местное время, ч
Рис. 8.56. Суточная вариация энергии обрезания протонов на разных
инвариантных широтах [67].
протонов в полярную шапку. Одновременные наблюдения потоков
протонов в межпланетном пространстве и над полярной шапкой
показали наличие практически одинаковых временных вариаций
(разд. 5.6.1, 7.6.2). Это свидетельствует, что протоны могут
непосредственно входить в полярную шапку. Диффузия поперек магни-
топаузы не может объяснить такого характера временных вариаций,
так как получающееся временное запаздывание очень велико (см.
также разд. 6.11).
Когда протоны проникают глубоко в верхнюю атмосферу в
полярной шапке, их столкновения с составляющими атмосферы при-

330
Гл. 8. Магнитосферные бури
водят к появлению дополнительной ионизации. На рис. 8.6а
показаны скорости образования электронно-ионных пар для протонов
разных энергий. Появляющиеся ионизованные молекулы азота и
кислорода возбуждаются и испускают излучение, получившее
название «свечение полярной шапки».
Последующая судьба дополнительной ионизации прослежена не
очень достоверно. Существенная часть электронов прилипает к
100
90
80
70
Q 60
1 50
40
30
— I Т 1 ^
ШэВ
ЬМэВ
ЮМэВ
ЪйМэВ
\00МэВ
^
"<:
:—1 .1 1 l
§s
^
-^>
1 i -л 1.
1 I 1 Г"
^^™*^^^^v
^ч)
1 1 1 .1-1
Г ~~I г~п
1 1 1 1
ю-4 ю-» ю-2 ю-1 100
Скорость ионоодразования, cju'^c1
10*
Рис.
8.6а. Профиль скорости ионообразования для нескольких
моноэнергичных изотропных потоков в 1 протон/см2» с» стер [30].
атомам и молекулам кислорода, образуя отрицательные ионы
(разд. 3.3.2):
О + е + О-,
02+е^0'2.
В освещенной атмосфере происходит процесс фотоотлипания:
О2 + fo-+02 + e.
Рэйд [61] предположил, что еще более эффективным может быть
процесс ассоциативного отлипания:
О' + О + Оз + е.

0700 lOqpeSp.
10ч после вспышки
50й-
U00 Юфебр.
14 ч после вспышки
~50*-
0115 Исревр.
0130 Пфебр.
первое ssc
0215 Пфебр,
второе ssc
Рис. 8.66. Поглощение в полярной шапке (ППШ) 10—11 февраля 1958 г.
[56].

332
Гл. 8. Магнитосферные бури
Однако скорость этого процесса целиком зависит от числа
имеющихся атомов кислорода. Если их количество уменьшается после
захода Солнца вследствие реакции
0 + 02 + М-^03 + М,
то концентрация свободных электронов в ночное время может быть
небольшой.
Ионизация на высотах 50 -f- 90 км ответственна за поглощение
радиоволн в полярной шапке на частотах в десятки МГц. Таким
образом, имея данные в диапазоне частот от атмосфериков до
космического радиоизлучения, мы получаем возможность судить об
увеличении ионизации в нижней ионосфере. Для этой цели был
создан инструмент, названный риометром [51]. Для обнаружения
ионизации, обусловленной вторжением солнечных протонов, могут
быть использованы стандартные зондирования ионосферы по
вертикали при помощи ионозондов. Однако из-за сильного поглощения
отражения радиоволн на частотах ниже некоторой определенной
частоты исчезают. Эта минимальная частота отражения от области
F, обозначаемая Дтп, является индикатором плотности
ионизации. Во многих случаях поглощение становится настолько
сильным, что отражения на частотах работы ионозонда полностью
исчезают, приводя к появлению так называемого «полярного блэкау-
та». Сильное поглощение приводит к прекращению радиосвязи на
большинстве радиотрасс, пересекающих высокие широты. Все эти
явления в радиодиапазоне получили название «поглощения в
полярной шапке» (ППШ). Данные высокоширотных ионосферных
станций могут быть использованы для изучения вторжений
солнечных протонов в верхнюю атмосферу высоких широт. На рис. 8.66
показан пример расположения области высокого поглощения (блэк-
аута) в исправленных геомагнитных координатах (разд. 2.2.7).
8.4. СТОЛКНОВЕНИЕ МЕЖПЛАНЕТНОЙ УДАРНОЙ ВОЛНЫ
С МАГНИТОСФЕРОЙ
8.4.1. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МЕЖДУ МЕЖПЛАНЕТНОЙ
И МАГНИТОСФЕРНОЙ УДАРНЫМИ ВОЛНАМИ
Межпланетная ударная волна, приближающаяся к Земле,
сначала взаимодействует с ударной волной перед магнитосферой.
Процесс взаимодействия двух ударных волн исследовался в [92].
Использовался модельный эксперимент в аэродинамической трубе:
взрывная волна, образованная в ударной трубке, направлялась по
потоку через сопло в трубу, в которой располагался цилиндр с
полусферическим краем и где существовала стоячая ударная
волна, порожденная первичным сверхзвуковым потоком (имеющим
скорость Vu число Маха Mt = Vt/at =3,1, где at—скорость звука
в сверхзвуковом потоке).

Рис. 8.7. Фотографии процесса взаимодействия ударных волн при M1=3,l; Ms~3,3 и у = 1,4 (воздух) [92].

334
Гл. 8. Магнитосферные бури
На рис. 8.7 приведены результаты взаимодействия для четырех
различных чисел Маха взрывной волны, определяемых из
соотношения:
где Vs — скорость взрывной волны. Взрывные волны были получены
в четырех различных экспериментах, но их можно рассматривать
как последовательные изображения взаимодействия ударных волн.
Соприкосновение «межпланетной ударной волны» приводит к
появлению двух модифицированных ударных волн (рис. 8.7, а, б).
Внутренняя ударная волна, которая является трансформированной
«межпланетной ударной волной», отражается от магнитопаузы. По
мере того как эта ударная волна перемещается по направлению к
изменившейся «ударной волне перед магнитосферой», возникает
разрежение. В конце концов достигается устойчивое состояние
(рис. 8.7, в, г).
8.4.2. НОВОЕ УСТОЙЧИВОЕ СОСТОЯНИЕ
Реакция ударной волны перед магнитосферой на прохождение
межпланетной ударной волны исследовалась в [81], где
проанализированы данные спутников ИМП-1, ИМП-2 и ОГО-1. На рис. 8.8а
и рис. 8.86 показаны геоцентрические расстояния этих спутников в
функции мирового времени за интервал в несколько часов до и
после внезапного начала бури (SSC) в 10 ч 10 мин 15 нояб. 1964 г.
На кривых обозначены те участки траекторий спутников, которые
расположены в межпланетном пространстве, в переходной области
и в магнитосфере (см. подпись к рис. 8.8). Расположение земной
ударной волны определялось на основе магнитогидродинамической
теории (разд. 5.5), данных о солнечном ветре (не показанных на
рис. 8.8) по измерениям на спутнике ИМП-1, который находился в
межпланетном пространстве в течение всего рассматриваемого
периода времени.
Непосредственно перед прохождением ударной волны спутники
ИМП-2 и ОГО-1 находились в переходной области. Межпланетная
ударная волна переместила к Земле стоячую ударную волну перед
магнитосферой. В результате оба спутника оказались в
межпланетном пространстве, в солнечном ветре. Около 15 ч 20 мин UT
динамическое давление солнечного ветра уменьшилось. Спутник
ОГО-1 располагался в это время недалеко от земной ударной волны
и в результате ее перемещения от Земли оказался в переходной
области. Однако уменьшение давления оказалось недостаточным,,
чтобы земная ударная волна пересекла место нахождения спутника
ИМП-2.
Подобные наблюдения указывают, что положения земной
ударной волны после прохождения межпланетной ударной волны

д S 10 11 12 13 Ш 15 16 17 18 19 20 21 U Т
15 ноябри 196U
Рис. 8.8а. Наблюдения положения ударной волны и давления солнечного
ветра в период магнитной бури 15 ноября 1964г. /— положение ударной волны
в спокойный период; 2 — положение ударной волны, вычисленное из
динамического давления солнечного ветра (ИМП-1); 3 — межпланетная среда;
4 — переходная область; 5 — магнитосфера.
ssclOWUT I
15 ноябри 1964-\-
ИМП-2
орбита
1 i i \ i i i i 1 i
(а) ю 5
•+— к Солнцу
ого -г
бита 27
i i i I J
S$C 1010 UT
15 ноября 1964
Рис. 8.86. Положение спутников ИМП-2 и ОГО-1 в период SSC [81].

336
Гл. 8. Магнитосферные бури
могут быть с достаточной точностью получены по формулам
магнитной гидродинамики, если использовать новый набор параметров
(о, V), характеризующих плазму за фронтом межпланетной ударной
волны.
8.5. ГЕОМАГНИТНЫЙ ЭФФЕКТ СТОЛКНОВЕНИЯ:
ВНЕЗАПНОЕ НАЧАЛО БУРИ (SSC)
8.5.1. ВВЕДЕНИЕ
Если фронт ударной волны перпендикулярен прямой Земля—
Солнце, то вся магнитосфера, от подсолнечной точки магнитопаузы
и до хвоста, оказывается подверженной воздействию солнечного
ветра с параметрами, характерными для плазмы за фронтом
межпланетной ударной волны. Таким путем магнитосфера
«приспосабливается» к изменившемуся солнечному ветру, причем процесс
начинается с дневной стороны. В конечном счете устанавливается
новая система электрических токов, текущих по магнитопаузе.
Если бы магнитосферная полость была вакуумом, то магнитное поле,
генерируемое этими токами, достигло бы Земли через 0,2 с. Однако
эта полость заполнена тепловой плазмой, и поэтому сигнал
распространяется сложным путем. На магнитопаузе генерируются
гидромагнитные волны различных мод. Их распространение осложняется
прохождением волны через ионосферу, которая представляет собой
слабо ионизованную плазму. Наконец, часть волны проходит через
основание ионосферы и достигает поверхности Земли.
Если бы магнитосферная полость была пустой, то увеличение
давления солнечного ветра от рх до р2 привело бы к практически
однородному возрастанию северной компоненты магнитного поля
на поверхности Земли. Однако наблюдения показали, что изменения
магнитного поля в период внезапного начала бури являются иными.
На рис. 8.9, а, б приведены магнитограммы составляющих Н и D,
полученные на обсерваториях Фредериксбург (Вирджиния) и Биг
Дельта (Аляска) за первые три часа магнитной бури 29 сент. 1957 г.
В то время как во Фредериксбурге запись компоненты Н указывает
на довольно простое ступенчатое увеличение, в Биг Дельта
вариации достаточно сложные. На записи как компоненты Я, так и D
зарегистрированы колебания; «амплитуда» колебаний Н достигает
~150у (в то время как во Фредериксбурге изменения не превышали
~45у), и заметно импульсное изменение в отрицательную сторону,
предшествующее главному положительному изменению поля.
На рис. 8.10а и рис. 8.106 приведены соответствующие
планетарные изменения Н на 24 обсерваториях в низких широтах,
вариации Н и D на 37 обсерваториях в средних и высоких широтах.
Временной масштаб одинаков на всех магнитограммах, а цена
деления магнитограмм меняется от станции к станции. В низких

100
н
у t
дп
:WT
UwtH
31/Т
Рис. 8.9. а — вариации магнитного поля, обусловленные SSC 29 сентября
1957 г. в обсерватории Фредериксбург; б — то же в обсерватории Биг Дельта.

Геомагнитная долгота
Рис. 8.10а. Вариации магнитного поля в низких широтах в период бури 29 сентября 1957 г. Время UT.
А: / — Таманрасет, 2 — Банги, 3 — Бинза, 4 — Луанда, 5 — Херманус. Б: 1 — Тегеран, 2 — Карачи, 3 — Кодайканал,
4 — Куипер. В: / — Асо, 2 — Мунтинлупа, 3 — Гуам, 4 — Корор, 5 — Голландия. Г: / — Гонолулу, 2 — Пальмира,
3 — Джервис, 4 — Апиа. Д: 1 — Сан-Хуан, 2 — Парамарибо, 3 — Уанкайо, 4 — Ла Куака, 5 — Пилар, 6 — Трелев.

100
I ©
^50{
N
too
100
50
m
\c±
50 V
50 V
i a
Ш&&
50Ys\\
lAA
н^ИЧ
ft
4i/
ttil*^L
/50
/Л7
/50
/50
/50
/50
/50
100
100
100
50
50
50
50
50
50
200
200
H
H
и
ЦЩ'яо
НИ *m
I Г I® I I I
УНГ|
ШТМА
w\
3№п
mo
N4
H^~*mi
4*4
1 ©
■i»L
H*-4H^W*4q
0 12 3 "0/23
Б
Рис. 8.106. То же для средне- и высокоширотных магнитных обсерваторий.
Время UT.
А: / — Туле, 2 — Годхавн, 3 — Мерчисон-Бей, 5 — Медвежий, 5 —
Юлианхааб, 6 — Тромсё, 7 — Абиско, 8 — Соданкюла, 9 — Лово, 10 —
Валентия, // — Руде Сков, 12 — Уингст, 13 — Гёттинген, 14 — Дурб,
15 — Чамбон-ля-Форет, 16 — Хурбаново, 11 — Вена, 18 — Толедо, 19 —
Логроно.
Б: / — Алерт, 2 — Резольют, 3 — Бейкер-Лейк, 4 — Уеллоунайф,
5 — СП-6, 6 — Биг Дельта, 7 — Хеалу, 8 — Минук, 9 — Ситка, 10 —
Оттава, // — Агинкур, 12 — Виктория, 13 — Фредериксбург, 14 — Таксон,
/5 -1 Теолоюкан, 16 — Амберли, 11 — Литл-Америка, 18 — Скотт-Бейз.

340
Гл. 8. Магнитосферные бури
широтах все магнитограммы согласно показывают, что основное
изменение магнитного поля положительно; величина прироста поля
~20—30 у, но в обсерватории Корор оно существенно больше —
около 80у- Кроме того, в обсерваториях Корор и Джервис этому
положительному изменению поля предшествует кратковременное
отрицательное изменение. На магнитограммах средне- и
высокоширотных станций довольно простое изменение поля
зарегистрировано на геомагнитных широтах менее 55°; выше геомагнитной широты
60° соответствующие вариации гораздо сложнее. -
8.5.2. МОРФОЛОГИЯ ВАРИАЦИЙ ПОЛЯ ПРИ ВНЕЗАПНОМ
НАЧАЛЕ МАГНИТНОЙ БУРИ
а) Общие положения. Множество морфологических исследований
было предпринято для классификации типов внезапных начал
магнитных бурь и оценка их распределения на поверхности Земли
[73, 97, 108, 111, 114, 116, 118, 122]. В частности, пристальное
внимание уделялось суточным вариациям частоты появления подобных
N
50е
I
3
cS зос
40е
«а
1
20°L-
20е
20е
X"
*аю о о о х о
о о
-L
6 12"
Местное время, н
18
24
Рис. 8.11. Появление SSC* (первоначальный обратный импульс) как
функция геомагнитной широты и местного времени [118].

8.5. Геомагнитный эффект столкновения
341
начал в средних широтах. Ньютон [122] показал, что в
обсерваториях Гринвич и Абинжер появление SSC и S1 (разд. 8.5.2) имеет
отчетливый минимум в 8 ч местного времени и меньший по
величине минимум около 18 ч местного времени. Другой интересной
особенностью является резкий отрицательный импульс,
предшествующий положительному изменению поля в высоких широтах
(называемый SSC* или первоначальным обратным импульсом). На
рис. 8.11 показано, как появление SSC* зависит от геомагнитной
широты и местного времени [1181.
Проведенные исследования показали, что суточные вариации
частоты появления SSC обусловлены наложением по крайней мере
двух типов изменений геомагнитного поля, происходящих в момент
SSC.
Детальное изучение SSC* [121, 124, 125] показало, что
возмущенное поле может быть связано с двумя овальными
эквивалентными токовыми системами в полярной области, которые возникают
Рис. 8.12. Распределение эквивалентных векторов тока и токовая система
SSC* 29 мая 1933 г. в 06 ч 25 мин UT [121]. На рисунке время местное.

342
Гл. 8. Магнитосферные бури
за несколько минут до основного положительного импульса
(рис. 8.12). Обаяши и Джекобе [124] показали также, что
направления токов в обоих овалах изменятся вскоре после главного
(положительного) импульса. Дальнейшие детальные синоптические
исследования геомагнитных вариаций, связанных с SSC, были
выполнены путем использования магнитограмм с большой временной
разверткой [133—135]. Были найдены быстрые вариации токовых
систем как во время первичного обратного импульса, так и после
положительного импульса. Вовремя кратковременного переходного
периода могут существовать обе токовые системы*.
С другой стороны, Вилсон и Сугиура [154] нашли, что
возмущенные векторы SSC в горизонтальной плоскости, представляющие
собой векторную сумму компонент Н и D, испытывают поворот прбтив
или по часовой стрелке в зависимости от широты и местного
времени. На станциях зоны полярных сияний, например в Колледже
(ф = 64,7°), векторы поворачиваются против часовой стрелки между
22 ч и 10 ч местного времени и по часовой стрелке в ранние
послеполуденные часы (рис. 8.13). На станциях в зоне полярных сияний
в Антарктике, таких, как Бэрд (Ф = 70,6°), вращение происходит
в противоположном направлении (рис. 8.14).
б) Одновременность. Первые исследования одновременности
SSC страдали из-за неточности регистрации [71, 80, 83]. Однако
даже в настоящее время, со значительно усовершенствованными
приборами, распределение времен внезапных начал в низких
широтах не может быть определено точно. Было найдено [102], что
различия по времени составляют несколько секунд;
предполагалось, что полушарие, в котором SC регистрируется вначале,
контролируется Солнцем. Однако такое различие порядка точности
отметок времени. В [134, 153] было показано, что SSC появляется на
несколько минут раньше в высоких широтах, чем в низких. На
рис. 8.15 показано SSC, наблюдавшееся во время бури 29 сент.
1957 г.: имеется различие ~1 мин во времени начала на
высокоширотной (Колледж) и низкоширотной (Гонолулу) обсерваториях.
В [155] аналогичный вывод получен и для внезапных импульсов.
в) Продолжительность нарастания поля. На магнитограммах
с нормальной временной разверткой SSC представляется в виде
ступеньки, однако в действительности изменение поля происходит не
мгновенно. Горизонтальная компонента Н достигает максимального
значения в интервале от долей минуты до нескольких минут. Ондох
[126] показал, что время нарастания поля имеет заметные суточные
* В настоящее время показано (К. Г. Иванов, Магнитосферные эффекты
набегающих разрывов, Препринт ИЗМИРАН, №34, 1972; сб. «Солнечный ветер
и магнитосфера», ИЗМИРАН, 3, 1974), что поле SSC можно представить
суммой магнитных полей токов на поверхности магнитосферы и элементарных
возмущений в ионосфере с ночной западной и дневной восточной полярными
электроструями. — Прим. ред.

б)
Рис. 8.13. Вращение векторов магнитного возмущения в обсерваториях
Колледж, Аляска (а) и Мэри Берд, Антарктика (б) в период SSC в 12 ч 47 мин
UT 26 апреля 1958 г. Временные интервалы между перенумерованными
точками равны 30 с [154].
Рис. 8.14. Вращение векторов возмущений в период SSC как функция ди-
польной широты и местного времени. Вращение против часовой стрелки
указано темным кружком, а по часовой стрелке — светлым кружком [154].
Цифры в кружках: / — Бэрд, 2 — Уотероу, 3 — Гонолулу, 4 — Фреде-
риксбург, 5 — Ситка, 6 — Колледж.

ф
68,6°
241,0°
®
64,7°
256,5°
®
60,0°
275,4°
©
49,6°
349,9°
®
40,0°
312,1°
®
21,0°
266,4°
©
3,9°
212,8°
®
-3,6°
203,5°
®
-74,0°
312,0°
-77,8°
179,0°
\
'№
/N
у
50
50
50
25
50
50
25
25
50
50
15 20 25 30 35 мчн
Рис. 8.15. Регистрограммы горизонтальной составляющей быстроходных
магнитометров в период SSC бури 29 сентября 1957 г. [134]. 1 — Пойнт
Барроу, 2 — Колледж, 3 — Ситка, 4 — Фредериксбург, 5 — Таксон, 6 —
Гонолулу, 7 — Гуам, 8 — Корор, 9 — Литл-Америка, 10 — Уилкс.

8.5. Геомагнитный эффект столкновения
345
вариации с минимальным значением около полудня (150 с или
меньше) и максимальным значением около полуночи (200—300 с)
(рис. 8.16).
г) Суточная вариация амплитуды SSC. Сугиура [1421 показал,
что амплитуда SSC в обсерватории Уанкайо, расположенной почти
на магнитном экваторе, обнаруживает большие суточные вариации,
350 h
6 8 10 12 14
Местное время, н
16
18
20 22
Рис. 8.16. Время нарастания поля SSC как функция местного времени [126].
которые напоминают спокойные солнечно-суточные вариации
(разд. 4.4.2), но аномально усиленные. Он подтвердил свой вывод,
выявив существование суточной вариации отношения амплитуд
SSC, измеренных в Уанкайо и Фредериксбурге. Отношение
достигает 6 в полуденные часы и составляет ~1 между 16 и4чместного
времени. Затем в [117] было показано, что такое увеличение
наблюдается и на других станциях вдоль экватора магнитного
наклонения. К ним относятся Фаннинг (Ф = 10,3°), Джервис (Ф =2,2°),
М. Бур (Ф = 17,9°), Ибадан (Ф = 6,3°), Мунтинлупа (Ф = 14,1°),
Корор (Ф =0,05°), Гуам (Ф = 12,9°). В [981 также показано, что
начальная фаза резко возрастает в Уанкайо.
д) Теоретические проблемы. Когда гидромагнитйая волна
испускается точечным источником, находящимся в однородной среде,
изотропная волна распространяется сферически-симметрично,
причем продольная компонента ДЬ распространяется со скоростью аль-

346
Гл. 8. Магнитосферные бури
веновской волны (VU = В/]/4яр), а поперечная компонента ДЬ±
распространяется со скоростью VUcoscp, где ф—угол между В
и направлением распространения волны (разд. 6.10.2).
Хотя с качественной стороны резкое возрастание компоненты Н
в настоящее время объясняется распространением изотропной
моды, ряд проблем нуждается в количественном исследовании.
Согласно формуле Мида [(4), (5) в разд. 5.4.2], величина
внезапного импульса геомагнитного поля должна быть равна скачку
давления на фронте ударной волны: 26,1.104 (Vp2—Vpdy (дин/см2)"1/2.
Однако в [1371 показано, что связь между наблюдаемой величиной
внезапных импульсов и скачком давлений может быть выражена
соотношением %(|^р2—Kpi), где х =■ 13,1-104у (дин/см9)-1/2.
Это расхождение между теорией и наблюдениями непонятно. В
[90] было показано, что продолжительность нарастания SSC может
быть объяснена накоплением гидромагнитных сигналов,
генерируемых в различных точках на границе магнитосферы. Однако
сомнительно, может ли трактовка на основе лучевой теории, на которой
основано исследование [90], применяться к магнитосфер ной
плазме (см. [141]). Весьма интересным явлением, связанным с
вариациями магнитного поля в период внезапных начал, является заметное
усиление амплитуды SSC в дневном секторе вдоль экватора
магнитного наклонения. Нет сомнений, что в период сжатия
магнитосферы усиливается экваториальная элекстроструя. Джекобе и Вата-
набе [1121 предположили, что связанное с изотропной
гидромагнитной ударной волной электрическое поле возбуждает направленный
вниз дрейф ионизации в верхней ионосфере. В результате
увеличивается проводимость нижней ионосферы (области Ё) и усиливается
электроструя. Другой интересной особенностью является появление
SSC* вдоль экватора магнитного наклонения.
Много усилий было предпринято для объяснения первичного
обратного импульса и его эквивалентной токовой системы. В [151]
предполагается, что ток может генерироваться
пространственными зарядами (положительный заряд в центре
послеполуденного овального тока, и отрицательный — в центре дополуденного
овального тока, см. рис. 8.12). Распределение зарядов было
рассчитано из наблюденной системы токов посредством сферического
гармонического анализа.
Тамао [149, 150], изучив распространение и взаимодействие
изотропной и поперечной гидромагнитных волн в трехмерной
холодной плазме, предположил, что токовая система обратного
импульса обусловлена падением особого типа поперечных волн,
возникающих в результате такого взаимодействия. Сама волна не
вызывает прямого магнитного эффекта на поверхности Земли, но
переносит электрический пространственный заряд дипольного типа.
Электрическое поле заряда генерирует две овальные холловские

8.5. Геомагнитный эффект столкновений
347
токовые системы, когда волна достигает области Е ионосферы.
Магнитное поле этой токовой системы и наблюдается на поверхности
Земли (рис. 8.17).
Согласно [124], токовая система обратного импульса
обусловливается механизмом динамо в верхних слоях ионосферы, когда
инжектированные энергичные частицы приводят к аномальному
Рис. 8.17. Схема, иллюстрирующая две холловские токовые системы
овальной формы, генерируемые в ионосфере особым типом поперечной волны, и
токовая система, генерируемая чистой поперечной волной (толстая линия);
вид со стороны Солнца [150].
возрастанию ионизации в ионосфере. Для того чтобы объяснить
изменение направления тока первичного обратного импульса (а
именно усиление токовой системы положительного импульса), было
предположено, что в нижней и в верхней ионосфере направление
ветров противоположно.
Пиддингтон [129, 1301 высказал предположение, что существует
вязкое взаимодействие между усилившимся потоком плазмы
солнечного ветра и магнитными силовыми линиями в утренней и вечерней
меридиональных плоскостях. Силовые линии изгибаются в
направлении от Солнца. Сила трения должна быть равна силе Лоренца
F = j х В и направлена противоположно скорости солнечного
ветра. Ток j, связанный с этой силой, втекает в магнитосферу в
утреннем секторе и вытекает в вечернем. Если смотреть на Землю с
утренней стороны, то магнитное поле ДЬ, генерируемое этим током
(у х АЬ =-- 4я j), образует петлю с направлением по часовой
стрелке, что соответствует скручиванию поля против часовой стрелки,

348
Гл. 8. Магнитосферные бури
когда поле b накладывается на В (рис. 8.18). Скручивание
генерирует по терминологии Пиддингтона крутильную (поперечную)
волну, которая распространяется к Земле с альвеновской скоростью
Va . Существующая в волне радиальная (по отношению к В)
электродвижущая сила (ее величина Va Д&) генерирует в слое Е две
овальные холловские токовые системы (по одной в утреннем и вечернем
секторах).
Помимо SSC существуют и другие типы внезапных изменений
поля, как положительные, так и отрицательные, причем часто после
/ Б Скручи-
I вание
/
/
/Граница ляагни-
/ тосферь1
У
Солнце
Рис. 8.18. Схема, иллюстрирующая генерацию крутильных волн и
ионосферной токовой системы, связанной с этими волнами; вид сверху с северного
полюса.
положительных следуют отрицательные. Эти изменения поля
получили название внезапных импульсов (SI). Очевидно, часть
положительных SI обусловлена ударными волнами. Единственным различием
между SSC и подобными SI является то, что после SI не
наблюдается сильных возмущений, так что нет фундаментальных
различий в процессах, которые приводят к таким резким
положительным изменениям поля. Как будет показано в разд. 8.7, SI может быть
связан с ударной волной, генерируемой солнечной бурей близ края
солнечного диска.
Некоторые SSC и SI могут быть связаны с межпланетными
разрывами (разд. 7.7). В [82] подчеркивается, что даже при отсутствии
скачка давления на тангенциальных разрывах, (nkT + В2/8я) = О
(разд. 5.5.1, 7.7), при набегании таких разрывов возможно измене-

8.6. Магнитосфера в потоке плазмы за фронтом
349
ние потока количества движения солнечного ветра относительно
Земли из-за сильных изменений плотности плазмы An по обе
стороны разрывов. При отрицательных SI следует полагать, что вариации
плотности через тангенциальный разрыв отрицательны.
8.6. МАГНИТОСФЕРА В ПОТОКЕ ПЛАЗМЫ
ЗА ФРОНТОМ МЕЖПЛАНЕТНОЙ УДАРНОЙ ВОЛНЫ:
НАЧАЛЬНАЯ ФАЗА
Если магнитосферная буря является результатом
«столкновения» магнитосферы с межпланетными возмущениями, слагающимися
из ударной волны, плазмы за фронтом ударной волны и следующего
за ударной волной газа, то магнитосферная буря должна
характеризоваться определенной последовательностью явлений,
вызванных столкновением с магнитосферой сначала ударной волны, затем
следующего за ней солнечного ветра и, наконец, облака плазмы.
В течение длительного времени из исследований геомагнитных
бурь было известно, что после внезапного начала бури, как правило,
следует довольно спокойный период, именуемый начальной фазой
геомагнитной бури, с продолжительностью до нескольких часов.
Длительность этого относительно спокойного состояния может
заметно изменяться — от менее чем 10 мин до более чем 6 ч.
До сих пор нет убедительных доказательств, позволяющих
идентифицировать это квазиспокойное состояние как проявление в
магнитном поле эффектов взаимодействия между солнечным
ветром за фронтом межпланетной ударной волны и магнитосферой.
Однако, поскольку некоторые характеристики солнечного ветра
(например, отношение Не++/Н+ или alp) обнаруживают
существенные изменения в последующую главную фазу бури, можно условно
полагать, что это предположение реализуется в действительности
(разд. 7.4.4)*.
В средних и низких широтах поле возмущения в течение
типичной начальной фазы магнитной бури может интерпретироваться
как достижение нового устойчивого состояния после прохождения
ударной волны. Однако в полярных областях, особенно около
геомагнитной широты 80°, в полуденном секторе освещенного
полушария наблюдается существенное увеличение геомагнитной
активности после внезапного начала. На рис. 8.19 приведены Н и
магнитограммы обсерваторий Какиока, Колледж и Годхавн,
расположенных на геомагнитных широтах 26,0; 64,7 и 79,9° соответственно.
* В работе /С. Г. Иванова, Н. В. Микерина, Л. В. Евдокимова, Уточнение
представлений о структуре потока межпланетной плазмы (Препринт
ИЗМИРАН, № 1, 1974; Геомагн. и аэрономия, в печати) показано, что
граница между плазмой за фронтом ударной волны и облаком магнитоплазмы
уверенно идентифицируется по вариациям межпланетного магнитного поля. —
Прим. ред.

ЮОу
Колледж
I
100
100
LW^fN
KCLKUOKGL
Tt
Годосавн
200
200
0-JLI
25жая /955
26 мая 1955
Рис. 8.19. Резкое усиление дневной возмущенности в освещенной полярной
шапке в период ступенчатообразного SSC в средних и авроральных широтах.
Время UT.

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 351
Запись Н в Какиока указывает на резкое усиление поля в период
SSC; затем в течение 2,5 ч в обсерваториях Какиока и Колледж
вариации магнитного поля невелики, но в обсерватории Годхавн,
располагающейся в полуденном секторе (местное время равно
мировому времени минус 4 ч), после SSC наблюдается существенное
увеличение «иррегулярных» колебаний. На этой широте в полдень
существуют интенсивные возмущения даже в те периоды, когда
они отсутствуют в полуночном секторе овала полярных сияний.
На рис. 8.20, а—г приведен другой пример — типичная
начальная фаза геомагнитной бури 4 дек. 1958 г. Магнитограмма Н
в обсерватории Гонолулу (рис. 8.20, а) характеризуется довольно
простым ступенчатообразным SSC, а в Колледже — типичным
SSC*. Существует явное подобие изменений Н в Гонолулу и
Колледже в течение 6 ч последующей начальной фазы, что указывает на
иррегулярные изменения давления плазмы. Магнитограммы
обсерваторий в зоне полярных сияний северного полушария
указывают на полное отсутствие полярных магнитных возмущений
(рис. 8.20, б). В северной полярной шапке (рис. 8.20, в) возмущения
незначительны. Однако магнитограммы обсерваторий Уилкс и
Скотт Бейз (геомагнитные широты 77,7 и 79° соответственно) в
южной полярной шапке указывают на существенное увеличение
магнитной возмущенности при заметно меньшей активности в
обсерватории Литл-Америка (Ф =.- 74°) (рис. 8.20, г).
Известны два типа неустойчивостей, имеющих место на
поверхностях разрыва, подобных магнитопаузе. Одна из них,
неустойчивость Кельвина — Гельмгольца, появляется на плоской границе
раздела между двумя несжимаемыми и непроводящими жидкостями
в случае конечного скачка скорости по обе стороны границы.
Однако когда в жидкости существует магнитное поле и она обладает
сжимаемостью и проводимостью [95, 136, 147, 148], то магнитное
поле и сжимаемость устраняют неустойчивость. Согласно [147],
граница магнитосферы, по-видимому, неустойчива в области хвоста
в относительно спокойных условиях.
Неустойчивость Рэлея—Тейлора появляется на границе раздела
двух жидкостей в случае горизонтальной стратификации, кбгда
более плотная жидкость находится над легкой. Эта неустойчивость
возникает также у основания слоя плазмы, поддерживаемого
магнитным полем.
8.7. КОНТАКТ ОБЛАКА СОЛНЕЧНОЙ ПЛАЗМЫ
С МАГНИТОСФЕРОЙ: НАЧАЛО ГЛАВНОЙ ФАЗЫ
МАГНИТОСФЕРНОЙ БУРИ
8.7.1. ПЕРЕХОД ОТ НАЧАЛЬНОЙ ФАЗЫ К ГЛАВНОЙ ФАЗЕ
Переход от квазиспокойной начальной фазы к сильно
возмущенной главной фазе исследовался в [161, 162]. Было отмечено, что
главная фаза характеризуется не только уменьшением горизонталь-

50 у Гонолулу
Колледж
Л I I I I I L
Колледж
200
•I
J I
8ч
а
3- 4 декабря 1958
200,J
0 2 4
Кируна
8 10 12 14 16 18ч
20оД
А*сГ 1 1
иц
22
Тике и
6 8 10 12 14 16 18ч
200yi
Рис. 8.20. Магнитограммы бури 4 декабря 1958 г. а — Колледж и Гонолулу;
б — северная зона полярных сияний; в — северная полярная шапка; г —
южная полярная шапка и южная зона полярных сияний. Время UT.

Годосавн
Н
200 у
I
• • • • •
111 111
11111
I г IT т "••T"•" r#"'J
11 Ml 1 II 1 llll 1 1 III III llll 1 III ll 1 l.llll-LUl II III ll liJilll 1 ml
0 U.T. 2
6 8 10 1£4
Арктика 1 (СП-6)
Резолют - Бей
12ч
Мерчисон - бей
i
200 у Ук-Дл^у*^^^
Ы>4пчЧ
6 8 10
4 декабря 1356 г.

Уилкс
200yJ
200yJ
200yT
0 2 4
Скотт - Бейз
200yJ
200yJ
0 2 4
JlurrtJi -Америка
200yJ
200yJ
200yJ
D
6 8 10 124
X
У
6 8 10 12ч
8 10 124
4декабря 195QZ.

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 355
ной составляющей в средних широтах, но и частым появлением
полярных магнитных возмущений. На рис. 8.21 иллюстрируется
такой переход для бури 4 дек. 1958 г.; приведены магнитограммы
типичной низкоширотной обсерватории Гонолулу и типичной
высокоширотной обсерватории Колледж вместе с фотографиями камеры
полного обзора неба в Колледже. Магнитные возмущения до и после
переходного периода, между 07 ч 10 мин и 08 ч 30 мин UT
существенно различны (рис. 8.21), особенно на магнитограммах обсерватории
Колледж. Возмущения были настолько интенсивны, что записи
трех компонент поля пересекались и выходили за пределы магнито-
Гонолцлд
Здекаоря /958
4 декабря 1956
12 14 16 ч С/Т
в ч
Рис. 8.21. Магнитограммы Гонолулу (время 165° з. д.) и Колледжа (время
150° з. д.) для бури 3—4 декабря 1958 г. Внизу приведены соответствующие
фотографии камерой полного обзора неба.

356
Гл. 8. Магнитосферные бури
граммы. До 08 ч 00 мин UT сияния над Колледжом отсутствовали;
интенсивные сияния появились в 08 ч 30 мин UT, когда
горизонтальная компонента магнитного поля начала резко уменьшаться.
Концепция внезапного начала бури, начальной фазы и главной
фазы магнитосфер ной бури является развитием аналогичных
представлений для геомагнитной бури. Мы условно идентифицировали
начало главной фазы с появлением на орбите Земли облака плазмы,
следующего за ударной волной. Однако следует иметь в виду, что
до сих пор идентификация этого облака плазмы посредством
спутниковых наблюдений не является окончательной. В отдельных
случаях такие параметры солнечного ветра, как скорость потока,
плотность и температура, с наступлением главной фазы бури
существенно не изменялись. Эта особенность межпланетной среды отчетливо
11Г
* 10s
104
500
^400
300
С 15
10
5
0
-5
4
«•о
8 2
0
X
г
»
W
-
\_
1 1
! 1
• WW*
1 1
1* <•
1 1
Л...... 1.
1 I—
i i
i i
1 V
1 1 ,..
1—
1
1
1
1
1
J
1 I i г
1 1 1 1
1 1 1 1
\ \ 1 1
1 1 1 П
00 У \.
—1 I 1 1 ,
1 1 I
*
*••
V
i i i
i i i
i 1 i
•
• А
А
1 1 1
1 -.,., 1 1
У 1
1 I
1 1
* i
1 1
1 1
1 1
1
i ч
*" 1
1 Ч
1
...... L
12
id
А5
16 20
/7я/7/?. 1965
24
8
20 ч UT
12 16
/0 ал/г /065
Рис. 8.22. Вариация температуры солнечного ветра (а), потоковой
скорости (б), кажущегося направления движения потока (в) и концентрации (г) в
период геомагнитной бури 17—18 апреля 1965 г. Внизу (д) приведена
магнитограмма горизонтальной компоненты магнитного поля в Гонолулу [104].

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 357
проявилась при наблюдениях параметров солнечного ветра в
период бури 17—18 апр. 1965 г. (рис. 8.22).
С другой стороны, начало главной бури 15—16 февр. 1967 г.
характеризовалось внезапным увеличением отношения числа а-
частиц к протонам (от нормального значения 0,05 до более чем
0,2) и изменением направления межпланетного магнитного поля
в солнечном ветре за фронтом ударной волны от северного к южному
(фиг. 8.23а). Значительное возрастание отношения alp наблюдалось
в начале главной фазы нескольких других бурь. Поскольку
отношение масс а-частицы и протона р составляет 4, увеличение их
отношения на 25% удвоит давление плазмы, что будет
сопровождаться сжатием магнитосферы и планетарным ростом напряженности
!
I
*
*
7,5*Ю~7\-
!95ЛЮ~7\-
Ц5*Ю-7\-
1800
420
. OJO
а о
2
15
2400
лл\ 1 4%rf
1 gpj |_Мв
2 24 2 4
фее. 1967г.
600 1200
•
*■ | Ж 1 «,
6 в 10 12 1
16 (рев. 1967г.
1800
2400
14 ч
\5ела-5А
\сс/р >QIO
Рис. 8.23а. Вариация давления солнечного ветра, межпланетного
магнитного поля (величины В и компонент Xse и Yse)> отношения alp и
магнитограмма горизонтальной составляющей магнитного поля в Гонолулу для
геомагнитной бури 15—16 февраля 1967 г. [107]. / — предполагаемое изменение на
ударной волне; 2 — межпланетное поле повернулось к югу. Время UT.

/
22 24 02 04 06 08 10 12 14 16 18 20 22 24 02 04ч UT
15 qree. /6 доев. 17 фее.
Рис. 8.236. Магнитограммы Я-компоненты шести низкоширотных станций
бури 15—16 февраля 1967 г. Время UT. / — Гонолулу, 2 — Какиока, 3 —
Тангеранг, 4 — Ташкент, 5 — Мбур, 7 — Сан-Хуан.
ft*
2DS AL
Ж
22 24 02 04 06 08 10 12 14 16 18 20 22 24 02 044
16 (рев. 1бфев. 17ipe<r.
Рис. 8.23в. D^-вариация, асимметрия (—2D5) и Л£-индексы бури 15—
16 февраля 1967 г.

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 359
магнитного поля. Магнитограммы низкоширотных обсерваторий
(рис. 8.236) свидетельствуют о появлении в начале главной фазы
бури планетарного положительного импульса.
Последовательность интенсивных полярных магнитных суббурь
начинается с появлением на орбите Земли плазмы солнечного ветра,
обогащенной гелием. В это время магнитограммы всех
низкоширотных обсерваторий отмечают начало убывания Я-компоненты
магнитного поля, что свидетельствует об образовании протонного
пояса в области захвата. На рис. 8.23в приведена D^-вариация,
ее асимметрия (2DS) и индексы AL для этой бури. Интересно
отметить, что интенсивные суббури прекращаются около 14 ч 00 мин
UT. Возможно, это обусловлено тем обстоятельством, что
направленная к югу компонента межпланетного магнитного поля становится
очень слабой (ср. рис. 8.23а и рис. 8.23в).
8.7.2. ГЛАВНАЯ ФАЗА КАК ПЕРИОД НЕПРЕРЫВНОЙ
ПОСЛЕДОВАТЕЛЬНОСТИ МАГНИТОСФЕРНЫХ СУББУРЬ
На рис. 8.24 приведены индексы АЕ и Dst за сентябрь 1957 г.,
наиболее возмущенный месяц в течение МГГ. Площадь,
ограниченная кривой, характеризующей вариацию индекса АЕ,
заштрихована, чтобы отразить импульсную природу полярных магнитных
суббурь.
Всплески активности суббурь сопровождаются понижениями
кривой, характеризующей D^-вариацию. Видно также, что, даже если
суббури появляются очень часто, интенсивность D^-вариации не
превышает 50-^70у, если величина АЕ ^500 у. Высокие
значения Dst (~100 у) ассоциируются с частым появлением
интенсивных суббурь, характеризующихся значениями индексов АЕ 1000 у
и более.
8.7.3. МАГНИТОСФЕРНЫЕ СУББУРИ
Магнитосферная суббуря может быть описана наилучшим
образом «игрой» полярных сияний в период авроральной суббури,
которая является одним из проявлений магнитосфер ной суббури,
но наблюдаемым визуально. На рис. 8.25 приведено схематически
появление четырех последовательных суббурь между 05 и 17 ч
UT. Как указывалось выше, начало суббурь представляет собой
явление, контролируемое мировым временем, в то время как
характерные особенности развития полярных сияний вдоль овала
существенным образом зависят от местного времени.
В 05 ч UT спокойные дуги располагаются вдоль овала полярных
сияний. В это время местная полночь приходится на центральную
Канаду. Предположим, что авроральная суббуря началась
несколько раньше06ч1Л. Быстрое движение сияний к полюсу наблю-

5 6 7 8 9 10
f 1 ' I ' I ' I ' 1 '
AF 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20
-400 h

АЕ
21 22 23 24 25 26 27 28 29 30
*
-400
i i I
i i I I l
5
Рис. 8.24. Индексы АЕ и D^ за сентябрь 1957 г.
Рисунки составлены на основе таблиц АЕ по [87] и Dst
по [ИЗ],

08 09 Ю
П 13 14
/5 16 \7
Рис. 8.25. Схематическая диаграмма, иллюстрирующая концепцию аврораль-
ной суббури. Предполагается, что между 05 и 17 ч UT происходят 4 суббури,
начинающиеся около 06, 09, 13 и 16 ч UT.

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 363
дается в центральной Канаде на фазе развития суббури. В 06 ч
UT спустя ~10 мин после начала суббури приполюсная граница
сияния достигает геомагнитной широты ~80°. В это время в
вечернем секторе наблюдается только незначительное увеличение
яркости спокойных дуг (на Аляске), в то время как большинство дуг в
утреннем секторе распадается на «пятна». Образующиеся пятна
дрейфуют к востоку, т. е. в утренний (предрассветный) сектор. Полярные
сияния, охватывающие полуденную часть овала, а именно к северу
от Сибири, становятся более яркими и движутся в этот период к
экватору. В 07 ч UT суббуря начинает затухать и полосы полярных
сияний возвращаются к своему исходному положению в
полуночном секторе. В вечернем секторе волнообразное движение,
названное перемещающимся к западу изгибом, обусловленное движением
к полюсу в полуночном секторе, вырождается в иррегулярную
полосу, переместившуюся на большое расстояние вдоль овала.
Однако в вечернем секторе активные светящиеся полосы не
распадаются на пятна. К 08 ч UT восстанавливается картина,
характерная для спокойных условий. Несколько ранее 09 ч UT начинается
другая суббуря. Граница между Аляской и Канадой, где
наблюдается быстрое движение полярных сияний к полюсу, в этот момент
расположена в полуночном секторе. В центральной Аляске
(расположенной в позднем вечернем секторе) это движение к полюсу
проявляется как большая складка, быстро перемещающаяся к
западу. Эта складка через 10 -ь- 15 мин наблюдается как
движущийся к западу изгиб на восточной части сибирского небосвода.
Полярные сияния над американским континентом распадаются и
наблюдаются в виде дрейфующих к востоку пятен. В 10 ч UT
активные полосы начинают возвращаться к своему исходному
положению из наиболее северного положения над Северным Ледовитым
океаном. Полуденные сияния над Шпицбергеном также
активизируются и смещаются к экватору. К И ч UT вторая суббуря
заканчивается, и три спокойные дуги остаются в затененном полушарии.
Несколько ранее 13 ч UT начинается новая суббуря, наиболее
активное проявление которой наблюдается над восточной Сибирью
и Беринговым проливом, которые располагаются в полуночном
секторе. Иррегулярные складчатые полосы быстро дрейфуют над
Аляской к востоку. Очень скоро после начала суббури дуги над
центральной Канадой распадаются на «пятна». В 14 ч UT суббуря
переходит в фазу восстановления; группа петель дрейфует вдоль
северного побережья Сибири. Полуденные сияния над Гренландией
также становятся активными. Суббуря заканчивается к 15 ч UT,
и интенсивность полярных сияний вдоль всего овала ослабевает.
Следующая суббуря начинается незадолго до 16 ч UT. Наиболее
яркие сияния наблюдаются в центральной Сибири и к западу. Дуги
над Аляской распадаются, и на сумеречном небосводе видны
образовавшиеся дрейфующие пятна.

364
Гл. 8. Магнитосферные бури
Таким образом, наблюдатель, рассматривающий полярную
область и не вращающийся вместе с Землей, заметит, что развитие
полярных сияний повторяется через определенные «жизненные
циклы», которые состоят из бурной фазы развития и более спокойной
фазы восстановления. Каждый цикл получил название авроральной
суббури.
Ранее указывалось, что авроральная суббуря является только
одним из проявлений магнитосферной суббури. Существует очень
грубая аналогия между процессами при магнитосферной суббуре и
процессами, происходящими в катодно-лучевой трубке. Суббуре
в полярных сияниях соответствует свечение на экране катодно-
лучевой трубки, который светится при бомбардировке его потоком
электронов; полярная верхняя атмосфера соответствует этому
экрану. Одна из целей изучения магнитосферных суббурь состоит в
том, чтобы понять основные процессы, которые приводят к генерации
потоков электронов и механизмов модуляции этих потоков, наряду
с выяснением основных процессов, которые могут за небольшие
промежутки времени преобразовать запасенную в магнитосферном
хвосте магнитную энергию (разд. 5.6) в различные формы энергии
суббури, или, иными словами, механизм поступления энергии.
В течение нескольких последних лет сделано большое число
магнитосферных и наземных наблюдений, что дает возможность лучше
понять основные процессы, составляющие магнитосферную и
полярную суббури. Многие из эттпг наблюдений пока довольно отрывочны,
а иногда, по-видимому, противоречат одно другому. Однако,
подбирая их в зависимости от радиальных расстояний, местного времени,
расстояний от нейтрального слоя, по времени суббури (начало,
фаза развития, фаза восстановления) и по другим параметрам, мы
начинаем выявлять общую картину протекания магнитосферных
суббурь.
а) Поворот вектора межпланетного магнитного поля к югу.
Многие суббури начинаются менее чем через час после поворота
компоненты вектора межпланетного магнитного поля с северного
направления к южному*. Взаимодействие между направленным к
югу межпланетным полем и геомагнитным полем проявляется в
пересоединении силовых линий этих полей и в последующем
переносе с дневной стороны в хвост магнитосферы. Этот эффект
проявляется в движении магнитопаузы к Земле (/), в движении
полуденных сияний к экватору (2) и в увеличении напряженности
магнитного поля в хвосте (3). Цифры относятся к обозначениям на
рис. 8.26а.
* Поворот межпланетного магнитного поля к югу не является
необходимым условием генерации магнитосферной суббури. Суббури могут появляться
и в длительные временные интервалы с межпланетным магнитным полем
северного направления, правда, с меньшей частотой и интенсивностью. — Прим.
ред.

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 365
б) Движение плазмы. За время меньше чем 1 ч в магнитосферном
хвосте начинается движение плазмы по направлению к Земле.
Плазма в хвосте отражает своеобразный слой, разделяющий хвост
магнитосферы, напоминающий цилиндр, на северную и южную
части. В плазменном слое поперек хвоста течет ток с утренней
стороны на вечернюю. Общая сила тока ~107А.
в) Начало суббури. Когда начинается движение плазменного
слоя к Земле, интенсивность полярного сияния на экваториальной
Рис. 8.26а. Схематические диаграммы, иллюстрирующие различные магни-
тосферные явления на разных фазах суббури:
/ — начало процесса пересоединения, когда межпланетное магнитное поле
поворачивается от северного направления к южному и магнитный поток с
дневной стороны переносится в хвост; / — движение к Земле, 2 — движение
сияний, 3 — увеличение В. // — начальная стадия фазы развития; 4 —утонь-
шение плазменного слоя, 5 — движение к Земле, 6а — утоньшение, 66
—утолщение плазменного слоя, 7 — конвекция, 8 — движение сияний к полюсу,
9 — полярная электроструя, 10 — силовые линии магнитного поля,
подобные диполю. /// — начальная стадия фазы восстановления; // —
расширение плазменного слоя, 12 — движение плазмы к Земле, 13 — инжекция
плазмы в высокоширотную ионосферу, градиентный (уВ) и электромагнитный
(Е X В) дрейфы, 14 — полярная инжекция.

Рис. 8.266. Гипотетическое изменение токов в магнитосфернол* хвосте
(экваториальная проекция) в период магнитосферной суббури: / — до суббури,
2 — начало суббури, 3 и 4 — ранние стадии фазы развития суббури.

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 267
границе внезапно резко увеличивается, и сияние начинает
двигаться к полюсу. Этот момент соответствует началу авроральной
суббури и ассоциируется с многочисленными процессами в магнитосфере.
Плазменный слой уменьшается по толщине и движется к Земле
вдоль всего хвоста магнитосферы — 4> 5, 6а, 12 на рис. 8. 26а. Эти
явления могут быть частично объяснены конвективным движением
плазмы в плазменном слое (7 на рис. 8.26а), а отчасти пинч-эффектом
тока в плазменном слое. После утоныиения плазменный слой
появляется снова, вначале в ближней к Земле части хвоста (66 на
рис. 8.26а), а затем и на больших геоцентрических расстояниях
(11 на рис. 8.26а). Плазменный слой появляется значительно
скорее в плоскости нейтрального слоя, чем в направлении,
нормальном к этому слою. Бурное движение полярных сияний к полюсу в
полуночном секторе (8 на рис. 8.26а) происходит при утоньшении
плазменного слоя на геоцентрических расстояниях более 18/?з.
Внезапное увеличение яркости сияний и их последующее движение
к полюсу связано с появлением интенсивного западного
электрического тока, полярной электроструи (9 на рис. 8.26а) и ее движением
к полюсу. Конфигурация магнитного поля на геоцентрических
расстояниях 6 -г- 10/?з довольно внезапно меняется от «вытянутого»
или «открытого» хвоста к дипольной конфигурации (10 на
рис. 8.26а). Создается впечатление, что ток магнитосфер но го хвоста
(именно этот ток является источником вытянутого в виде хвоста
магнитного поля) внезапно уменьшается или частично прерывается.
В действительности этот момент совпадает с появлением западной
полярной электроструи. Можно полагать, что ток в хвосте
частично прерывается и меняет направление, образуя западную
электрострую вдоль овала полярных сияний и токи вдоль геомагнитных
силовых линий на восточном и западном краях электроструи.
Последние ракетные и спутниковые исследования показывают, что
существует интенсивный направленный вверх ток в той области, куда
вторгаются первичные авроральные электроны и где располагаются
яркие формы полярных сияний.
г) Инжекция. Другим важным процессом в период суббури
является струйная инжекция плазмы из хвоста магнитосферы в
область захвата (IS на рис. 8.26а). По-видимому, инжекция в область
захвата происходит не вдоль всей внутренней границы плазменного
слоя, а из довольно узкой области в полуночном секторе (13 на
рис. 8.26а). Захваченные таким образом электроны являются
основным источником электронов во внешнем радиационном поясе,
а также источником электронов, которые вызывают интенсивные
поглощения радиоволн на широтах зоны полярных сияний в
утреннем секторе. Захваченные таким же образом протоны являются
основным источником так называемого кольцевого тока и
протонных сияний.

368
Гл. 8. Магнитосферные бури
д) Процессы в период суббури. В разд. 5.6, 6.9 и 6.11 было
показано, что пересоединение межпланетных и геомагнитных силовых
линий обеспечивает появление электродвижущей силы Ъп X V,
где bn и V обозначают соответственно пересоединяющуюся
компоненту магнитного поля, нормальную к магнитопаузе, и скорость
солнечного ветра. Электродвижущая сила аккумулирует
положительные пространственные заряды на утренней стороне магнитопаузы,
а отрицательные — на вечерней, что приводит к появлению
электрического поля, направленного поперек хвоста магнитосферы с
утренней стороны на вечернюю. Это электрическое поле является
причиной движения плазмы в хвосте по направлению к Земле.
Такое движение для очень простого случая исследовалось в разд. 6.9.2г.
Вектор магнитного поля в хвосте магнитосферы практически
параллелен центральной плоскости плазменного слоя, так
называемому нейтральному слою, так что движение под действием силы
Е X В направлено преимущественно к нейтральному слою.
Движение плазмы к Земле ограничено узкой областью вокруг
плазменного слоя, где вектор поля ориентирован к северу.
Это конвективное движение может быть также описано как
движение к Земле магнитных силовых линий, которые
восстанавливают дипольную конфигурацию поля по мере приближения к
Земле от сильно «вытянутой» или «открытой» конфигурации. Чтобы
превратиться в «замкнутые», «открытые» силовые линии должны
пересоединиться (разд. 6.11). Как было показано Данжи, Аксфордом,
Пиддингтоном и другими авторами, такое конвективное движение
существенно в период магнитосфер ной суббури. Действительно,
такой механизм может приводить к ускорению плазмы в хвосте
магнитосферы. Напряженность магнитного поля на конкретной
силовой линии в точке пересечения ее с нейтральным слоем
увеличивается при конвективном переносе ее к Земле. Если сохраняется
магнитный момент частицы, которая движется вдоль нейтрального
слоя г/В = const, то е возрастает с ростом В.
Другим механизмом ускорения для частицы, осциллирующей
между северной и южной точками отражений, является сокращение
длины силовых линий вследствие конвекции. Эта ситуация
эквивалентна движению точек отражения (зеркальных точек) к частице;
при этом происходит ускорение частиц. Такое ускорение,
получившее название механизма Ферми, требует выполнения соотношения
vsl = const, где / — расстояние между двумя зеркальными
точками, a vs — компонента скорости, параллельная вектору
напряженности магнитного поля.
Такие механизмы ускорения, несомненно, существуют при
конвективном движении к Земле плазмы из хвоста магнитосферы.
Однако различные наблюдаемые особенности протекания суббури при
ее начале и в фазе развития позволяют предположить
существование и других механизмов ускорения. Следует отметить, что дрейфо-

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 369
вое движение Е X В не связано с появлением электрических токов
(разд. 6.9.2), и если конвекция к Земле есть просто движение Е X В,
то общая конфигурация магнитного поля в хвосте в период
суббурь не изменится (хотя индивидуальные силовые линии, если их
можно будет отождествить, участвуют в конвективном движении
к Земле). Однако известно, что в хвосте магнитосферы в период
суббурь происходит крупномасштабное перераспределение
магнитного поля; в околоземной части плазменного слоя (см. рис. 6.4)
конфигурация поля меняется от вытянутого в антисолнечном
направлении к дипольному, что свидетельствует о происходящих
изменениях распределения электрических токов в хвосте.
В настоящее время ясно, что в период суббурь появляются
интенсивные токи, текущие вдоль силовых линий. Полярные сияния
обусловлены взаимодействием атомов и молекул верхней атмосферы
с потоками электронов вдоль силовых линий, что эквивалентно
направленным вверх электрическим токам. Очевидно, должна
существовать компонента электрического поля, направленная вдоль
силовых линий, так что движение плазмы не является простым
следствием электромагнитного дрейфа Е X В, рассмотренного
в разд. 6.9. Важное значение параллельной компоненты
электрического поля было подчеркнуто Альвеном 177].
Следует отметить, что одним из первых проявлений магнитосфер-
ной суббури является внезапное уярчение дуги полярного сияния
вблизи экваториальной границы овала полярных сияний
(разд. 8.9.1). Поскольку эта граница, по-видимому, совпадает с
проекцией (вдоль геомагнитных силовых линий) внутренней
границы плазменного слоя, необходимо найти механизм, который
обеспечивает интенсивную инжекцию электронов (и появление
направленных вверх токов по силовым линиям) вдоль внутренней
границы плазменного слоя. Процесс в магнитосфере, удовлетворяющий
этим требованиям, до сих пор не выявлен.
Одна из возможностей состоит в том, что пересоединение
межпланетных и геомагнитных силовых линий приводит к появлению
электродвижущей силы Ъп X V, которая в свою очередь создает ток
]т (разд. 5.6, 6.9, 6.11), добавляющийся к току в магнитном хвосте
в спокойный период. В других терминах этот процесс может быть
сведен к возрастанию общего магнитного потока в хвосте
магнитосферы при усилении пересоединения в полуденном секторе магни-
топаузы и последующем переносе магнитного потока в хвост.
Однако плазменный слой утонынается вследствие пинч-эффекта
дополнительного тока jr. В результате плазменный слой в конце
концов расщепляется вдоль полуночного меридиана, где его толщина
минимальна. Следует отметить, что эффект утоньшения плазменного
слоя на ранней фазе суббури является одной из наиболее
характерных особенностей и часто наблюдается очень близко к нейтрально-

370
Гл. 8. Магнитосферные бури
му слою. Это приводит к появлению последовательности процессов,
которые приведены на схеме 8.3.
Межпланет, поле
А/ ^S
[Гересоедин.
d„*V
Ток в осво-
cn?ejr
Г7инч-
Эфсрект
У/ионьш.
слоя л/газмы
Fix во с mi/
Конвекц.
Разрыв
тока
Ускор. плазмы /
Ток вдоль ланий.
Ус кор. плаз агы 2
Сжатие
плазмосф\
Пояср
Инжекция
е обл.заасв.
Лереасод линий в
дипольные
/7ояе е
СуоЪуря в
пол. сиян.
ЗлектроструА
По/г.лгаен. л
суббуря
Схема 8.3
Магнитосферная суббуря 1
Модель
В случае расщепления плазменного слоя ток в хвосте
магнитосферы прерывается и образуется новый контур, в котором ток
течет с утренней стороны хвоста вдоль геомагнитных силовых
линий в овал полярных сияний, с утренней стороны овала на
вечернюю сторону и затем вдоль силовых линий в хвост магнитосферы.

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 371
Эта гипотетическая ситуация изображена на рис. 8.266. Для части
контура с токами вдоль силовых линий было показано, что если сила
токов превосходит критическое значение
]с = епе (2kTe/me)1/2 = 9 • lO~uneVTe А/см2,
то возникают ионно-акустические волны (разд. 6.10.3).
По-видимому, сила токов, обусловленных потоками электронов,
превосходит указанную выше величину. В этом случае существует
заметная разность потенциалов вдоль геомагнитных силовых линий
и становится возможным ускорение частиц полярных сияний.
Ионосферная часть контура является сопротивлением с R « 0,05 Ом.
Такое значение R получено в предположении, что суммарный ток
2-106 А течет на ночной стороне овалов полярных сияний в северном
и южном полушариях, и этот ток генерируется разностью
потенциалов в 100 кВ поперек хвоста магнитосферы с утренней стороны
на вечернюю. Диссипация энергии только в ионосферной части
контура составляет (2-106 А)2.0,05 Ом = 2-1011 Вт = 2-1018 эрг/с.
Было показано, что скорость диссипации энергии в период
суббури ~1019 эрг/с. Отсюда можно оценить некоторые другие
параметры магнитосферы. Предполагая, что северная часть хвоста
магнитосферы может быть представлена длинным соленоидом и
принимая магнитное поле Вт = 15у, получаем, что электрический ток ]т
на единицу длины хвоста определяется соотношением
В2
/т = —= 1,08- Ю-2 А/м.
JT 8л
Таким образом, полярная электростру^ 1А с силой тока ~106 А
возникает, если в ионосферу потечет ток из хвоста в интервале
геоцентрических расстояний 10 -^ 25 /?з • Индуктивность «соленоида»'
может быть оценена в предположении, что магнитная энергия гт
в основном заключена в соленоиде:
Ч = -JrL ( 'л )2 = -Й- (20Я3)2 • 15Я3 = 4,3 • 10» эрг,
причем радиус соленоида составляет 20R3. Величина L«8-10u
СГСМ = 8-1012 Г. Принимая сопротивление ионосферы в северном
полушарии равным 0,1 Ом, получаем, что постоянная времени
контура 8-103 с. Таким путем магнитная энергия хвоста магнитосферы
может преобразовываться в кинетическую энергию частиц полярных
сияний и других сопутствующих суббуре явлений, а диссипация
тока хвоста является результатом разрыва токового контура в
хвосте магнитосферы.
Современное состояние нашего понимания процессов во время
магнитосферной суббури может быть иллюстрировано следующей
схемой превращения энергии:

372 Гл. 8. Магнитосферные бури
Энергия
солнечного
ветра
(1)
1) Какова начальная форма энергии солнечного ветра,
ответственная за магнитосферные суббури?
Это кинетическая энергия частиц солнечного ветра.
2) Каким образом она преобразуется в форму энергии, которая
может быть запасена в магнитосфере?
В разд. 5.6.1 было показано, что в случае «открытой»
магнитосферы динамо-эффект Ъп X V является ключевым процессом, и
скорость поступления энергии солнечного ветра в магнитный хвост
определяется соотношением
Мощность = F . V = 1019 эрг/с = 1012 Вт,
где V — скорость солнечного ветра, a F — сила, связанная с мак-
свелловским натяжением
'-(-V>
3) В какой форме существует запасенная энергия?
Это магнитная энергия хвоста магнитосферы, равная (В2т/8л) х
л (объем хвоста).
4) Как эта энергия преобразуется в энергию магнитосфер ной
суббури?
Несомненно, одним из наиболее существенных направлений в
исследовании процесса преобразования энергии является изучение
различных «конечных продуктов» процесса, т. е. полярных
суббурь (5), эффектов в хвосте (6) и инжекции в область захвата (7).
На этом основании можно будет сделать выводы о характере
процессов, ответственных за преобразование энергии. Связанные с
суббурей явления и их взаимосвязи приведены на схеме 8.4.
Остальная часть этого раздела и посвящена подобному исследованию.
Вторгающиеся электроны в основном ответственны за
возбуждение и ионизацию частиц верхней атмосферы, что приводит к
эмиссии полярных сияний в видимой, инфракрасной и
ультрафиолетовой областях спектра (разд. 8.9.2). При магнитосферной суббуре
полярные сияния обнаруживают довольно систематическое, хотя и
сложное поведение: взрывоподобное движение к полюсу в
полуночном секторе, крупномасштабное движение в форме изгиба в
вечернем секторе. Такая авроральная активность получила название
суббури в полярных сияниях (см. рис. 8.25). Эти и другие эффекты
вторжения в полярную верхнюю атмосферу рассматриваются
в разд. 8.9.
Накопление полярная атмосфера (5)
энергии в Энергия /
хвосте М магнитосферной-> хвост магнитосферы (6)
(2) (3) суббури.
| | (4) чобласть захвата (7)

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 373
*1
If
§•1
!
!
Плазменный слой
приближается к Зеллле
[Разрыв тока
в хвосте
\ Сжатие
\/ыгазл4осд\
:лгие I Г Ot
зл4осд\ у за
I чу Протонн.
I Л пояс бури
Область
заосоата
70Н61 Элем
)(Лолярн.
\^ облает б
/IpomSusi Электроны Электроны
\Краснаяуу\
\га(ср.ш.)
/JpomoHbi
в пол. сияя.
Суббуря в рентгене
Субоуря в поглощ-
Суббуря б УНЧ
\ Суббуря б протон, свеч.
\Нейтр ветеръ^^
Разогрев
верх. атл€.
Ионосср. суббуря
Суббуря б ИХ- изл.
I
АЛол. мектроструяЪть
Селабл. поля в
эл. (разу
Пол. магн. суббуря \
Схема 8 А
Магнитосферная суббуря 2
Другое важное проявление магнитосферной суббури —
появление полярной электроструи. Нет сомнений, что возникновение
этого интенсивного тока является решающим фактором для
понимания основных процессов, связанных с магнитосферной
суббурей. Как уже отмечалось, вторжение частиц полярных сияний
связано с электрическими токами вдоль силовых линий, так что
происхождение по крайней мере части вторгающихся авроральных
частиц может быть одним из следствий усиления
крупномасштабного электрического тока в магнитосфере во время магнитосферной
суббури. Отклонение части тока из хвоста магнитосферы в
полярную верхнюю атмосферу может быть причиной образования
полярной электроструи. Магнитное поле полярной электроструи и
связанных с ней токов является причиной полярной магнитной
суббури, которая будет рассмотрена в разд. 8.9.4.

374
Гл. 8. Магнитосферные бури
Другой важный аспект магнитосфер ной суббури — генерация
нейтральных ветров в верхней атмосфере. Ветры могут
генерироваться разогревом верхней атмосферы при интенсивном вторжении
частиц полярных сияний и джоулевой диссипации токов полярной
электроструи. Существенное действие может оказывать также
динамическая сила, связанная с полярной электроструей. Ветры могут
значительно возмущать ионосферу, перенося ионосферную
плазму из одного места в другое, а также перенося молекулярные
компоненты, например N2 и 02 из нижней ионосферы в верхнюю.
Превращаясь по пути в ионы NO+ и 02+ соответственно, они затем
эффективно рекомбинируют с электронами путем зарядообменных
реакций с участием иона 0+. Существование полярной электроструи
позволяет предположить наличие электрических полей в
ионосфере, которые могут быть причиной дрейфового движения Е X В
ионосферной плазмы.
Магнитосферные суббури существенно влияют и на плазмосфе-
ру. Известно, что в период суббурь часть плазмы «уходит» из плаз-
мосферы, а плазмопауза приближается к Земле. Кроме того, во всей
плазмосфере существенно снижается плотность плазмы. Эти
вопросы будут рассматриваться в разд. 8.10.
8 7.4. ОБРАЗОВАНИЕ ПРОТОННОГО ПОЯСА
И ПЕРЕРАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПЛАЗМЫ В МАГНИТОСФЕРЕ
Инжектированные во время суббури протоны образуют
протонный пояс, а когда инжекция происходит часто и с большой
интенсивностью (т. е. когда интенсивные суббури следуют часто одна за
другой), образуется интенсивный протонный пояс. В этом поясе
течет электрический ток ~10в А, который приводит к значительному
изменению конфигурации магнитного поля в магнитосфере.
Ослабление поля в главную фазу бури — одно из проявлений этого тока,
которое будет подробнее рассматриваться в разд. 8.8.
Инжектированные электроны являются важным источником электронов во
внешнем поясе радиации. На рис. 8.27а показан пример
наблюдения 2 янв. 1970 г. облаков горячей плазмы на геостационарном
спутнике ATS-5. Вариации потока электронов и энергии
изображены в верхней части рисунка. Внезапное появление интенсивных
потоков электронов (с энергиями между 50 кэВ и 20 кэВ)
наблюдалось около 04, 07 и 12 ч UT и связано с появлением интенсивных
суббурь [89]. На рис. 8.276 даны примеры высокоширотных
магнитограмм для того же дня. В нижней части рис. 8.27а приведены
соответствующие вариации потоков протонов в том же интервале
энергий. Видно, что протоны появляются отдельными группами. В [89]
показано, что эти группы инжектировались в период
индивидуальных суббурь и что их можно идентифицировать. Большая дисперсия

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 375
на подобных графиках энергия — время обусловлена различной
скоростью дрейфа протонов с разными энергиями.
На основе метода, описанного в разд. 6.6, Мак-Илвейн [115]
построил теоретические дисперсионные кривые для протонов и
электронов, которые инжектируются на геоцентрическое расстоя-
Р и с. 8.27а. Спектрограмма протонов и электронов, полученная 2 января
1970 г. на спутнике ATS-5 по [89]. Время UT.
ние 6,6 R3 в 23 ч местного времени при интенсивном конвективном
движении (рис. 8.28). Каждая кривая указывает на дисперсионный
эффект электронов или протонов (разных энергий и
инжектируемых в различные моменты мирового времени), который следует
ожидать при наблюдении на спутнике ATS-5, поскольку его
траектория за сутки представляет собой полную окружность.
Сопоставляя рис. 8.27 и 8.28, можно заключить, что при каждой
суббуре происходит инжекция облака протонов в область захвата
[например, в 17 ч UT (—7) и в 23 ч UT (—1) 1 января 1970 г.; в 03,
11, 16 и 19 ч UT 2 янв. 1970 г.]. При этом для каждого «облака»
протоны с более высокими энергиями регистрируются на спутнике
раньше, что отчетливо видно на дисперсионных кривых (рис. 8.27а).
Когда спутник находится в полуночном или позднем вечернем
секторах (3—7 ч UT), он погружается в поток электронов всех энергий.
Следует также отметить, как видно из приведенных на рис. 6.11

I I I I I I I I I I I
j I
i i I I i I i i I I i 1 i I I i i i
15 18 21 24 03 06 09 12 15 18 21 24 03 06 09 12ч
1 января 2 января д января f970z.
Рис. 8.276. Магнитограммы шести обсерваторий в зоне полярных сияний за 2 января 1970 г. Время UT.

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой ЪП
данных, что значительная часть протонов не совершает полных
дрейфовых движений вокруг Земли. Эта проблема будет
рассматриваться в разд. 8.8.4 в связи с асимметрией протонного пояса.
Распределение электрического потенциала, приведенное на
рис. 6.11, б, позволяет предположить, что поток плазмы из хвоста
Местное время, ч
16 20 0 4 8 12 16 20 0
0 4 8 12 16 20 24 28 32 U Г
Р и с. 8.28. Теоретические дисперсионные кривые для протонов и электронов,
инжектированных на геоцентрическое расстояние г = 6,6 /?3 в 23 ч местного
времени [115]. Абсцисса внизу — часы UT, когда частицы были на
23-часовом меридиане местного времени.
магнитосферы интенсивен лишь приблизительно вдоль
полуночного меридиана. Таким образом, процесс инжекции не является
следствием простого усиления электрического поля поперек хвоста
магнитосферы.
На рис. 8.29 приведены изменения положений плазмопаузы
(обозначенные буквой Р), пояса протонов во время магнитной бури
(так называемый кольцевой ток RC), плазменного слоя (PS)
и границы захвата {ТВ). В периоды бурь 25 июня 1966 г. и 1 июля
1966 г. происходили заметные перемещения Р, RC и PS. На
рисунке указано также положение геостационарной орбиты
(геоцентрическое расстояние 6,6R3).

23 июня 1966 I
Ллазмопауза (Р)—i l|—Граница захвата (ТВ)
П'Г
Кольцевой ток
протонов CRC)
Плазменный слой (PS) \* у//////////шЛ
о
I I | I I ' I I 1 L
L= 4 6
RC-
8 10 Я-
■ТВ
25 июня PS *У//(//Ш7//Ш
о
J I I L
2 4 6
RC-
27 июня
PS
J I 1 I I
2 4 6
J I I L
8 10
ТВ
УШТТЛ
J I 1 L
8 10
RC*
з1г
ТВ
29 июня
э-
\июля
о
PS-
1 1 I I I I 1 I I I
2 4 6 | 8 10 Ra
RC
'п
ТВ
PS—^У///ЖЖА
I I I 1 I И I
2 4 6 18 10
I
ТВ
о
jps—-ш
J I 1,1 I I I I I L_
2 4 6 | 8 10
Геостационарная I
орбита
Рис. 8.29. Изменяющееся распределение плазмы в магнитосфере [99].

(1)
(2)
(3)
(4)
<5)
(6)
Сан-Хуан
\9авг. 1959
7"
D"
Н*
W
12
т-
,_[
1
16(/Г
Гг
*
4
ц.
, ДОдог. 1959
20 ддг-
±
т
н
Т г
1959
■«*
.-•
12
16
20
24
1
8
ГОНОЛУЛУ 11 дол* 7Я5.9 ,
' ' I I iГ 8 I | | 12 1 l J 16. .
H-16UT \\июяя 1959
12июля 1959
8 | | I12
Гонолулу
100у
fflr
Сан-Хуан
100у
ffi30'
HZD
(7)
iW 1121
MT
Рис. 8.30. Изменчивость в развитии геомагнитных бурь по [72]. / —
обсерватория Сан-Хуан 19—20 августа 1959 г.; 2 — обсерватория Гонолулу
11—12 июля 1959 г.; 3 — там же 3—4 декабря 1958 г.; 4 — там же 21—22
октября 1958 г.; 5 — там же 24—25 сентября 1958 г.; 6 — там же 6—7 июня
1958 г.; 7 — обсерватория Сан-Хуан 23—24 апреля 1960 г.

380
Гл. 8. Магнитосферные бури
8.7.5. РАЗВИТИЕ ГЛАВНОЙ ФАЗЫ
Геомагнитные бури весьма многообразны. В течение
длительного времени они подразделялись на два основных типа —
«стандартный и «с постепенным началом». До сих пор магнитосферная
буря рассматривалась на основе концепции геомагнитной бури
стандартного типа. Геомагнитные бури второго типа
характеризуются отсутствием четко выраженного внезапного начала.
Однако основные характеристики этих бурь оказываются
практически такими же, как и в главной фазе бурь стандартного типа.
Следовательно, начальное сжатие не является необходимым условием
появления главной фазы бури. В самом деле, некоторые
геомагнитные бури имеют очень значительные по величине SSC и
продолжительную начальную фазу, но настолько незначительную главную
фазу, что во многих случаях они даже не классифицируются как
бури. На рис. 8.30 показано несколько примеров геомагнитных бурь,
что иллюстрирует большое разнообразие их развития. Можно
полагать, что все эти бури обычно состоят из двух видов
элементарных возмущений: первый обусловлен внезапным сжатием
магнитосферы, а второй — последующим появлением магнитосферных
суббурь, что приводит в итоге к образованию интенсивного
протонного пояса. Геомагнитная буря стандартного типа представляет
собой комбинацию двух видов элементарных возмущений. С другой
стороны, каждый вид элементарных возмущений может
существовать независимо один от другого.
Было показано [741, что типичные геомагнитные бури, т. е. бури
с хорошо выраженным SSC, начальной фазой и с сильным
ослаблением геомагнитного поля в главную фазу, следуют за солнечными
бурями, которые происходят в пределах углового расстояния 30°
от центра диска Солнца. Солнечные бури в восточном секторе
солнечного диска сопровождаются геомагнитными бурями с
внезапными началами и четко проявляющимся форбуш-эффектом, но без
интенсивной главной фазы. Вспышки в западном секторе, как
правило, приводят к очень сложным бурям. Согласно [74],
интенсивность главной фазы, измеряемая напряженностью поля
кольцевого тока на поверхности Земли, решающим образом зависит от
положения соответствующей вспышки на диске Солнца, а также от
интенсивности вспышечной активности (рис. 8.31). Аналогичная
тенденция обнаруживается в тех случаях, когда хорошо
изолированный центр солнечной активности, наблюдаемый с Земли в
течение двух недель, приводит к появлению нескольких интенсивных
бурь. На рис. 8.32 дано несколько таких примеров; геомагнитные
бури с сильным ослаблением поля в главную фазу обычно
обусловлены солнечными бурями, происходящими близ центрального
меридиана Солнца.
До сих пор не поняты ни причины этого явления, ни
разнообразие, характерное для геомагнитных бурь. Одна из возможностей

8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой 381
состоит в том, что та энергия и переносимая ударной волной
солнечная плазма, которые ответственны за появление главной фазы маг-
нитосферных бурь, заключены в* узком секторе, образуемом
солнечными радиусами, как показано на рис. 7.49. Несмотря на все уси-
Оо-
3
100h
200 h
I
i
300
400
-с©-
/ * ' t:% '•
•0. *••-•.• я"
©
о
о о • <
q
о связано с ПТ7Л1
_±_
— •Q*-Q — —
жъГ> © <з • о . • •
'о
о
.0
90° 60° 30° 0 30° 60° 90°
^Расстояние от вспышки до центрального Е
^иеридиана
Рис. 8.31. Величины понижений магнитного поля в главной фазе бури
(Dst) как функция расстояния от центрального меридиана вспышки,
возможно ответственной за данную бурю. Кружок с точкой указывает случаи,
сопровождающиеся поглощением в полярной шапке [74].
лия, предпринятые в течение последнего десятилетия, природа
плазмы, ответственной за магнитосферные бури, и механизм выхода
ее из Солнца остаются пока неизвестными.

Балл 5*
Гонолулу N22E70
Балл 2
1 i i i i I I I I I I 1 1 1 1
15 16 17 18 19 20 21 22 23 2U 25 26 27 26
Сентябрь 1963
Балл 2В 2В
23 24 25
Май 1967
Рис. 8.32. Три случая геомагнитных возмущений и соответствующих
понижений Форбуша в июле 1959 г., сентябре 1963 г. и в мае 1967 г. [76]. В верхней
части каждого периода указаны координаты центрального меридиана
активной области на диске Солнца, изменяющиеся по мере его вращения.

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
383
8.8. УСИЛЕНИЕ ПРОТОННОГО ПОЯСА В ПЕРИОД БУРИ
И ЕГО МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
8.8.1. ВВЕДЕНИЕ
Ослабление горизонтальной компоненты геомагнитного поля,
охватывающее в период геомагнитной бури всю планету в низких
широтах, в течение длительного времени приписывалось текущему
вокруг Земли на запад электрическому току. Этот ток получил
название кольцевого тока. Современные представления о радиусе
и силе этого тока связаны с исследованиями Чепмена и Ферраро
[178], которые рассматривали его как тороид, находящийся
внутри полости, образованной солнечным ветром. Современным
представлением о его форме мы обязаны Зингеру [220], который
руководствовался предложенным Альвеном методом возмущений (разд. 6.2)
для описания движения заряженной частицы в дипольном поле.
Магнитное поле, создаваемое осесимметричным распределением
захваченных заряженных частиц в дипольном поле, детально
изучалось в работах [156, 168, 185, 217] и др.
Связанное с возмущением поле в низких широтах в период
главной фазы многих бурь не является осесимметричным. Анализ
возмущенного поля показал, что оно может быть представлено суммой
осесимметричной (планетарной) компоненты и асимметричной
компоненты. Последняя приписывалась раньше ионосферным
электрическим токам, берущим начало в полярных областях, а
симметричная компонента описывалась симметричным кольцевым током.
В настоящее время стало ясно, что по крайней мере в отдельные
периоды ионосферные токи не являются причиной основной части
асимметрии [163]. Это указывает, что протонный пояс может быть
существенно асимметричным, особенно в начальной стадии главной
фазы. Таким образом, асимметрия является существенной
особенностью возникающего кольцевого тока.
Интенсивный протонный пояс значительно деформирует
магнитное поле магнитосферы и изменяет ее структуру. В частности,
имеет место приближение к Земле границы области захвата, а овал
полярных сияний смещается к экватору (см. разд. 8.8.6 и
рис. 8.566).
8.8.2. ВОЗМУЩЕНИЕ МАГНИТНОГО ПОЛЯ В НИЗКИХ
И СРЕДНИХ ШИРОТАХ В ПЕРИОД ГЛАВНОЙ ФАЗЫ
а) Геомагнитная буря 17—18 апреля 1965 г. Интенсивная
геомагнитная буря началась внезапно 17 апр. 1965 г. в 13 ч 12 мин
UT типичным внезапным началом в горизонтальной компоненте Я.
На рис. 8.33 приведены магнитограммы Я-компоненты 37
обсерваторий на геомагнитных широтах в пределах —45°<Ф<;450
за период с 12 ч 17 апр. до 24 ч 18 апр. 1965 г. (UT). 5^-вариации

17-18 апреля 1965 «7-18 апреля 1965
12 00 12 00 12 00 12 00 12 00 12 00 12 00 12 00
VT,4
Рис. 8.33. Магнитограммы горизонтальной составляющей магнитной бури 17—18 апреля 1965 г. Поверхность Земли
разделена на четыре сектора: Европа — Африка, Средний Восток — Индия, Восточная Азия— Тихий океан, Северная—
Южная Америка. Магнитограммы четырех секторов приведены последовательно в четырех колонках [206].

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
385
(разд. 4.4.2) исключены; их величина принималась равной 0,6 от
значения Sq в период МГГ. Чтобы исследовать как долготную, так
и широтную зависимость полей магнитной бури, магнитограммы
приведены в четырех столбцах, представляющих (слева направо)
четыре сектора земного шара: Европа — Африка (между
геомагнитными долготами 45 и 100° Е), Средний Восток — Индия (между
долготами 100 и 165° Е), Восточная Азия — Тихий океан (между
долготами 165 и 285° Е), американский сектор (между долготами
285 и 45° Е). В каждом секторе магнитограммы располагались в
порядке убывания широты, хотя данные во втором секторе были
неполные. Все магнитограммы нормированы к нулевому значению
в 12 ч в UT 17 апр. 1965 г., несколько ранееSSC.
Ряд особенностей являются общими на всех магнитограммах,
а именно внезапное начало в 13 ч 12 мин UT 17 апр., отрицательный
внезапный импульс в 17 ч 30 мин UT, последующее увеличение
около 19 ч 30 мин в тот же день и начало понижения в ранние
утренние часы 18 апр. Однако при детальном исследовании на разных
станциях выявляются существенные различия.
Во время отрицательного внезапного импульса (17 ч 30 мин
UT) магнитосфера расширяется 1104]; в результате спутник «Ве-
ла-2Б», который находился близ границы магнитосферы и
двигался от Земли, оказался внутри магнитосферы. В период увеличения
магнитного поля на поверхности Земли в 19 ч 30 мин UT на спутнике
регистрируются частицы солнечного ветра, что обусловлено
увеличением давления солнечного ветра и соответствующим сжатием
магнитосферы (рис. 8.22).
Таким образом, нет сомнений, что первое^усиление давления
солнечного ветра, приводящее к SSC, внезапно прекращается в 17 ч
30 мин UT, не приводя к заметному ослаблению магнитного поля,
характерного для главной фазы бури. Главная фаза, которая
началась ранним утром 18 апреля, была связана со вторым усилением
давления солнечного ветра в 19 ч 30 мин UT.
Геомагнитные вариации в период ослабления поля в каждом
секторе имеют некоторые сходные черты, но существенно отличаются
от сектора к сектору. Величина уменьшения поля в низких
широтах много больше во втором и третьем секторах, чем в первом и
четвертом. Эта долготная асимметрия четко выявляется на картах
(рис. 8.34), где ориентировочно проведены изолинии
напряженности горизонтальной составляющей для каждого часа UT с 04 до
09 ч 18 апр. 1965 г. Около 6 ч UT большое положительное
импульсное изменение наблюдалось в четвертом секторе (рис. 8.33). Оно
наложилось на ослабление поля в период главной фазы.
Аналогичное изменение охватило западную часть Тихого океана (третий
сектор) и наблюдалось в обсерваториях Гонолулу и Апия. Тщательный
просмотр магнитограмм показал, что этот положительный импульс
был зарегистрирован также на всех обсерваториях первого сектора

Р и с.*8.34. Изолинии равной интенсивности вариаций горизонтальной ком-
Буквы S, А, Е обозначают соответственно подсолнечную.

поненты в период главной фазы геомагнитной бури 17—18 апреля 1965 г.
антисолнечную и подспутниковую точки [206].

388
Гл. 8. Магнитосферные бури
и на обсерваториях Аддис-Абеба, Аннамалаинагар, Кодайканал
и Тривандрам во втором секторе. В течение главной фазы бури
наблюдалось много других положительных изменений поля. Такие
импульсные изменения поля были тесно связаны с интенсивной
системой токов в полярных областях в то же время. Они будут
детально рассмотрены в разд. 8.9.3.
v О 6 12 18 24г/Г
Рис. 8.35а. Магнитограммы горизонтальной составляющей пяти
низкоширотных обсерваторий в период геомагнитной бури 13 сентября 1957 г. В
нижней части рисунка приведены соответствующие Л£-индексы [166]. / —
Сан-Хуан, 2 — Гонолулу, 3 — Мемамбетсу, 4 — Кветта, 5 — Таманрассет.

Рис. 8.356. Линии равной интенсивности вариаций горизонтальной
компоненты в период бури 13 сентября 1957 г. Подспутниковая и антиспутниковая
точки указаны соответственно кружком с точкой и крестом [163].

390
Гл. 8. Магнитосферные бури
б) Геомагнитная буря 13 сентября 1957 г. Геомагнитная
буря 13 сентября 1957 г. была одной из наиболее
интенсивных бурь периода МГГ. На рис. 8.35а приведены магнитограммы
горизонтальной составляющей пяти типичных низкоширотных
обсерваторий, охватывающих все долготы, а на рис. 8.356
представлены изолинии горизонтальной компоненты для каждого часа UT
с 07 до 12 ч 13 сентября, указывающие на существование заметной
долготной асимметрии в вариациях горизонтальной компоненты.
в) Фурье-анализ возмущенного геомагнитного поля.
Предположим, что возмущенное поле известно для любой точки на
поверхности Земли в определенный момент бури ty измеренный от
внезапного начала. Распределение каждой компоненты возмущенного поля
вдоль геомагнитной параллели может быть выражено в виде
D(0, Ф, /) = со(0, /) + 2 е* <9' />sin [пФ + а* <8' 01» 0)
п
где 0 и Ф обозначают соответственно дополнение геомагнитной
широты до 90° и геомагнитную долготу, а ап— фазовый угол. Первый
и второй члены в правой части, т. е. со(0, /) и ряд Фурье
представляют соответственно компоненту, осесимметричную относительно
дипольной оси, и асимметричную часть возмущенного поля, которая
изменяется с долготой. Эти составляющие поля возмущений
называются соответственно шторм-тайм-вариацией (Dst) и возмущением,
зависящим от местного времени (DS). Поэтому можно записать
D = Dst + DS, (2)
D,f(M) = *o(M. (3)
DS(8. Ф, /) = 2сп (9> 0 sin ["фд + *п (О, 0]. (4)
п
Чепмен [1741 проанализировал совокупность геомагнитных бурь
с примерно одинаковыми интенсивностью и временами начал
(известными с точностью до 1 ч), распределенных примерно равномерно
по 24 часам гринвичских суток. Он получил с0 (0, f) =-Dst(Qy t)
в функции геомагнитной широты. На рис. 8.36 приведены
полученные таким методом результаты по наблюдениям 11 обсерваторий
для 40 бурь умеренной интенсивности.
Вариация Dst (Н) является функцией дополнения до 90°
геомагнитной широты В; она больше в низких широтах. Склонение не
показывает заметных изменений во время бури Dst(D) в интервале
геомагнитных широт на рис. 8.36. Dst (Z) также много меньше, чем
Dst(H). Таким образом, вектор поля Dst практически
параллелен поверхности Земли, за исключением областей в полярной
шапке, где вертикальная компонента Z обнаруживает большие
положительные изменения.

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
39!
Поле Dst обусловлено в основном внешними источниками, но,
так как Земля является хорошим проводником, изменения
внешнего магнитного поля индуцируют земные токи, которые дают
заметный вклад в вариации магнитного поля на поверхности Земли и
экранируют более глубокие земные слои от внешних вариаций. Если
бы Земля была идеально проводящей, а внешнее поле Dst однород-
Часи по времени бури
Рис. 8.36. Шторм-тайм-вариация горизонтальной, вертикальной
составляющих и склонения в трех широтных зонах; их средние широты слева
направо составляют соответственно 22°; 40°; 51° [174].
ным и параллельным оси диполя/^, то индуцированные в Земле
токи привели бы к компенсации на поверхности Земли вертикальной
компоненты внешнего поля и увеличению его горизонтальной
компоненты, которая составляла бы V2 от наблюдаемого значения.
Однако, поскольку Земля не является идеальным проводником
(разд. 2.5), земные токи охватывают слой толщиной в несколько сот
километров. На поверхности Земли внешнее вертикальное поле
не уничтожается полностью, а горизонтальная составляющая
внешнего происхождения составляет 2/3 от наблюдаемого значения.
В оригинальном исследовании Чепмена изучалась осредненная
для первого и второго дня бури компонента DS. В этом случае она
называется возмущенной суточной вариацией и обозначается SD.
Различие между первым и вторым днями указывало, что
коэффициенты при гармониках си с2, ... также являются функциями времени
бури. Используя те же данные, Чепмен в [176] определил амплитуду
Ci как функцию времени бури t (рис. 8.37) и с помощью
гармонического циферблата (разд. 4.3) показал существование вариаций сх
и а4 во всех трех элементах Я, D и Z на средней геомагнитной широ-

+ 10
х^
DS(H)
0<
-10
-20
-30
Ъл
-
i
6
t l i
12 18 24
Часы по времени бури
^Чх^дОгьдрРР**^
1
30
1
36
Dst (Н)
_|
42
1
48
Рис. 8.37. Шторм-тайм-вариация Dst(H) и амплитуда DS(H) [176].
4
2
0
-2
DS(D) ^
<s ^ ■
4я-i* 2
1 • 1
2
DS(Z)
—
4
Ч
J*
-л2
\
\
6 \
2 DS(H)
1 \ '
8 \ 10 1,иУ
©!
Рис. 8.38. Гармонический циферблат суточных компонент DS(H), DS(D)
и DS(Z) в последовательные половины суток (указаны цифрами) [176].

20r
■м
Малые бури
Часы по времени бури
i i j. i i 1 i i i i i i i i i
24
*~<У
36
48
60
72
^-*—^-^DS0"
Pst
20г
М
Умеренные бури
Часы по времени бури
Л \ м 1 I I 1 1
12
24
36
I, I I I I
48
-20
.-o^^DS
Dst
60 , 72
-401
20
(у)
Большие бури
\
Часы по времени бури
Рис, 8,39а. Шторм-тайм-вариация Dsi(H) и амплитуда (2 c1)DS1(Я) в первые три дня малых, умеренных и больших
бурь на геомагнитной широте (в среднем) 30 [226],

394
Гл. 8. Магнитосферные бури
те 37° (рис. 8.38). Использовались материалы наблюдений 8
обсерваторий на геомагнитных широтах от 18,5 до 50° с. ш. DS (Я)
достигает максимальных значений несколько ранее, чем Dst (#).
В [226] проделан аналогичный анализ на значительно большем
материале, охватывающем 346 магнитных бурь, подразделенных на
три группы: слабые, умеренные и сильные. На рис. 8.39а
приведены результаты [226] для Dst (Я), Ci и at как функции времени
бури t, а на рис. 8.396 представлены гармонические циферблаты
первого гармонического члена DS-вариаций.
г) Интерпретация Dst- и DS-компонент. Изучение одних
только наземных магнитограмм не дает однозначного ответа на вопрос,
где находится область пространства, в которой располагаются
системы токов, ответственные за компоненты Dst и DS. В прошлом
часто молчаливо предполагалось, что в низких широтах поле Dst
обусловлено осесимметричным кольцевым током, а поле DS —
током в ионосфере (разд. 8.9). Акасофу и Чепмен [163] привели ряд
доводов, почему DS-компонента не может быть всегда целиком опи-
Средняя широта 30°
о 1(0—5h)
о 2 (6—llh)
о 3(12—17h)
o4(18-23h)
• 5-6-7-8(24-47h)
©9-10-11 (48-71h)
Рис. 8.396. Гармонические циферблаты для суточных компонент DS(H)t
DS(D) и DS(Z) для малых, умеренных и больших бурь. Точки циферблата
14-8 относятся к первым восьми 6-часовым интервалам, а точки циферблата
9 -г 11 — к следующим трем 8-часовым интервалам [226].

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
395
сана током в ионосфере, и заключили отсюда, что протонный пояс в
отдельные периоды времени может быть существенно асимметричен.
Первые спутниковые наблюдения, подтверждающие асимметрию
кольцевого тока в период бури, были выполнены при изучении
бури 17—18 апр. 1965 г. [171]. В период усиления главной фазы
магнитной бури спутник «Эксплорер-26» медленно перемещался к
Земле по направлению к подсолнечной точке. Спутник достиг полуден-
0
-40
-80
-120
-160
-200
-240
-280
-320
-360
ирота -7,2°
Z 2,838
0,7°
4,189
4,5°
4,938
6,9°
5,155
8,3°
4,835
8,2°
3,833
i ±~^ ' ' * 1 1
-
-
-
-
i
4 00
1007
i
5 00
11.50
»
6 00
1253
i
7,00
13.47
Время
i
8.00
1444
»
9-00
1601
-
2
UT v иллин
LT
Рис. 8.40. Наблюдения спутником «Эксплорер-26» поля кольцевого тока
в период геомагнитной бури 17—18 апреля 1965 г. (см. также рис. 8.34)»
В 5 ч UT 18 апреля развивается главная фаза бури со значительным
понижением поля. Однако не было отчетливых указаний на существование поля
кольцевого тока по данным спутника, который пересекал утренний сектор
магнитосферы с L = 3 до 5, удаляясь от Земли. Интенсивное поле кольцевого тока
наблюдалось в послеполуденном секторе, во время последующего движения
спутника к Земле с L = 4,8 до 2,5 [171].
ного меридиана примерно в 05 ч UT; максимум ослабления поля в
главной фазе приходится на 09 ч UT (см. рис. 8.34). На рис. 8.40
приведены результаты наблюдений магнитного поля на спутнике
«Эксплорер-26» между 04 и 10 ч UT. Сопоставление наблюдений на
спутнике и на поверхности Земли (рис. 8.33) показывает, что между
05 и 06 ч мирового времени на спутнике регистрировались весьма
небольшие изменения В при удалении от Земли, несмотря на
большое понижение магнитного поля на поверхности Земли в главную
фазу бури. По-видимому, это свидетельствует о том, что изменения
поля на поверхности Земли были обусловлены неполным кольцевым
током, который не охватывал полуденного сектора. С другой сто-

396
Гл. 8. Магнитосферные бури
роны, при последующем приближении к Земле, которое
приходилось на послеполуденный сектор, наблюдалось заметное ослабление
поля. Это и многие последующие спутниковые наблюдения
позволили с большой надежностью установить, что протонный пояс
существенно асимметричен в период усиления главной фазы бури.
Поэтому DS-компонента не может быть описана чисто ионосферным
током. Пояс становится более или менее симметричным на фазе
восстановления. Об этом свидетельствуют как наземные, так и
спутниковые наблюдения.
8.8.3. СИММЕТРИЧНЫЙ ПРОТОННЫЙ ПОЯС И ЕГО МАГНИТНОЕ ПОЛЕ
а) Теорема Деслера—Паркера—Скобке. Симметричный
кольцевой ток в период бури состоит из заряженных частиц, окружающих
земной шар симметрично относительно оси диполя. Поле этих частиц
и распределение эквивалентного электрического тока были впервые
описаны в приближении, когда плотность и энергия пояса частиц
настолько малы, что его собственным магнитным полем можно
пренебречь, так что движение частиц происходит в поле диполя.
По-видимому, невозможно аналитически вывести напряженность
магнитного поля в произвольной точке пространства,
обусловленного движением частиц в дипольном поле. Единственным
исключением является точка в начале координат, т. е. центр Земли. В [217]
исследовалась теорема Деслера и Паркера [185], согласно которой
в этой точке магнитное поле, обусловленное поясом заряженных
частиц, зависит только от их суммарной кинетической энергии, если
пренебречь полем самого кольцевого тока. Скобке [217] показал, что
магнитное поле кольцевого тока в начале координат ABZ (0) дается
выражением
±М> = -*!,; (5)
Во Зет
В0 обозначает горизонтальную компоненту геомагнитного поля на
экваторе (В — Я в разд. 2.2.6), а общая энергия частиц в поясе
еа равна
•. = { %dV,
где еа— плотность энергии кольцевого тока, ew— общая внешняя
энергия геомагнитного поля, обусловленного источниками внутри
Земли. Таким образом, ДВг является функцией только еа,
суммарной энергии частиц. В [173] замечено, что поскольку ет можно
выразить как (1/3) В0 М (где М — магнитный момент земного диполя),
то выражение для е^ можно переписать в виде
1. = --1-Л*.ДЯж(0). (6)

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
397
Это выражение следует сопоставить со значением энергии,
необходимой для ограничения геомагнитного дипольного поля в конечном
объеме (разд. 5.4.2). Так как ет « 8-Ю24 эрг, то еа « 4.1022 эрг
для ДВ2 « 100у.
Однако эта теорема может быть использована только как первое
приближение, ибо в ней пренебрегается влиянием поля кольцевого
тока на частицы. В [169, 173, 208] было показано, что если
принимать во внимание этот нелинейный эффект, то приведенное выше
уравнение необходимо заменить соотношением:
ДВД=--А-(2Я, + е') =-2,418- 10-2<(1а+^-6')Т, (7)
где е'— магнитная энергия кольцевого тока (разд. 8.8.3в).
б) Функции распределения частиц в поясе. Сила азимутального
тока /, создаваемого движениями групп заряженных частиц в ди-
польном поле, определяется соотношением разд. 6.2 и для
произвольной точки Р выражается в следующем виде:
; _ 1 /„ пч 1 / дрп \ 2tgX дрп ,ft.
где Rc—радиус кривизны магнитной силовой линии в точке Р
(разд. 2.2.7), а
hx = re{\ +3sin2X),/2cosX,
A2 = cos3X/(l + 3sin2X)72 ,
(9)
ps = Г mv\ n (v) F (a) dv da,
Pn = j-y mv\ n(v) F(a) dv da.
Здесь F (a) обозначает функцию распределения частиц по
питч-углам, в то время как F(a) d(a) есть доля частиц, имеющих скорость
с; и с питч-углами, заключенными в интервале от а до a + da.
Очевидно, F(a) должно удовлетворять условию
j
F(a)da=l,
6
так что (см. [209])
F(a) = /!(P)sinp+Ia,
(10)
Лф) = Г(р + 2)/2р+1|г^р+1)]\

398
Гл. 8. Магнитосферные бури
Если (3 = 0, то F(a) = V2 sin а и распределение по питч-углам
изотропно. На рис. 8.41 приведена функция F(a) для (3 = 0, —0,9 и 2,0.
При Р> 0 имеется избыток частиц с большими питч-углами, при
Р< 0 — с малыми питч-углами. Подставляя (10) в (9), получаем
ps = Г mv\ nF (a) dadv = m Г сЛя f F (а) cos2 ada dv =
= mJVn[l —AB($)\dv\
pn = \ ( — mnv2n F(<x)d<xdv = — ml и2Л Г У7 (a) sin2 a da dv =
= 2m$v2nB($)dv,
где
B(P) = (P + 2)/4(P + 3).
Паркер [209] показал, что для распределения по питч-углам,
определяемого соотношением (10), связь между п в точке Р и п0
в произвольной точке Р0 на той же силовой линии определяется
соотношением
n = n0(B0/Bf\
где В0 и В — напряженности поля соответственно в точках Р0 и
Р. Поэтому в дипольном поле, для которого BJB является
известной функцией, число частиц в единице объема п определяется в
любой точке значением Р и плотностью частиц вдоль экваториального
радиуса ге (индекс е обозначает величины в экваториальной
плоскости). Предполагая, что пространственное распределение плотности
частиц вдоль экваториального радиуса является гауссовым,
получаем для п следующие выражения:
л = я0ехр(—gxz2) (z<0; внутренняя часть пояса),
я = л0ехр(—glz2) (z>0; внешняя часть поЬса),
* =(re — re0)/R3,
f = Ге0 I %з '
здесь ге0 обозначает радиальное расстояние точки, в которой п
принимает максимальное значение п0.
Ток б/, создаваемый частицами, скорости которых заключены
в интервале от v до v + dv, может быть записан в виде
i}=«1« [(/о+г), ехр (_ gtgt)D {к р) +
+ 2g*z(f0+z)*exp(-g*z*)H(K№ (12)

fim ЖЖ$г w
tw°*
210° L I
20ff I
200Рwcf U}?o°'6CP
J" I" f
t
в"
Рис. 8.41. Питч-угловое распределение ^(P)sin(3+1)o для р =2,0; 0 и
— 0,9. Отклонение от изотропного распределения (Р = 0) указано площадью
с точками для Р = 2 и заштрихованной площадью для Р = —0,9 [156].

400
Гл. 8. Магнитосферные бури
где
в I §
10
-л
Расстояние, R3
/ч' - - .
Рис. 8.42. Распределение векторов магнитного поля модели кольцевого
тока V3. Пересмотренный вариант [160].
Р = 3 [1 — 65 (Р)] [(cos Х)5+зр(1 + 3 sin2 X)] + 6РЯ(Р) sin2 X (cosа)зр+3 X
X(3 + 5sin2X)
Q = (1 + 3sin2X) 4 ,
н = 2В (Р) cos3^+3 X
(1 +3sinU)^
в) Численные примеры. Пояс V3, первоначально предложенный
в качестве модели кольцевого тока в [156], позднее был подробно

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
401
изучен в работах [160, 200]. Эта модель может служить для
приближенного количественного рассмотрения общих закономерностей
магнитного поля, образованного группой захваченных частиц.
В рассматриваемой модели предполагалось, что поле состоит из
частиц с энергией е = 150 кэВ. Сила тока будет одинакова
10*
£
10* h
101
+ 25
О
У
-50
-100
X
Диполь*
кольцевой ток (V3)
Диполь
234567 89 10
Экваториальное расстояние, R3
Рис. 8.43.а — деформация поля геомагнитного диполя полем кольцевого
тока модели V3. На рисунке приведена величина деформированного диполь-
ного поля вдоль экваториального радиуса, б — напряженность магнитного
поля кольцевого тока модели V 3 вдоль экваториального радиуса.
Пересмотренный вариант [156].

402
Гл. 8. Магнитосферные бури
Магнитное поле (7) кольцевого тока, характеризуемого параметрами:
Широта, градусы
VI
\|
1,0
1,5
2,0
2,5
3,0
3,5
4,0
4,5
5,0
5,5
6,0
6,5
7,0
7,5
8,0
8,5
9,0
9,5
10,0
0
Вг
—0,072
—0,071
—0,071
—0,086
-0,134
—0,140
—0,108
—0,048
0,006
0,031
0,034
0,028
0,021
0,016
0,012
0,010
0,008
0,006
0,005
вх
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
0,000
10
Вг
—0,072
—0,071
—0,072
—0,089
—0,129
—0,130
—0,097
—0,043
0,001
0,021
0,023
0,020
0,016
0,012
0,010
0,008
0,007
0,005
0,005
вх
0,000
0,001
0,003
0,011
0,017
0,002
—0,021
—0,041
—0,046
—0,039
—0,029
—0,020
—0,014
—0,010
—0,008
—0,006
—0,005
—0.004
—0,003
20
Вг
—0,072
—0,072
—0,075
—0,095
—0,114
—0,108
—0,077
—0,040
—0,014
—0,001
0,004
0,005
0,005
0,005
0,004
0,004
0,003
0,003
0.003
Вх
0,000
0,001
0,004
0,015
0,006
—0,021
—0,051
—0,066
—0,061
—0,018
—0,036
—0,026
—0,020
—0,015
—0,012
—0,010
—0,008
—0.006
—0.005
30
Вг
—0,072
—0,073
—0,078
0,092
—0,097
—0,086
—0,064
—0,042
—0,026
—0,015
—0,009
—0,005
—0,003
—0,002
—0,001
0,000
0,000
0.000
0,000
вх
0,000
0,001
0,005
0,004
—0,014
—0,039
—0,053
—0,053
—0,046
—0,038
—0,030
—0,024
—0,019
—0,016
—0,013
—0,010
—0,009
—0.007
—0.006
независимо от того, состоит ли пояс из протонов или электронов
указанной энергии. Радиальное расстояние ге0 точки, в которой п
достигает максимального значения п0=1 см""3, взято равным 6/?з.
Распределение частиц около ге0 выбрано таким образом, что п
уменьшается примерно в 10 раз на расстоянии 1/?з от ге0. Распределение
по питч-углам предполагается анизотропным с Р = 0,5. Кроме того,
предполагается существование равновесного состояния.
Следовательно, значения используемых параметров таковы:
re0 = 6R3, Ло=1,Осм-3, gx = g2= 1,517,
Р = — 0,5, е = 150 кэВ.
На рис. 8.42 приведено распределение векторов поля AiB,
полученное в первом приближении. В этом приближении величина
магнитного поля пропорциональна плотности энергии в точке ге0,
а именно п0г кэВ/см3.

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
403
Таблица 8.1
r<?0 = 3,0R3, gi= 1,517, g2 = 0,759, л0е = 1 кэВ/см3, р = 2,0
40
Вг
—0,072
—0,073
—0,078
1 —0,084
—0,081
—0,069
—0,054
—0,041
—0,029
—0,021
—0,016
—0,011
—0,009
—0,006
—0,005
—0,004
—0,003
—0,002
—0,002
вх
0,000
0,001
0,001
—0,007
—0,022
—0,032
—0,036
—0,035
—0,032
—0,027
—0,023
—0,019
—0,016
-0,014
—0,011
—0,010
—0,008
—0,007
—0,006
50
1 ^
—0,072
—0,073
—0,076
-0,075
—0,069
—0,059
—0,048
—0,038
—0,030
—0,024
—0,019
—0,015
—0,012
—0,009
—0,008
—0,006
—0,005
—0,004
—0,004
вх
—0,000
—0,000
—0,003
—0,010
—0,017
—0,022
—0,024
—0,023
—0,022
—0,019
—0,017
—0,015
—0,013
—0,011
—0,009
—0,008
—0,007
—0,006
—0,005
! со
Вг
—0,072
—0,072
—0,072
—0,068
—0,061
—0,053
—0,044
—0,036
—0,030
—0,024
—0,020
—0,016
—0,014
—0,011
—0,010
—0,008
—0,007
—0,006
—0,005
Вх
0,000
—0,001
—0,004
—0,008
—0,012
—0,015
—0,016
—0,015
—0,014
—0,013
—0,012
—0,010
—0,009
—0,008
—0,007
—0,006
—0,005
—0,005
—0,004
70
Вг
—0,072
-0,071
—0,069
—0,064
—0,057
—0,049
—0,042
—0,035
—0,029
—0,024
—0,020
—0,017
—0,015
—0,012
—0,011
—0,009
—0,008
—0,007
—0,006
вх
0,000
—0,001
—0,003
—0,006
—0,008
—0,009
—0,010
—0,009
—0,009
—0,008
—0,007'
—0,007
—0,006
—0,005
—0,005
—0,004
—0,004
—0,003
—0,003
Ясно, что поле &\В практически однородно в объеме с радиусом
~2/?з и параллельно оси диполя. На больших расстояниях kJS
становится существенно неоднородным; оно заметно искривляется
в области интенсивного тока. На расстояниях, превышающих 67?з >
поле с увеличением расстояния ведет себя так же, как поле диполя.
На рис. 8.43 приведена напряженность поля кольцевого тока в
экваториальной плоскости и суммарное поле геомагнитного диполя
и кольцевого тока. Существенное ослабление поля в районе ге0 =
= 6/?з обусловлено в основном диамагнетизмом. В табл. 8.1
приведены напряженности поля кольцевого тока для компоненты ВХУ
параллельной экваториальной плоскости, и компоненты Bz,
перпендикулярной этой плоскости (антипараллельной оси диполя);
при этом пояс характеризуется следующими параметрами:
re0 = 3,0 Я3 ; gl = 1,517; g2 = 0,759;
п0г = 1 кэВ/см3; р = 2,0.

404
Таблица 8.2
Пространственные вариации an(R)
Приведенные в таблице значения /
как г Л
an(R)
13 5
—1,541+0
—7,403+0
— 1,008+1
— 1,316+1
— 1,667+1
—2,061 + 1
—2,501 + 1
—2,996+1
—3,569+1
—4,257+1
—5,063+1
—5,941 + 1
—6,879+1
—7,870+1
—8,904+1
—9,968+1
— 1,105+2
—1,212+2 !
— 1,318+2
—1,419+2
— 1,514+2
—1,601+2
—1,678+2
—1,745+2
—1,801+2
—1,846+2
—1,878+2
—1,900+2
— 1,911+2
—1,913+2
— 1,907+2
— 1,893+2
— 1,874+2
— 1,849+2
— 1,821+2
—1,790+2
—1,758+2
—1,056—2
—2,206—2
—4,162—2
—7,310—2
— 1,217—1
— 1,934—1
—2,897—1
—3,875—1
—3,786—1
—3,693—2
7,221 — 1
1,703+0
2,887+0
4,298+0
5,941+0
7,808+0
9,869+0
1,208+1
1,438+1
1,671+1 1
1,899+1
2,116+1
2,313+1
2,486+1
2,629+1
2,741 + 1
2,819+1
2,863+1
2,875+1
2,858+1
2,814+1
2,748+1
2,664+1
2,566+1
2,458+1
2,344+1
2,226+1
7,969—4
2,387—3
6,254—3
1,530—2
3,608—2.
8,215—2
1,772—1
3,468—1
5,679—1
7,055—1
6,758—1
6,042—1
5,009—1
3,391 — 1
9,798—2
—2,368—1
—6,719—1
— 1,205+0
— 1,827+0
—2,518+0
—3,255+0
—4,006+0
—4,742+0
—5,432+0
—6,047+0
—6,566+0
—6,972+0
—7,256+0
—7,415+0
—7,455+0
—7,383+0
—7,213+0
—6,962+0
1 —6,647+0
—6,285+0
—5,892+0
—5,483+0
и dan{R)fdR для п = 1, 3, 5
± S следует интерпретировать
dan (R)/dR
13 5
— 1,028+1
—1,234+1
— 1,440+1
— 1,648+1
—1,859+1
—2,080+1
—2,326+1
—2,642+1
—3,122+1
-3,765+1
—4,238+1
—4,544+1
—4,827+1
—5,071 + 1
—5,259+1
—5,375+1
—5,406+1
—5,341+1
—5,177+1
—4,915+1 1
—4,561 + 1
—4,125+1
—3,625+1
—5,078+1
—2,504+1
—1,924+1
— 1,356+1
—8,173+0
—3,202+0
1,250+0
5,125+0
8,397+0
1,107+1
1,317+1
1,476+1
1,588+1
1,661 + 1
—4,225—2
—7,495—2
— 1,239—1
—1.954—4
—2,961—1
—4,232—1
—5,261 — 1
—3,692—1
6,694—1
2,857+0
4,456+0
5,387+0
6,473+0
7,636+0
8,791+0
9,849+0
1,072+1
1,134+1
1,164+1
1,159+1
1,117+1
1,039+1
9,297+0
7,943+0
6,399+0
4,741+0
3,04в+0
1,393+0
— 1,606—1
— 1,563+0
—2,779+0
—3,790+0
—4,588+0
—5,181+0
—5,583+0
—5,815+0
—5,903+0
4,781—3
1,212—2
2,881—2
6,686—2
1,519—1
3,289—1
6,469—1
1,039+0
1,047+0
2,229—1
—3,295—1
—4,129—1
—6,430—1
—9,923—1
— 1,431+0
— 1,923+0
—2,427+0
—2,900+0
—3,301+0
—3,592+0
—3,745+0
—3,745+0
—3,588+0
—3,284+0
—2,853+0
—2,323+0
—1,730+0
— 1,108+0
—4,903—1
9,211—2
1 6,161—1
1,065+0
1,430+0
1,707+0
1,900+0
2,015+0
2,063+0

8.8. Усиление протонного пояса в период бури 405
Продолжение
an(R)
1
— 1,724+2
—1,690+2
—1,656+2
—1,622+2
— 1,589+2
—1,556+2
—1,524+2
— 1,493+2
—1,464+2
3
2,108+1
1,992+1
1,879+1
1,770+1
1,666+1
1,568+1
1,478+1
1,388+1
1,307+1
5
—5,071+0
—4,664+0
—4,271+0
—3,898+0
—3,547+0
—3,221+0
—2,921+0
—2,645+0
—2,394+0
dan (R)/dR
1
1,701 + 1
1,714+1
1,707+1
1,684+1
1,651+1
1,609+1
1,563+1
1,514+1
1,464+1
3
—5,873+0
—5,750+0
—5,560+0
—5,322+0
—5,054+0
—4,770+0
—4,483+0
—4,199+0
—3,924+0
5
2,056+0
2,004+0
1,919+0
1,812+0
1,692+0
1,566+0
1,439+0
1,316+0
1,199+0
В [200] показано, что, поскольку вектор-потенциал А магнитного
поля любого осесимметричного распределения электрического тока
может быть выражен в форме 2 Ап(г)РпЛ(cos 8) и поскольку члены
разложения Ап(г) можно вычислить, не прибегая к двойному
интегрированию, как было сделано в [156], компоненты магнитного
поля кольцевого тока могут быть записаны в довольно простой
форме:
ВГ = 1,258 • 10-4 . J] я1я+£а*т РЛМ,
00
В, =-1,258- 10-'n0e^-i- -^-Р\ М.
где |х = cos 8 и R = r/R3 .
В табл. 8.2 приведены значения an(R) и daa(R)ldR для пояса,
характеризуемого набором параметров: ге0 = 3#з; gi= 2,99; g2 =
= 0,419 и Р == 2,0. Магнитная энергия кольцевого тока
определяется соотношением:
dV= 1,58- lO-^Rl{n0e)2 х
2(2n + l)J [ «» V dR ) J
0
Для использованной выше модели е' == 3,19-1016(я08)2 = 2,9-1021 эрг.

Рис. 8.44. а — меридиональное распределение интенсивности тока в модели
кольцевого тока. Распределение приведено раздельно в случае линейной
теории (Л) и самосогласованной теории (В), б — интенсивность магнитного
поля модельного кольцевого тока вдоль экваториального радиуса,
вычисленная на основе самосогласованной теории. Вычисления проведены для четырех
различных значений кинетической энергии ed: (Л) — 1,0-1022 эрг;
(В) — 1,86-1022 эрг; (С) — 3,2Ы022 эрг; (D) — 4,39-1022 эрг. Для (D)
интенсивность рассчитана как для линейной, так и самосогласованной теории.

8.8. Усиление протонного пояса в период бури 407
6 п3
Рис. 8.44. в — изменение формы трех магнитных силовых линий для
четырех значений суммарных энергий кольцевого тока, использованных на
рис. 8.44,6. Соответствующие дипольные силовые линии показаны пунктиром.
г — Магнитные силовые линии в присутствии очень интенсивного кольцевого
тока [221—223].
В [221] была недавно успешно решена задача по расчету
самосогласованных значений полей кольцевого тока для поясов,
характеризуемых параметрами ге0 = 3#3; gi = 2,99; gr2= 0,419. Эти
результаты приведены на рис. 8.44, а — в.

408
Гл. 8. Магнитосферные бури
В [202, 222] исследовалась топология земного магнитного поля
в случаях весьма сильных кольцевых токов. Было показано, что
ток может изменить напряжения векторов геомагнитного поля в
некоторой области кольцевого тока (рис. 8.44,г). Однако в таких
случаях пояс становится неустойчивым.
8.8.4. СПУТНИКОВЫЕ НАБЛЮДЕНИЯ
Первое надежное свидетельство существования радиационного
пояса в период магнитной бури было получено в период бури
17—18 апреля 1965г. [171]* . На спутнике «Эксплорер-26» с помощью
(у)
+ 40
0
АВ
-40
-80
-120
Лщ
-
90°
I
16-5
%
V
1
11-9°
|
19 9
V
V s
14-2° 161° 17-9° 19-6° 21-3° 23-6°
|| | | | |
223 240 25-2 25-9 26-3 25-8
374— йосхщ
374 —нисходл
.———*■
/г
f /
374- ./ /
нисясод. у 1
/ /
S 1
/ 1
I
%~'Ш-восход. I
,
i i I ...i J i I 1
2-5 30 3-5 40
4-5
L
50 55 60 65
Рис. 8.45. Наблюдаемое распределение поля протонного пояса (примерно
вдоль экваториального радиуса) в период бури 17—18 апреля 1965 г. [171].
* Изменения магнитного поля в магнитосфере на 3 ^ L < 6 в спокойные
и возмущенные дни, обусловленные существованием кольцевого тока, были
впервые исследованы Ш. Ш. Долгиновым, Е. Г. Ерошенко, Ж Н. Жузговым
на спутнике «Электрон-2» и «Электрон-4» (Исследование магнитосферы Земли
в области радиационного пояса (3—6 /?з) в феврале — апреле 1964 г., сб.
«Исследования космического пространства», М., изд-во «Наука», 1965 г., стр.
342). — Прим. ред.

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
409
магнитометра измерялось крупномасштабное распределение
геомагнитного поля. На рис. 8.45 приведен пример вариации AB(L) для
нескольких различных орбит; ДБ определялось как разность между
наблюденной величиной В и значением поля, вычисленного по урав-
Р и с. 8.46а. Распределение плотности энергии частиц ер (эрг/см3) вдоль
экваториального радиуса, которое может обеспечить наблюдаемую
интенсивность поля кольцевого тока при одном из пересечений спутником «Экспло-
рер-26» кольцевого тока (виток № 376). Приведены также отношения плотности
кинетической энергии частиц к плотности энергии дипольного поля и к
плотности энергии общего (дипольного + кольцевого тока) поля.
нению (4) из разд. 2.2.3. Большие отрицательные изменения ДВ
в районе L = 3,0 -н- 3,5 обусловлены в основном диамагнетизмом,
так что центральная линия пояса должна быть расположена
приблизительно в этом районе. В [197] было показано, что
распределение энергии в кольцевом токе, приведенное на рис. 8.46а, хорошо
согласуется с наблюдаемым распределением магнитного поля. На
рис. 8.466 приведены первое и четвертое приближения расчетов
магнитных полей, а также наблюдаемое поле.

410
Гл. 8. Магнитосферные бури
Частицы, ответственные за появление кольцевого тока, были
впервые идентифицированы Франком [189] во время геомагнитных
бурь 25 июня и 9 июля 1966 г. На рис. 7.65 приведено распределение
протонов с энергиями между 31 и 49 кэВ для периода между 7 и
19 июля 1966 г. В спокойный период во время бури интенсивность
и
-20
-АО
-60
-во
-100
-120
-140
-
1
X
ч^^
Х^
i
\
W
\ V У
1
1 |
Измеренное 1
/ |
/
1
/ J
//Четвертое \
//приближение
1/
!/ 1
/ / I
/Первое приближе- J
/ ние
I I
Рис. 8.466. Сопоставление наблюденного поля кольцевого тока (примерно
вдоль экваториального радиуса) и вычисленного поля. Приведены результаты
расчетов в первом и четвертом приближениях [197].
потока протонов резко повышается; максимальный поток
увеличился примерно в 5 раз в период главной фазы, а затем медленно
уменьшался. На рис. 8.47 приведено распределение частиц в
меридиональной плоскости, а на рис. 8.48 — энергетический спектр протонов.
При L = 4 энергетический спектр приблизительно постоянен для
энергий >10 кэВ, но при L = 6 существует максимум,
приходящийся на энергию ~10 кэВ.
Долгинов, Ерошенко иЖузгов [186] нашли, что геоцентрическое
расстояние, на котором поле кольцевого тока ДВ(ге) меняет знак

N Л^75
S -75
-45°
Рис. 8.47. Наблюдаемое меридиональное распределение кинетической
энергии (эрг/см3) частиц кольцевого тока в период бури 9 июля 1966 г. [189].
Ю Юг
Энергия протонов, кэВ
Рис. 8.48. Энергетический спектр протонов кольцевого тока на трех
различных магнитных оболочках L = 4,0; 6,0; 7,1 [189].

412
Гл. 8. Магнитосферные бури
от отрицательного к положительному, зависит от интенсивности
бури. Франк [191] также обнаружил, что протонный пояс тем
ближе к Земле, чем больше возмущение.
8 8.5. ВРЕМЯ ЗАТУХАНИЯ КОЛЬЦЕВОГО ТОКА
Для интенсивной бури временная вариация поля Dst может быть
приближенно описана параболой
Dst(t) = (t*-20t)V (1)
Постоянные коэффициенты в этом соотношении выбраны таким
образом, чтобы Dst = —100у при t — 10 ч. Так как общая
кинетическая энергия га в кольцевом токе прямо пропорциональна
уменьшению Dst (разд. 8.8.3), вариация энергии имеет аналогичную
зависимость (изменяется только знак), так что
\ = *(~t2 + 20t), (2)
гдех = 3,7-1020 эрг/ч2 для t = 10 ч, 8^ = 3,7-1022 эрг. Уравнение
баланса энергии можно записать в виде
~^ = S(t) li, (3)
at т
где S (эрг/ч) обозначает скорость поступления энергии, а т (в
часах) — время распада кольцевого тока, которое и является
характеристикой скорости его затухания. Если S(t) = 0, to
е = е
сЮ
е~"\ (4)
Подставляя (2) в (3), получаем
S(t) = — -±-t* — 2%t(l l^-\ + 20х. (5)
Рис. 8.49 иллюстрирует, как меняется S(t) в зависимости от т
для заданной D ^-вариации [167].
Для данной временной вариации Dst невозможно однозначно
определить т. Необходимы дополнительные данные—например,
общая энергия, поступающая в магнитосферу, или время
максимума S(t). До тех пор, пока т не будет определено независимым
способом, невозможно оценить значение общей энергии, поступающей
в протонный пояс, или вид функциональной зависимости S(t).
Например, значения т, равные 6,0 и 0,1, приводят к значениям
интегральных энергий, вводимых в магнитосферу, которые различаются
более чем в 30 раз.
В настоящее время установлено, что частицами, образующими
кольцевой ток, являются протоны с энергиями ~20 кэВ. Важней-

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
413
1111
ill 1
8
Часы
12
16
20
Рис. 8.49. Шторм-тайм-вариация функции S поступления энергии для
данной шторм-тайм-вариации Dst для различных значений времени жизни
протонов кольцевого тока [167].
шим механизмом диссипации в этом случае является процесс
перезарядки [184]:
Н+ + Н->Н + Н+.
В результате энергичные нейтральные атомы водорода
выбрасываются из пояса, выходя из-под контроля магнитного поля. На
рис. 8.50 показаны времена жизни протонов разных энергий в
экваториальной плоскости, вычисленные в [204] для определенной
модели атмосферы. Расчеты проведены для процессов перезарядки

,кэВ
Рис. 8.50. Время жизни протонов при зарядовом обмене (сплошная линия)
и кулоновском рассеянии (пунктирная линия). Время жизни протонов,
располагающихся в экваториальной плоскости те, дано как функция энергии
протонов для различных геоцентрических расстояний. Для протонов,
которые отражаются на геомагнитной широте %т, значения те должны быть
умножены на cose Хщ [204].

8.8. Усиление протонного пояса в период бури
415
и кулоновского рассеяния. Для протонов, зеркально
отражающихся на геомагнитной широте Хт, приведенные на рисунке значения
времени жизни следует умножить на coseXm. В табл. 8.3
сопоставлены наблюдаемые [227] и вычисленные [204] времена жизни частиц.
Таблица 8.3
Наблюденные и вычисленные времена жизни протонов
(31 ^ е ^ 49 кэВ) на соответствующих L оболочках [227]
L, Ra
3,5
4,0
5,0
Широта
отражения, X
23°
19
12
Наблюденное время
жизни,
часы
16 (±2)
37 (±3)
79 (±8)
Вычисленное время
жизни при процессе
перезарядки [204],
часы
17
35
91
Однако наблюдения времени жизни протонов кольцевого тока
могут быть выполнены только в том случае, если известна функция
S, характеризующая поступление энергии. Независимое
наблюдение Франка 1191] показало, что время жизни может быть
существенно меньше, чем оцененное из процесса перезарядки. В [181]
привлечено внимание к пространственной взаимосвязи протонного
пояса кольцевого тока и плазмосферы. Было высказано
предположение, что в период развития главной фазы бури протоны быстро
диффундируют через ^плазмопаузу.
На плазмопаузе происходит сильное ионно-циклотронное
турбулентное рассеяние протонов в конус потерь по питч-углам, и
протоны покидают область кольцевого тока в результате
столкновений с частицами атмосферы. В этом случае время жизни протонов
может составлять ~1 ч (см. рис. 7.69).
Нет сомнения, что асимметрия кольцевого тока обусловлена
частично инжекцией протонов из ограниченного по долготе (или по
местному времени) сектора, а именно из полуночного сектора. В
[181] предполагается, что малое время жизни протонов является
основной причиной того, что большая часть инжектированных
протонов покидает магнитосферу еще до того, как они достигнут
полуденного меридиана (см. рис. 8.28).
8.8.6. ЯВЛЕНИЯ, СВЯЗАННЫЕ С КОЛЬЦЕВЫМ ТОКОМ
а) Положение подсолнечной точки магнитопаузы. Возрастание
силы кольцевого тока может существенно изменить распределение
магнитного поля в магнитосфере. На расстояниях, превышающих
радиус центральной линии кольцевого тока, магнитный момент

416
Гл. 8. Магнитосферные бури
последнего может быть аппроксимирован магнитным моментом Mr ,
добавляемым к моменту М геомагнитного диполя. Для кольцевого
тока с параметрами re0 =3/?3; gi=2,99; g2= 0,419; fl = 2,
дающего поле с напряженностью ~60у на поверхности Земли, М^«
« 0,3 М [157]. Если подсолнечная точка магнитопаузы
располагается на расстоянии г = 10 /?з при отсутствии кольцевого тока и если
солнечный ветер сохраняется неизменным при усилении кольцевого
тока, то магнитопауза смещается от Земли на расстояние порядка
земного радиуса. В [194] отмечалось, что на фазе восстановления
геомагнитных бурь магнитопауза располагалась на несколько
земных радиусов дальше от Земли по сравнению с ее средним
положением*.
б) Кольцевой ток и ток в хвосте магнитосферы. Одним из
следствий появления кольцевого тока является перераспределение
магнитного потока вплоть до больших геоцентрических расстояний.
Если сила тока в хвосте (разд. 5.6.2ж) возрастает таким образом,
что геоцентрическое расстояние ближнего к Земле края тока в хвосте
остается постоянным (скажем, г =8/?з) магнитный поток,
«переносимый» кольцевым током, трансформирует силовые линии диполь-
ного поля в вытянутые в хвост магнитосферы на обращенном к
Земле крае тока в хвосте. Иллюстрирована подобная тенденция на
рис. 8.51, причем усиление кольцевого тока обусловлено
увеличением плотности энергии п0г на центральной линии кольцевого тока.
При п0г = 0, т. е. когда поле в магнитосфере состоит из чисто ди-
польного и поля токов в хвосте, «основание» последней замкнутой
силовой линии в полуночном секторе располагается на
геомагнитной широте 66°44\ При усилении силы кольцевого тока внутренние
силовые линии «переносятся» от Земли и оказываются в хвосте
магнитосферы. Для исключительно сильного кольцевого тока с п0г =
= 100 кэВ/см3 геомагнитная широта последней замкнутой силовой
линии составляет 57°52\ Как будет показано ниже (разд. 8.9.1),
овал полярных сияний располагается близ основания последней
замкнутой силовой линии. В период геомагнитных бурь с
интенсивным понижением поля в главную фазу овал полярных сияний
расширяется к экватору. По-видимому, такое смещение к экватору
является следствием совместного воздействия кольцевого тока и
тока в хвосте [201].
в) Воздействие на частицы космических лучей. Минимальная
широта, которую могут достигнуть низкоэнергичные космические
лучи, решающим образом зависит от широты «основания» последней
замкнутой силовой линии в полуночном секторе (разд. 8.3). Как
* Количественное соотношение между геоцентрическим расстоянием
до подсолнечной точки магнитопаузы и DsZ-вариацией получено в работе:
Н. М. Руднева и Я- И. Фельдштейн, Геомагн. и аэрономия., 10, 804 (1970).—
Прим. ред.

Рис. 8.51а. Деформация магнитных силовых линий, обусловленная
усилением как кольцевого тока, так и тока в хвосте магнитосферы. Параметр
л0е определяет плотность энергии кольцевого тока вдоль центральной линии
протонного пояса [201].

15°
60° 45° 34° 32° 30° <9С=27°.')8
I 2 3 4 5 6 7 8 9 10 II 12 13 14
Рис. 8.516.

60°45° 34° 33° 0С=32°8'
I 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15
*j
Рис. 8.51 в.

\4сент.
Рис. 8.52. Сильное увеличение интенсивности космических лучей Dsi (I)
и индекса Dst в период геомагнитной бури 13 сентября 1957 г. Dst (/)
обозначает осредненную по геомагнитной долготе вариацию интенсивности
космических лучей. Знак DSf (/) обращен для удобства сопоставления [229].
Солнце
Рис. 8.53. Овал полярных сияний в координатах геомагнитная широта —
местное время (/) и проекция вдоль геомагнитных силовых линий внешней
границы области захваченной радиации на высокоширотную верхнюю
атмосферу (2).

8.9. Полярные суббура а авроральные явления
421
показано в разд. 8.8.66, суммарное воздействие кольцевого тока
и тока в хвосте магнитосферы меняет эту широту.
Для космических лучей с очень высокой энергией, т. е. в
основном галактических космических лучей, траектории частиц
подвержены значительному влиянию дипольного поля на геоцентрических
расстояниях меньше нескольких земных радиусов. Поэтому, хотя
кольцевой ток приводит к увеличению магнитного момента Земли на
геоцентрических расстояниях вне кольцевого тока, это возрастание
на галактические космические лучи практически не влияет.
Траектории последних подвержены существенному влиянию поля
кольцевого тока в области кольцевого тока и внутри него. Этот эффект
изучался в [229], где показано, что сильное увеличение
интенсивности космических лучей накладывается на понижение,
обусловленное форбуш-эффектом (разд. 7.5). На рис. 8.52 показано сильное
возрастание потока космических лучей, накладывающееся на фор-
бушевское понижение и связанное с очень интенсивным понижением
поля в главную фазу бури. Знак вариации космических лучей
изменен для удобства сопоставления с индексом D st.
8.9. ПОЛЯРНЫЕ СУББУРИ И АВРОРАЛЬНЫЕ ЯВЛЕНИЯ
8.9.1. ОВАЛ ПОЛЯРНЫХ СИЯНИИ И ПОЛЯРНЫЕ СИЯНИЯ
Земля имеет два овала полярных сияний, по одному на
полушарие, каждый из которых окружает соответствующий
геомагнитный полюс. Геометрия овала в северном полушарии приведена на
рис. 8.53 [325]. Существование такой полосы полярных сияний
вокруг геомагнитного полюса было подтверждено полетами самолетов
вдоль овала [280]. На рис. 8.54а приведены фотографии,
полученные камерой полного обзора неба во время одного из таких полетов;
радиус поля зрения камеры ~570 км. Центры овалов не совпадают
с геомагнитными полюсами, а заметно смещены в антисолнечном
направлении вдоль полуночного меридиана.
Овал полярных сияний примерно совпадает с кривой
пересечения между внешней поверхностью области захваченной радиации
и ионосферой (рис. 8.55); подробности относительно овала полярных
сияний см. в разд. 6.11.
В течение нескольких последних лет общая картина вторжения
авроральных частиц в высокие широты стала значительно яснее.
Первые данные, полученные посредством камер полного обзора неба,
фотомеров [462, 463], риометров [357], были существенно дополнены
наблюдениями при помощи спутников на полярных орбитах [281,
295, 359, 363, 364, 365, 467]. Были проведены также дополнительные,
наземные и самолетные наблюдения [279, 317, 319, 321, 334, 345,
475]. Эти исследования показали, что энергетический спектр
вторгающихся электронов существенно меняется в разных частях овала

422
Гл. 8. Магнитосферные бури
полярных сияний. Общая картина вторжения электронов в область
высоких широт схематически изображена на рис. 8.546. Спектр
электронов, вторгающихся в полуденную часть овала, существенно
мягче, чем вторгающихся в полуночную часть овала. Кроме того,
даже в полуночной части овала спектр становится более мягким с
ростом широты*.
Рис. 8.54а. Фотографии полярных сияний камерой полного обзора неба,
полученные с бппта реактивного самолета при полете вдоль овала полярных
сияний 12 декабря 1969 г. [280].
Возможность проникновения частиц солнечного корпускулярного
потока через высокоширотные точки с нулевым значением магнитного поля
(нейтральные точки, по одной в северном и южном полушариях) следовала из
работ [84—86]. Однако такое проникновение считалось несущественным и не
связывалось с комплексом геофизических явлений в земной магнитосфере. Про-

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
423
Эксцентричность овала полярных сияний связана с осевой
асимметрией магнитосферы, обусловленной постоянным
направлением течения солнечного ветра (рис. 8.55). Поперечные сечения
области захваченной радиации в полуденной и в полуночной
меридиональных плоскостях существенно различны. Эта эксцентричность
приводит также к тому, что любые магнитные координаты,
основанные только на внутренней части магнитного потенциала (разд. 2.2),
Электроны 00 Протоны
ее 1~ЮкэВ \\^3\е„>20кэВ ^2Ёер^20кэВ
Щ бе < 1кэВ Овал полярных ^Н| ер ^ 1 кэБ
сияний ^
Рис. 8.546. Вторжение авроральных частиц в область высоких широт.
рыв потока солнечной плазмы через «остроугольную» область на дневной
стороне Земли в районе нейтральных точек и некоторые геофизические
последствия такого прорыва рассмотрены в работе: В. Д. Плетнев, Г. А. Скуридин*
В. П. Шалимову Н. Н. Швачунов, Динамика геомагнитной ловушки и
происхождение радиационных поясов Земли, Геом. Аэрон., 5, 626, 1965. Эта
остроугольная область получила название «дневного каспа». — Прим. ред.

424
Гл. 8. Магнитосферные бури
мало пригодны в высоких широтах. Например, как следует из
геометрии магнитного поля на рис. 8.55, геомагнитные силовые
линии из хвоста магнитосферы пересекают поверхность Земли
внутри овала полярных сияний.
Процессы в верхней атмосфере на этих широтах отличаются от
тех, которые наблюдаются на широтах ниже овала. Поэтому при-
Р и с. 8.55. Схема, иллюстрирующая полуденно-полуночное меридиональное
сечение магнитосферы. Схема иллюстрирует также взаимосвязь между
овалом полярных сияний и внешней границей области захваченной радиации
(см. также разд. 6.11.2).
ходится выделить область внутри овала полярных сияний, которую
можно назвать полярной шапкой. В прошлом термин «полярная
шапка» использовался в разных смыслах, но чаще всего он
обозначал часть земной поверхности в высоких широтах, ограниченную
географическим или геомагнитным полярным кругом.
Следует отметить, что овал полярных сияний представляет
истинное положение полярных сияний в любой момент времени.
Таким образом, в конкретный момент времени формы сияний
вытянуты вдоль овала, а не вдоль зоны полярных сияний. Зона поляр-

8.9. Полярные суббури и авроральные явления 425
ных сияний есть только геометрическое место точек на разных
долготах полуночной части овала, определяемое геомагнитной
параллелью 67°, перемещающейся по мере того, как Земля делает один
оборот под овалом за сутки. Предположения, что зона полярных
сияний является областью расположения сияний в любой данный
момент времени, выдвинутое Фритцем и его последователями,
объясняется ограниченностью информации о полярных сияниях в
высоких широтах.
Размер овала полярных сияний не остается постоянным. В очень
спокойные периоды овал сжимается к полюсам. В полуночном
секторе его геомагнитная широта достигает значения 70° и даже
выше. В период сильной магнитосферной бури как внутренняя,
так и внешняя границы овала смещаются к экватору. В период
очень интенсивных бурь экваториальные границы овала в отдельных
случаях могут достигать геомагнитной широты 50° и даже ниже.
В такие периоды размеры полярной шапки существенно
увеличиваются и область наиболее частого появления сияний
(геомагнитная широта 65—67° в полуночном секторе) временно
освобождается от них. В эти периоды типичные станции зоны сияний
оказываются внутри расширившегося овала и временно превращаются в
станции полярной шапки.
На рис. 8.56 указаны положения полуденной и полуночных
частей овала полярных сияний в функции КР, а также положение
полуночной части овала в функции Dst.
Полярные сияния в пределах овала, видимые невооруженным
глазом, имеют форму драпри; высота их нижней границы
составляет ~100 км. Неизвестно, может ли единственная форма сияний
охватывать весь овал, но в отдельных случаях наблюдались дуги,
вытянутые в направлении восток — запад на несколько тысяч
километров. Размер форм сияний в направлении север — юг невелик,
порядка нескольких сотен или даже десятков метров. Простейшей
формой полярных сияний является дуга или арка с примерно
однородной горизонтальной яркостью (рис. 8.57). В том случае, когда
дуга имеет заметную вертикальную протяженность («лучи»), она
называется лучистой дугой (рис. 8.57,6). Часть однородной дуги,
располагающейся близ магнитного зенита (вдоль направления
касательной к магнитной силовой линии), напоминает прямую
линию. Когда лучистая структура располагается вблизи зенита,
наблюдается мелкомасштабная волновая структура; таким образом,
лучистая структура есть просто небольшая «складка» структуры
в виде драпри. Итак, «драпри» полярных сияний (как однородные,
так и лучистые) являются, как правило, поверхностными
образованиями, если игнорировать их весьма небольшую (хотя и конечную)
толщину и небольшую кривизну геомагнитных силовых линий,
вдоль которых они располагаются. На рис. 8.586 приведена
фотография слегка активной однородной дуги.

w
I
3
S 70'
t
60'
Полуденные сияния
Полуночные сияния
3 4
Индекс Кр
Рис. 8.56а. Положение полуденной и полуночной частей овала полярных
сияний как функция интенсивности /Ср-индекса по {291].
65°
60°
3
I
§•55»
3
§ 50°
§45-
•
_ •
••
»
•
•
_..J
••
•
•
•
1 1
•
1
•
1
100 200 300 400 500 600
Рис. 8.566. Положение полуночной части овала как функция индекса
Dst [249].

Рис. 8.57. Основная форма полярного сияния (а) и ее возмущенные
видоизменения (б), (в) и (г). Форма (а) — однородная дуга. Когда она несколько
активируется, в ней развиваются небольшие складки размером в несколько
километров. Такая форма называется лучистой дугой. С усилением активации
крупномасштабные складки накладываются на лучистую дугу. Такая активная
форма называется лучистой полосой. В очень активных формах развиваются
складки размером в несколько сот километров. Такие формы часто называют
«драпри» [244J.

428
Гл. 8. Магнитосферные бури
В активных сияниях развиваются волны, складки и изгибы
различных масштабов (рис. 8.58). Лучистая дуга с хорошо выраженной
складкой (~100 км) часто именуется «драпри» или
«подковообразным» сиянием (рис. 8.57, г).
Рис. 8.58а. Фотография лучистой полосы камерой полного обзора неба в
Форт-Юконе (Аляска) в 09 ч 24 мин UT 24 марта 1968 г.
Излучение полярных сияний обусловлено взаимодействиями
между узкими листообразными потоками электронов и частицами
верхней атмосферы (в основном N2, О и 02), с которыми они
сталкиваются, а также последующими фотохимическими процессами.
На рис. 8.59 показана спектрограмма энергии вторгающихся
электронов в зависимости от времени, полученная на малых высотах

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
429
спутником «Инджун-5». 21 дек. 1968 г. спутник перемещался
поперек овала полярных сияний и полярной шапки в более низкие
широты. Спутник зарегистрировал интенсивное вторжение между
01 ч 52 мин и 01 ч 54 мин UT. С приближением спутника к зоне высы-
Р и с. 8.586. Фотография однородной дуги.
пания основная масса вторгающихся электронов имела энергии
менее 1 кэВ (см. рис. 8.596). Когда спутник подошел к центру
области вторжения, наблюдалось сильное увеличение потоков
электронов с энергиями между 0,5 и 10 кэВ. Противоположная тенденция
отмечалась по мере удаления спутника от центра области
вторжения. На спектрограмме е — t это изменение спектра имеет форму
обратного V. Такая форма спектра вторгающихся электронов на

430
Гл. 8. Магнат осферные бури
спектрограммах е — / является типичной и была названа «обратным
V-вторжением» [238]. Максимальный поток энергии в центральной
части области вторжения оценивался в 10
эрг/(см2.с-стер)действительно, в области вторжения в этот момент наблюдалась дуга
полярного сияния. На рис. 8.59в и рис. 8.59г показаны примеры
ракетных наблюдений как дифференциальных (поток энергии
юА
•Я Ю3
8.
юк
Электроны
Шкала интенсивности
потока
Но
\з,о
+ 2,0
1_
от
JL
i
I
I
от
_i_
i
0/50
JL.
-L
_L_
0152
_L_
_L
015Ц
J
0156 U T
I
a/,4 80,/ 78,6 76 <9 75,2 75.5 714 69,5 67,5 66,5° Л,град
_L_
_l_
_L_
J_
Jl
_L_
_l_
226 230 251 232 23Ц 235 236 236 237 237
J I I I I I L_
16,9 17,6 18,1 18,5 18,9 19,1 19,3 19,5 19.6 19,8
В, Гс-10'3
Мест. магн. время, ч
Рис. 8.59а. Спектрограмма энергия — время вторгающихся электронов над
Черчиллем (Канада) 21 декабря 1968 г. На оси абсцисс указано UT,
инвариантная широта А, напряженность магнитного поля В и местное магнитное
время.
Таблица 8.4а
Длина пробега электронов в атмосфере и высота остановки
в атмосфере в зависимости от начальной энергии [398]
е0, кэВ
2,5
5
10
20
25
50
100
200
/0. г-см~2
2,76-10-5
8,79-Ю-б
2,909- Ю"4
9,824-10"4
1,455-Ю"3
4,924-10"3
1,627-10-2
5,0928-10-2
Ну КМ
118,02
107,13
100,18
93,24
91,00
84,05
77,23
70,73

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
431
/(e)d(e) электронов с энергиями между е и е + de), так и интеграль-
оо
ных энергетических спектров (f/(e)de). На рис. 8.59д
приведены значения ne(h) — распределения по высоте концентрации элек-
\
I
Оборот 1633
21 декабря 1968
01 52 41 UT
ю8
ю7
ю6
ю5
ю5
—
—
~|
2
01 52 35С/Т
\ /'
1 1 1 .1 1 i.Ll
1 1 I I I 1 1 1
Of 52 53 UT
2
01 52 57 UT
I I I I I I I I
10г
10*
10*
Энергия электронов, эВ
Рис. 8.596. Несколько примеров энергетических спектров вторгающихся
и захваченных электронов, полученных при пересечении области вторжения
на рис. 8.59а. / — вторгающиеся электроны, 2 — захваченные [238].
тронов в полярном сиянии, указывающие на интенсивную
ионизацию выше уровня 100 км. Электроны, инжектированные в верхнюю
атмосферу, теряют энергию и рассеиваются при столкновениях с
атмосферными частицами вдоль траектории движения.
Относительная диссипация энергии, определяемая соотношением (l/s0)deJdx,

432
Гл. 8. Магнитосферные бури
была вычислена в функции отношения ///0 с использованием метода
Монте-Карло 13981; здесь е0 обозначает начальную энергию
электронов, dx =dl0/l0, а /0 — длина пробега (табл. 8.4а), определяемая
5 Ю 15 20 25
Энергия электронов, кэВ
за
35
Рис. 8.59в. Разнообразие наблюдаемых дифференциальных энергетических
спектров авроральных электронов [437]. 1 — Риди и др.; 2 — Альберт
(250 км); 3 — Одшилви и др.; 4— Эванс (184 км); 5 — Меть юз и Кларк.
как максимальное вертикальное расстояние, до которого могут
проникать электроны с данной начальной энергией. Таким образом,
U
'-J
dz
de/dx

8.9. Полярные суббури и авроральные явления 433
Результаты, полученные Маэдой, приведены на рис. 8.60.
Диссипация энергии на единицу длины пробега в верхней атмосфере
может быть выведена из соотношения:
'о/р Со)
Г / 1 п (I)
К J п(10)
I
«о
I
3
IUV\
Ю7\
ю6
105
10*
ю3
ю2
ю1
I
-
г ?—■?
д—А
—
- V V
I
г~г
1
2
3
5
6
JUL
1 4.JJ 1 [ 1—ГТ~
Ч
^^ЩШ£^
1 1 Mil 1 II
1 ММ|
i i in!
—i—Г" I 1 пгп
-J
-|
-|
\
Ч
\]
1 1 1 l 1 III
ю
100
100О
Энергия, кэВ
Рис. 8.59г. Разнообразие наблюдаемых интегральных энергетических
спектров авроральных электронов для питч-углов ~ 85° [437].
1 — Метьюз и Кларк, 2 — Мак-Диармид и др., 3 — Мак-Диармид и др.
(1961), 4 — Мозер и Брастон, 5 — Мозер (1965), 6 — Риди и др.
где п ир — концентрация и плотность частиц. На рис. 8.61а
приведена энергия диссипации на 1 км для модели атмосферы CIRA-61
при е0 = 20 кэВ. На рис. 8.616 показано, как первоначально
моноэнергичный поток электронов ослабевает по мере проникновения

434
8.9. Полярные суббури и авроральные явления
в атмосферу; величина ет на рисунке определяется из соотношения
° J dx'
Число пар ионов, образованных на единице длины пробега
моноэнергичным электроном с начальной энергией 20 кэВ, получается пу-
200
180 Ь
160 Ь
№ Ь
| 120
*
/00
so
1 I I I I 111|
I Mill I I I I I М 11 I I I I I I II
Спуск
i . i i i 111И i i i i 11 и1 i i i 1 111ii i i i 1 11 м1
/о3 /о4 ю5 юв
Концентрация злектронов, а/н~3
Рис. 8.59д. Распределение электронной концентрации в сиянии как
функция высоты [262].
тем деления AQ (эта величина дана на рис. 8.61а) на Деь где Дег—
энергия, необходимая для ионизации (она принимается равной
35 эВ). Скорость ионообразования в единице объема за секунду
может быть получена умножением первичного потока электронов /
(см-2.с-1) на AQ/Aef (на рис. 8.60 необходимо изменить масштаб
длины с 1 км на 1 см) [447]. При вычислениях, показанных на
рис. 8.60 и 8.61, учитывались статистические флуктуации потери

8.9. Полярные суббури и авроральные явления 435
энергии электроном. Вычисления проводились как для
вертикального падения электронов, так и в случае изотропных вторжений.
Такие вычисления проводились несколькими авторами для различных
начальных энергетических распределений.Для примера на рис.8.61в
приведен высотный профиль потерь энергии ed (эВ/см) для
электронного пучка с начальным питч-углом 0° для четырех различных На-
ДО 0,2 0,4 0,6 0,8 IJO 0,0 0,2 0,4 0,6 О,0 10
хш i/la , (ЮЬВ-см2*-1) jc= l/la, (Ю**В-сл**г'г)
а б
Рис. 8.60. Кривые относительной диссипации энергии моноэнергичных
электронов к (///о) в зависимости от глубины их проникновения в атмосферу
х для двух начальных энергий е0= 20 кэВ (а) и е0 = 2,5 кэВ (б) [398]. / — с
учетом флуктуации потерь энергии, 2 — без такого учета.
чальных энергий е0. Величина sd пропорциональна интенсивности
свечения на больших расстояниях от электронного пучка. В табл.
8.46 собраны некоторые численные результаты [267]. Расчеты
могут быть распространены на электронные пучки с произвольным
энергетическим спектром.

436
Гл. 8. Магнит ос ферные бури
Таблица 8.46
Высота, на которой максимальна потеря энергии,
и значение ed, эВ-см""1
Начальная энергия е0,
кэВ
20
10
5
2
Высота,
км
97,2
105,4
115,0
136,3
е
эВ-
2,22
9,65
3,40
6,85
j*
:м-1
Ю-2
Ю-3
Ю-3
10"4
92 \ l II \ \ \ \
О 2 А 6 8 Ю 12
Скорость диссипации энергии, %/км
Рис. 8.61а. Кривые диссипации энергии для электронов с начальной
энергией 8о= 20 кэВ в атмосфере CIRA-61 [398]. 1 — с учетом флуктуации
потерь энергии, 2 — без такого учета.

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
437
На рис. 8.62 приведена скорость ионообразования для двух
типов энергетических спектров [449]. Кривая, обозначенная
«полярная шапка», соответствует энергетическому спектру, который
встречается близ приполюсной границы овала, а кривая,
обозначенная «овал полярных сияний», соответствует спектру, наблюдаю-
tfi
ео=20кэВ
Интенсивность
вторгающегося потока
х=0,1(118км)
х= 0,3 (107 км)
ас=0,7(95,3км)
х*0$(93,8 км)
ет(**0,9У
*о
15 Ю 5
Энергия 9кэВ
Рис. 8.616. Вариация дифференциального энергетического спектра в начале
моноэнергичного потока электронов с энергией ео= 20 кэВ по мере
проникновения в атмосферу [398].

300
120
100
80
i i ниш i i i ими i i iiiini i 11 null i i iiiiiiF i i
wr
/0'
Ю'* 10
е^7эВс*м'г
10'
1CTZ
Рис. 8.61b. Высотный профиль энергетических потерь электронов разной
энергии в средней атмосфере (CIRA-65), нормированный к одному
вторгающемуся электрону [267]. Начальный питч-угол а = 0°.
1 1 1 Mill
Скорость ионизац и и, см ~3- с"
Рис. 8.62. Скорость ионизации в функции высоты для двух различных
энергетических спектров авроральных электронов [449]. / — овал полярных
сияний, g(e0) = 1,3- 107е0 J.25 электрон/(см2«с-стер«кэВ); 2— полярная шапка,
g(eo) = 1 • 109е0 3 электрон/(см~2. с* стер. кэВ)

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
439
щемуся вблизи экваториальной границы овала. Электронные пучки
в полярном каспе (разд. 6.9.1) содержат большее количество
электронов низкой энергии, чем те пучки, которые использовались при
вычислениях, результаты которых приведены на рис. 8.62.
200
180
/60 \
МО
*J*
JS
•Л-
S/20
н
«ч
3
\100
1
3 во
$
?
■* 60
АО
20
О
N*
N* ~
-
—
—
—
~
— А
Га
е!
г~ • 1
1 I
1
1
щ
1
-ь'пи
1 ~
г
i
1 &а
S3
НИ
л '
и3
\а "д
(
D
.... s~° т-*
" Lu
J
А
"** J
o2r +
1-ая отриц.
Мейнела
-
U 4-.U
Н
—1
— А2 77
—/1 11и
v2r +
л г^р
|
^
~~1
с3пи
N2 §
f
а3К -i—|
1 Q
А
А
™ —\
ЧОЛОЖ. ]
-J
'
424
А 22
\20
18
\16
т
12 §
I
Ю ч1
Рис. 8.63. Схема энергетических уровней молекулярного азота [347].
Высотный профиль скорости ионообразования может быть
непосредственно сопоставлен с высотным профилем свечения первой
отрицательной полосы ионизованных молекул азота, поскольку
эмиссия возникает в результате ионизации молекулы при соударении
с энергичным электроном:

440
Гл. 8. Магнитосферные бури
м;(В-2;)-^га+л,
Схема энергетических уровней молекул азота и сечение указанной
выше реакции даны на рис. 8.63 и 8.64. Однако лишь небольшая
/О"
Ю
Энергия, протона, кэВ
ТОО
§
^ ТО''7 h
ю
-18
бО 100
Энергия электрона, эВ
Р и^е. 8.64. Сечение возбуждения полосы 3914А (0,0) Ng
и протонами [393].
электронами
часть кинетической энергии частиц, составляющая всего ~3,7-10~3>
превращается в энергию излучения X 3914 А [3021. Отсюда следует,
что поток энергии F [эрг/(см2.с)] может создавать 3,7-10"3 F
[эрг/(см2.с)]/йу =7,3- \08F фотон/(см2-с). Интенсивность полярных
сияний измеряется в единицах: 10вфотон/(см2-с) = 1 релей. Таким
образом, упомянутый выше поток электронов вызывает полярное

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
441
сияние с яркостью 730/7 релей. Для моноэнергичного пучка
электронов с энергией 5кэВ и потоком / « 109 см^-с"1 F = 8,0 эрг/см2.с,
так что яркость составит 5,8 крелей. В соответствии с яркостью
полярные сияния подразделяются на четыре класса: I, II, III и IV
(табл. 8.5).
Таблица 8.5
Интенсивность визуально наблюдаемых сияний [302]
Параметр
о
Зеленая линия, 5577 А, крелей
о
3914 А, крелей
Поток энергии, эрг/см2-с
Ионизация, см"3-с"1
Скорости ионизации, см"2-с"1
Электронная плотность
Международный коэффициент
яркости
I
1
0,5
0,6
101°
3-Ю3
106
II
10
5
6
1011
3-104
3-106
III
100
50
60
1012
З-Ю*
10«
IV
1000
500
600
1013
310в
ЗЛО*
В спектре полярных сияний наиболее известна зеленая линия
X 5577 А, излучаемая атомами кислорода, возбужденными на мета-
стабильный уровень вторичными электронами. Возбуждение при
столкновении с первичными частицами существенно слабее. На
рис. 8.65а дан начальный спектр вторичных электронов на высотах
120 и 140 км, рассчитанный в [454]. Подобно фотоэлектронам,
вторичные электроны теряют свою энергию при столкновениях с
атмосферными частицами и с окружающими электронами.
Возбуждение кислородных атомов вторичными электронами описывается
следующими реакциями:
0(*P)+e-+0?S) + e,
OeS)-*0(*D) + Av.
На рис. 8.656 приведены сечения соответствующих процессов. На
рис. 8.66 показаны скорости возбуждения состояний О (XS) и
О (Ю), а также скорость возбуждения Nl (В2 2„) первичными и
вторичными электронами согласно [378]. Результаты расчетов
могут быть сопоставлены с наблюдаемыми высотными профилями
свечения, полученными при фотометрических триангуляционных
измерениях [457] (рис. 8.67). При рассмотрении эмиссии красного
кислородного дублета ХХ6300 и 6363 А, возникающего при переходе из
метастабильного состояния Ю атомарного кислорода, необходимо
принять во внимание дезактивацию столкновениями, так как

442
Гл. 8. Магнитосферные бури
время жизни этого состояния весьма продолжительно (100 с).
Пунктирная кривая на рис. 8.66 рассчитана с учетом этого
обстоятельства. Согласие между вычисленным и наблюдаемым профилями
нельзя признать удовлетворительным. Согласно [454], аналогичное
Ю
Энергия, эВ
100
Рис. 8.65а. Дифференциальная скорость образования вторичных
электронов на двух различных высотах [454J.
обстоятельство имеет место и для эмиссии 5577 А даже в том случае,
когда энергетический спектр вторичных электронов берется из
наблюдений высотного профиля свечения N+2 3914 А. В [266]
показано, что меридиональный профиль свечения эмиссии 3914 А молекул
N2 и эмиссии 5577 А атомов кислорода существенно различен.
Излучение азота охватывает больший интервал широт, чем излучение

4 6 8 JO 12
Энергия электрона, эВ
Рис. 8.656. Сечение возбуждения метастабильных состояний атомарного
кислорода электронным ударом [465].
J
ю
Ю"г ИГ' 1 10' ю*
Скорость возбуждения 7 см3-с1
Рис. 8.66. Высотное распределение скорости возбуждения N2(£2 2W)>
OPS) и 0(lD) первичными авроральными электронами с энергетическим
спектром /0 ехр (—80/5000) электрон/см2-с стер-эВ при /0= 103 см^.с^-стер 1-
-эВ *. Пунктирная кривая проведена с учетом эффекта дезактивации [378].

444
Гл. 8. Магнитосферные бури
Х5577 А. На рис. 8.68, а и б приведены меридиональные изофоты
эмиссий 3914 и 5577 А. Если бы излучение 5577 А было целиком
обусловлено возбуждением вторичными электронами, то такое
различие изофот не наблюдалось бы.
700 г-
600 h
500
400 V
\
§ 500
200 Г
6300 [0J]
0,2 0/1 _Ofi 0,3 7,0
Скорость объемной эмиссии
5 и с. 8.67. Наблюдаемое нормированное высотное распределение скорости
объемной эмиссии в 6300 А, 5577 А (01) и 3914 A (N^) [458]
Излучение полярных сияний включает различные линии и
полосы во всем интервале видимого спектра, а также в
инфракрасной области и в ультрафиолете [233]. В табл. 8.6 перечислены
некоторые важнейшие эмиссии.

280 г
2т V
200
120
5914 (Nt)
80
Рис, 8,63.
1
_J I I lllllllJJ
/5 5 0 5
Минуты широты
a
35
£OU
2M0
200
160
120
80
-
-
_
5577[OlJ
P
A
4
ft
1 nibz. \
\^90 \ \
\\\Zflr/0
\\ ii 5
15 5 0 5
Минуты широты
15
Контуры меридиональных изолиний эмиссии 3914 А (а) и эмиссии 5577 А (б) в дуге
полярного сияния [458].

446
Гл. 8. Магнитосферные бури
Таблица 8.6
Абсолютные интенсивности основных линий и полос
полярных сияний [233]
Линия или полоса
Ol
Ol
N1
N2 (1-я полож.)
N2 (2-я полож.)
N? (В. - К.)
Ng (1-я отриц.)
Ng (Мейнела)
02 (Атмосф.)
02 (Инфракр. атмосф.)
о
Длина волны, А
5577
6300—64
10 400
Инфракр.
Ультраф.
Ультраф.
Голуб.—ультраф.
Инфракр.
»
»
крелей
(IBC III)
100
50
100
2000
100
150
165
1 2500
400
1000
Химические реакции, в которые вовлечены ионы, возникающие
в полярных сияниях, должны быть аналогичны тем реакциям, в
которых участвуют ионы нормальной _ ионосферы,
образованные солнечным ультрафиолетом и рентгеновским излучением
(разд. 3.3.1). Ионы N2 и 0\ принимают участие в следующих
реакциях [2991:
N2+ + 02+N2 + 02\
О^ + е-^О-г-О,
02 + Ы2^ЫО++ NO,
02 + NO-^NO+ + 02.
Температура вторичных электронов выше, чем окружающей
атмосферы, и они охлаждаются таким же путем, как и фотоэлектроны
в дневное время. На рис. 8.69 приведены температуры электронов
Тб, ионов Т( и нейтрального газа Тп, рассчитанные в [486].
Движущиеся вниз электроны испускают рентгеновские лучи.
Это рентгеновское излучение может проникать в атмосферу глубже,
чем первичные электроны. Однако плотность ионизации,
обусловленная рентгеновским излучением, существенно меньше, чем
ионизация, вызванная первичными электронами. На рис. 8.70 приведено
распределение по высоте равновесной плотности электронов для
обои* процессов ионизации [277].

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
447
Существует также слабая диффузная полоса аврорального
свечения (практически не наблюдаемая невооруженным глазом),
шириной ~100 км по широте, располагающаяся ближе к экватору,
чем овал полярных сияний. Эмиссия в этой диффузной полосе
обусловлена в основном N2 и О*, возникающими вследствие
столкновений между вторгающимися протонами, вторичными электронами
' I ' I i I ' I ' I ' I ' I ' | ' I ' I
1 1 i 1 i 1 1 1 1 1 i 1 1 I 1 I i 1 J
400 800 /200 1600 2000 2400 2800 3200 5600 4000
Температура, К
Рис. 8.69. Высотные распределения электронной температуры Те, ионной
температуры Tit температуры нейтрального газа Тп в полярном сиянии.
Те — электронная температура, вычисленная без учета теплопроводности
[486].
и составляющими атмосферы; в спектре этого свечения имеются
также линии водорода На и Н0, смещенные вследствие эффекта
Доплера. Последнее обстоятельство дало повод назвать это свечение
протонным полярным сиянием. Предполагается, что источником
протонов, вызывающих этот тип свечения, является протонный
пояс в магнитосфере (кольцевой ток) (разд. 8.9.2 и рис. 8.736).
Наиболее важным процессом, который происходит при
вторжении протонов с энергиями более 200 кэВ, является ионизация при
столкновениях с составляющими атмосферы:
H+ + N2 + H+ + N; + e, (1)
800
700
600
Ц 500
а 4оо
I
| дОО
200
100
Н+ + 0->Н+ + 0+ + е.
(2)

§
a:
i
10*
JO2
w
ioc
10'
10~
-3
10
JO"
10
-5
"T 1 '—I 1—I 1 1—i 1 1 П
100 кэВ 75каВ
кэВ
57,5кэВ
75кэВ
60/сэВ
37,5кэВ
25кэВ
100 кэВ
60 a 70 80
Высота, км
Рис. 8.70. Высотное распределение электронной концентрации в
полярном сиянии, обусловленное вторжением моноэнергичных электронов. Верхняя
группа кривых дает распределение электронной концентрации вследствие
непосредственного вторжения, а нижняя группа кривых — вследствие
возникающего рентгеновского излучения [277].

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
449
Сечение реакции, обеспечивающей излучение эмиссии 3914 А
согласно реакции (1), приведено на рис. 8.64. Для протонов с энергией
< 200 кэВ (или протонов с энергией > 200 кэВ, которые потеряли
свою начальную энергию вследствие ионизации) становится
существенной реакция перезарядки, например реакция
Н+ + 0 + Н* + 0+, (3)
Получающийся в результате этой реакции атом Н* находится в
возбужденном состоянии и излучает в линиях серии Бальмера
(На, Н(3). Кроме того, так как такой атом больше не подвергается
действию магнитного поля, он движется по прямой до следующего
столкновения с атомом или молекулой. При этом возможны
реакции:
H* + N2-*H*+ N2+e, (4)
H* + N2^ Н++ Na+2*. (5)
Возникающий в результате реакции (4) атом Н* может участвовать
в реакциях (4) или (5), а протон Н+, появляющийся в результате
реакции (5), может участвовать в последовательности реакций (3),
а затем (4) или (5). В любом случае такие столкновения могут
повторяться сотни раз до тех пор, пока энергичные атомы водорода не
израсходуют свою энергию и не превратятся в атомы водорода
земной атмосферы (рис. 8.71а).
Поскольку движения атомов водорода не контролируются
земным магнитным полем, первоначальный узкий поток при
описанном выше процессе значительно расширяется. На рис. 8.716
показано распределение эмиссии На, излучаемой Н*, при наличии
изотропного потока протонов с начальной энергией 10 кэВ,
инжектированного вдоль геомагнитной силовой линии на геомагнитной
широте 67,1°. На рис. 8.71в приведено распределение по высоте
скорости эмиссии На (фотон-см^/протон), вычисленное в [318] на
основе формулы, выведенной в [223]. В табл. 8.7 для различных
начальных энергий протонов приведены наименьшие высоты
проникновения, полуширина уширения области свечения Н(3 и
суммарное число фотонов на протон, а также отношение интенсивнос-
тей
/(3914А)//(НР) и 7(4709А)//(НР);
обе эмиссии 3914 и 4709 А излучаются молекулами N+2.
Свечение может быть также возбуждено электрическим полем,
если оно имеет достаточную напряженность, чтобы ускорить
ионосферные электроны до энергий, достаточных для возбуждения или
ионизации различных составляющих атмосферы. Если функция

Обмен
эарядо.
ионизация
+
^Нижняя
I атмосфера
Рис. 8.71а. Траектория низкоэнергичного протона, входящего в земную
атмосферу [303].
s
S
500
200
100
0
^^y'V
--rr^r^t
_^"— — ^«*-. —5^^С"
■ 1 L 1 \
JO 3 эрг-см"5/протон
10~33 ^^^^--^^
КГ**2 ^^
_ ^ю зг~ ^"— —Z?s—
~12°
1 1 1
64.1
65,1 66,1 67J
Геомагнитная широта
68,1 69,1
70,1
Рис. 8.716. Интенсивность (эрг-см~3/протон) и широтное распределение
эмиссии На, возбуждаемой протонами и водородными атомами, входящими
в атмосферу на геомагнитной широте 67,1° при изотропной инжекции по питч-
углам и энергии 10 кэВ [303].

300
250 U
j
ts 200
I
100
—y
L^
L
v^
/^/reiT
' i i '"lit
h
ZT
_ ... j
i i.mill
^
L_
Г
1 1 1 Mill
jo^
i i
—P-
30
1 MMll
1 1
A
-H
•^JPO 300 J
■в== МЛ/
i 11 iiml i i, ij.uiil
ЛГ
JO'
10-
10'
/0~
/0"
Скорость возбуждения, фотон* см'1/протон
w3
Рис. 8.71 в. Скорость возбуждения На моноэнергичными протонами с
изотропным угловым распределением [318].
1
£ ю3
17°г
1
$ ю'
1
8 иг*
t
f ю-3
| КГ*
1
1 Ws
Ю'6
кг'
1 1 1—-—1
осад
^^^ OCS) \
т~ _" /^^— "%(%,)релей 1
^/ релей 1
: /
' /
Г 1
i. i i j
0 /О 20 50
Электрическое поле, мВ-см~*
Рис. 8.71г. Скорость возбуждения (нормированная к 1 электрон/см3)
различных состояний атмосферного кислорода на высоте 100 км как функция
напряженности электрического поля. Электрическое поле направлено
перпендикулярно магнитной силовой линии [403].

452
Гл. 8. Магнитосферные бури
Таблица 8.7
Теоретические отношения интенсивности эмиссий NJ"
к интенсивности Н^ в протонных полярных сияниях, образуемых
вторжениями моноэнергичных протонов. Вычисления основаны
на предположении, что высвечивается 40На и ЮЩ фотонов
на один быстрый протон [316]
Начальная
энергия
протона, кэВ
1
3
10
30
100
300

Наименьшая
высота

никновения, км
-156
139
122
113
105
98

Полуширина
кривой све-
челия НЗ.
км
-100
28
23
18
10
3
Общая эмиссия,
фотонов/протон
Hot
<0,4
1,7
8,2
16,6
34,5
40,0
нз
<0,1
0,3
1,4
3,2
7,0
10,0
Отношение эмиссий N /Н?
ХЗЭ14/Н.З
-2,0
6,4.
13,8
16,4
16,4
26,0
Х4709/НЗ
-0,1
0,37
0,79
0,94
0,94
1,48
распределения энергии /(e) известна, то скорость возбуждения Pit
определяется из соотношения
оо
Р1 = ЩПе \oi(s)vf(s)s/^det
где nt—концентрация i-й составляющей, пе—концентрация
электронов, at—сечение возбуждения, v — скорость электрона.
Функция f(e) нормируется условием:
оо
|/(е)е,/2 ds= 1.
о
В [403] /г(с) определена численным интегрированием уравнения Боль-
цмана.
На рис. 8.71г показана скорость процесса возбуждения
(нормированная на 1 электрон/см3) для различных состояний атмосферного
кислорода на высоте 100 км в функции напряженности
электрического поля, причем направление последнего предполагается
перпендикулярным магнитному полю. Две пунктирные линии указывают
скорости возбуждения, соответствующие излучению 50 и 500
релей в предположении излучающего слоя 10 км толщиной и
концентрации электронов 500 см"3. На рис. 8.71д даны аналогичные кривые
при направлении электрического поля, параллельного магнитному.

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
453
О / 2
Электрическое поле, мВ-см~*
Рис. 8.71д. Скорость возбуждения (нормированная к 1 электрон/см3)
различных состояний атмосферного кислорода на высоте 100 км как функция
напряженности электрического поля. Электрическое поле направлено
параллельно магнитной силовой линии [403].
8.9.2. ПОЛЯРНАЯ СУББУРЯ ПРИ ВТОРЖЕНИИ ЧАСТИЦ
а) Электроны. Изменение размеров области вторжения авро-
ральных электронов в высокие широты в период магнитосферной
суббури схематически изображено на рис. 8.72. Распределение
вторгающихся в высокие широты заряженных частиц тесно
связано с вариациями распределения горячей плазмы в магнитосфере,
схематически изображенными на рис. 8.26. Можно полагать, что
электронное вторжение обусловлено двумя источниками. Первый
связан с непосредственной инжекцией, вызванной ускорением
электронов электрическим полем вдоль магнитных силовых линий.
Область вторжения таких электронов может быть отождествлена с

454
Гл. 8. Магнитосферные бури
положением ярких сияний; в этих областях текут электрические
токи вверх по магнитным силовым линиям [258, 294, 502]. Вторым
источником является в основном внешний пояс радиации.
Электроны из этого источника инжектируются в область захваченной
радиации в полуночном секторе как часть горячей плазмы, а затем
Т=Ю-др лшн
Т=50мин-1час
Рис. 8.72. Динамика области вхождения авроральных электронов в
верхнюю атмосферу высоких широт в период магнитосферной суббури [231]
дрейфуют к востоку, высыпаясь в верхнюю атмосферу. Процесс
высыпания этих электронов, по-видимому, связан с
неустойчивостью электронного облака. Интенсивный поток захваченных
электронов с большими питч-углами становится неустойчивым и
генерирует УНЧ-излучения, которые в свою очередь приводят к
диффузии по питч-углам, вторжению частиц в атмосферу и анизотропии
по питч-углам (разд. 6.7). Области вторжения частиц, обусловлен-

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
455
ные двумя источниками, схематически изображены на рис. 8.73а
и рис. 8.73 б.
б) Протоны. Месторасположение областей вторжения протонов
до сих пор окончательно не установлено. Проведенные на ракетах
эксперименты показали, что в окрестностях активных сияний
существует интенсивный поток протонов [269, 288, 290, 445J. Однако
вторжение может происходить не точно в том же месте или в то же
время [270]. До сих пор не ясно, ускоряются ли эти протоны вдоль
магнитных силовых линий.
С другой стороны, надежно установлено, что после
инжектирования в область захвата протонов, как части горячей плазмы, эти
протоны дрейфуют к западу и вторгаются в верхнюю атмосферу
вследствие взаимодействия с волнами.
в) Суббуря в полярных сияниях. Быстрое расширение области
вторжения электронов, показанное схематически на рис. 8.72,
обусловлено движениями сияний к полюсу, к западу и к востоку.
Начало этого интенсивного вторжения сначала проявляется как
резкое уярчение спокойной дуги, которая располагается близ
экваториальной границы овала полярных сияний. Затем эта дуга
стремительно смещается к полюсу, образуя огромный выступ в
полуночном секторе. На рис. 8.73в приведены серии фотографий,
сделанных камерой полного обзора неба и иллюстрирующие начало
суббури в полярных сияниях (см. также рис. 8.25). Выступ в
полуночном секторе приводит к появлению крупномасштабных складок,
которые перемещаются вдоль овала полярных сияний со
скоростями 0,5 -г- 5 км/с. Этот особый тип полярных сияний получил
название перемещающегося к западу изгиба. В утреннем секторе дуги
полярных сияний распадаются, а образовавшиеся «пятна» дрейфуют
к востоку. После максимума развития суббури, совпадающего
примерно с моментом достижения выступом наибольшей широты, она
начинает медленно смещаться к экватору и через 1 -f- 3 ч сияние
возвращаются к спокойному состоянию. На рис. 8.73г приведена
фотография активной лучистой полосы, сделанная камерой полного
обзора неба; эта полоса расположена около приполюсной границы
движущегося к полюсу выступа в полярных сияниях.
г) Ионосферная суббуря (в поглощении). В тех случаях, когда
существует интенсивный поток электронов с энергиями > 20 кэВ,
в нижней ионосфере (ниже уровня 100 км) возникает аномальная
ионизация (разд. 8.9.1). Появление этой ионизации оказывает
влияние на распространение радиоволон, как и в случае вторжения
солнечных протонов в полярную шапку (разд. 8.3). Различие между
ними состоит в том, что солнечные протоны вызывают появление
практически однородной ионизации над большей частью полярной
шапки, в то время как авроральные электроны производят сильную,
но пространственно ограниченную ионизацию вдоль овала полярных
сияний и геомагнитной параллели 65° в утреннем секторе.

Непосредственно вторгающаяся
компонента
1Z
Захваченная компонента
12
Протонное
сияние

Взаимодействие oojma-
частица
Дрейфовое
движение
Инжектиро-
ванные
протоны
• Электрон
о Протон
6
Вуаль (мантий
ные сияния)
Взаимодеист -
вие волна -
частица
Дреааэовое
движение

Инжектированные
электроны
Рис. 8.73. а — Область вторжения электронов, которые непосредственно
инжектируются после процесса ускорения вдоль геомагнитных силовых ли-
ний; б — движения электронов и протонов, инжектированных в полуночном
секторе, и последовательность событий, которые приводят к их вторжению
в верхнюю атмосферу высоких широт.

Рис. 8.73в. Серия фотографий камерой полного обзора неба,
иллюстрирующая внезапное увеличение яркости дуги полярного сияния около южного
горизонта и ее последующее движение. Фотографии сделаны в Минуке
(Канада) 21 февр. 1958 г. Время местное.

Рис. 8.73г. Фотография камерой полного обзора неба активной лучистой
полосы, располагающейся вблизи движущейся к полюсу выпуклости.

8.9. Полярные суббури и авроральные явления
459
д) Суббуря в рентгеновских лучах. Рентгеновское излучение,
образующееся при взаимодействии авроральных электронов с ядрами
нейтральных частиц атмосферы, проникает до высот, где его можно
обнаружить счетчиками, поднимаемыми на аэростатах. Эти
наблюдения позволяют исследовать тонкую структуру временных
вариаций электронных потоков. Поток рентгена особенно интенсивен в
выпуклости полярных сияний в полуночном секторе и вдоль зоны
полярных сияний в утреннем секторе, но незначителен в
перемещающемся к западу изгибе.
е) Суббуря в УНЧ-излучении. Вариации интенсивности
рентгеновского излучения в утреннем секторе указывают на
существование быстрых вариаций в потоках вторгающихся электронов.
Некоторые из них очень быстрые, с продолжительностью ~10"4 с. Как
указывалось выше, вторжение в утреннем секторе, по-видимому,
обусловлено взаимодействием волн с частицами, описанным в
разд. 6.7. Быстрые флуктуации электронных потоков оказываются
проявлением такого взаимодействия. В самом деле, УНЧ-излуче-
ния появляются в связи с рентгеном.
ж) Суббуря в протонных сияниях. Протонное сияние — одно из
наиболее неуловимых и трудно наблюдаемых особенностей
суббурь. Это происходит отчасти потому, что водородные эмиссии
трудно наблюдать в чистом виде, без наложения других линий и
полос. Однако в последнее время был достигнут существенный
прогресс в изучении морфологии протонных полярных сияний в период
суббури [413].
8.9.3» ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ТОКИ, СВЯЗАННЫЕ
С ПОЛЯРНЫМИ СУББУРЯМИ
Первой задачей при изучении полярных магнитных возмущений
является точное определение распределения векторов магнитного
возмущения. На рис. 8.74 приведен пример такого распределения
на поверхности Земли около момента максимума развития полярной
магнитной суббури. Следующей задачей является получение
возможных токовых систем, которые ответственны за наблюдаемое
распределение векторов магнитного возмущения. Такие исследования
все еще далеки от завершения, хотя уже известно, что интенсивные
импульсные отрицательные вариации горизонтальной составляющей
в полуночной части овала полярных сияний и близ нее обусловлены
концентрическим ионосферным электрическим током,
направленным к западу и получившим название полярной электроструи.
Биркеланд [2301 предполагал, что полярная электроструя
связана с токовым контуром, расположенным вне Земли. С другой
стороны, Чепмен [286, 287] считал, что электроструя и ее возвратные
токи заключены в сферической оболочке, концентричной с Землей,
т. е. в ионосфере. Впрочем, оба ученых отмечали, что с помощью

460
Гл. 8. Магнитосферные бури
одних только наземных наблюдений за вариациями магнитного поля
невозможно сделать выбор между той или иной гипотезой. На основе
анализа Фурье полей магнитных возмущений (см. разд. 8.8.2)
Чепмен [286, 287] предложил «эквивалентную» ионосферную
токовую систему, которая могла воспроизвести возмущенную солнечно-
Геом. ишротпа < 60°
О 500?
I 1 1 1 1 1
О 1000 2500у
Геом. широта £60°
Рис. 8.74. Распределение векторов магнитного возмущения в
горизонтальной плоскости на поверхности Земли в период максимума развития
(14 ч UT) интенсивной полярной магнитной суббури 16 дек. 1964 г.
[254].

275 000
450 000 А
100 000
275000
/ 50 000
1 50 000 ^
275 00^ЧЩ
I 1
\ 10Ч
1
/
000 /
50 000 \
50 000 /
Р^^75 000
450 000 ©
Рис. 8.75. Идеализированная SD-токовая система (цифры — сила тока в А). Слева — вид со стороны Солнца, справа —вид,
сверху со стороны северного полюса [287].

462
Гл. 8. Магнитосферные бури
суточную вариацию (SD). На рис. 8.75 приведена токовая система
SD. Она состоит из двух токовых вихрей в каждом полушарии.
Каждый вихрь представляет концентрический ток вдоль зоны
полярных сияний и токи замыкания через полярную шапку и средние—
низкие широты. Таким образом, существуют две электроструи:
одна с направленным на запад током в утреннем секторе, а другая
с восточным током в вечернем секторе.
Однако на основе детальных регистрации магнитного поля в
период МГГ Фельдштейн 1325] и Акасофу и др. [254] показали, что
западная электроструя течет к западу вдоль всего овала полярных
сияний или по крайней мере вдоль ночного сектора овала. На
рис. 8.76 показана токовая система, предложенная Фельдштейном
1327]. Появление аналогичной токовой системы, появляющейся
в период суббурь, было подтверждено Бостромом [275]. На
рис. 8.77,а—г приведены его результаты. Однако подобную токо-
Р и с. 8.76. Эквивалентная токовая система полярной магнитной суббури
[327].

2050 U Т
2130 U Т
Рис. 8.77. Эквивалентная токовая система полярных магнитных суббурь
21 сентября 1965 г. [275]. Координаты географические.

2140
Рис. 8.77 (продолжение)

8.9. Полярные суббури и авроральные явления 465
вую систему нельзя отождествлять с существующей реально, она
также является «эквивалентной токовой системой». Чтобы построить
реальную токовую систему, которая, по-видимому, является
3-мерной, необходимы дополнительные данные.
а) Сопоставление поля модельных токовых систем с данными
наблюдений. Востром [2741 предложил два типа 3-мерных токовых
Экваториальная
плоскость 2)
Рис. 8.78а. Возможная конфигурация токов вдоль силовых линий и авро-
ральной электроструи (см. также рис. 8.266).
систем, которые могут генерировать полярную электрострую.
Его исследование было продолжено с большими подробностями в
12731. В средних и низких широтах возмущенные векторы
направлены к востоку в позднем вечернем секторе и к западу в утреннем
секторе (см. рис. 8.74). Величина этих векторов систематически
уменьшается с приближением к более низким широтам. Согласно
[2541, такие широтные вариации могут быть обусловлены
поверхностными токами, текущими вдоль магнитных силовых линий.
На рис. 8.78а схематически показана возможная конфигурация
токов вдоль силовых линий и их связь с полярной электроструей.
До начала суббури ток в хвосте магнитосферы течет в плазменном
слое с утренней стороны магнитопаузы на вечернюю (Л ->- В ->■ С ->•
->D). Предположим, что этот ток разрывается и направляется в

466
Гл. 8. Магнитосферные бури
полярную ионосферу (А ->• В ->• В' ->• С ->• С ->• D). Часть
токового контура В' -+С соответствует полярной электроструе. Такое
изменение распределения тока может быть использовано для ква-
зиколичественного расчета наблюдаемого распределения
возмущенных векторов на поверхности Земли (рис. 8.74) и в хвосте
магнитосферы (разд. 8.7.3).
б) Ракетные и спутниковые исследования. Наблюдения полей
магнитных возмущений при помощи ракет и спутников необходимы
для разделения полей, производимых ионосферными токами и
токами выше ионосферы. Авроральная электроструя была детально
изучена в [441]. В [389] исследовано распределение возмущений
1100
1000
900
800
700
Ч 600
Б 500
°Q 400
300
\Ток в ионосферу
ja~e,72-10-6A*
200
100
Траектория
спутника
~ 73км
Электроны из
ионосферы
А=66,3°
-7,3 кщ
\Электроны\
в ионосферу
Ток из ион о -
стеры
^^72-/0 5А~г-
(западная
электроструя ) -
А* 63,9'
200 400 600 800
Расстояние от форт- Черчилля, км
Рис. 8.786. Пример электрической токовой системы в виде двойного
поверхностного токового слоя, наблюдавшегося в дополуденном секторе 1
ноября 1968 г. в 08 ч 51 мин местного времени [258].

8.9. Полярные суббури и авроралъные явления
467
в высоких широтах по данным спутников на полярных орбитах. В
1296] показано, что магнитные вариации на геостационарном
спутнике практически подобны наблюдаемым на поверхности Земли в
подспутниковой точке. Это свидетельствует в пользу того, что
возмущения магнитного поля в низких широтах обусловлены в
основном внеионосферными токами.
Необходимость изучения электрических токов вдоль силовых
линий для понимания магнитосферных суббурь подчеркивалась
в разд. 8.7. Было найдено, что интенсивные электронные пучки
образуют направленные вверх токи [238, 294, 359, 502]. Таким
образом, механизм генерации электронных потоков должен быть
тесно связан с токами, текущими вдоль силовых линий. На рис. 8.786
приведен пример двойного поверхностного тока, наблюденного
Армстронгом и Жмудой[258]. Однако в настоящее время глобальная
конфигурация токов вдоль силовых линий пока известна плохо.
в) Измерения электрических полей в ионосфере. Наблюдения
электрических полей в ионосфере необходимы для изучения
вариаций магнитного поля, обусловленных ионосферными токами.
Дрейф искусственных облаков Ва+ измерялся в овале полярных
сияний и в его окрестностях. В простейшем случае дрейфовая скорость
v ионов бария Ва+ связана с напряженностью электрического поля
Е соотношением
v== J_>LL
В2
Поскольку поле В известно с достаточной точностью, Е может быть
получено из наблюдений v (разд. 6.9.2). Было установлено, что
вдоль зоны полярных сияний электрическое поле направлено к
полюсу в вечернем секторе и к экватору в утреннем [336, 355, 356,
361]. В работах [353, 361] показано, что возмущения магнитного поля
в полярной шапке в период суббурь не могут быть объяснены
локальными ионосферными токами. В [353] было предположено, что
значительная часть полей магнитных возмущений в полярной шапке
обусловлена токами вдоль силовых линий, которые были
рассмотрены в пункте (а) настоящего раздела. Для измерения электрических
полей были развиты другие методы — с использованием ракет,
спутников и высотных аэростатов (разд. 6.11.1; см. также [4191).
Наблюдения электрических полей показывают, что в районе
западной полярной электроструи поле направлено к экватору. Если
часть токового контура В' -+ С на рис. 8.78а является хорошо
проводящей полосой, погруженной в менее проводящую область, то
в полосе образуется направленное к экватору электрическое поле,
которое обеспечит непрерывность тока Холла поперек полосы. Это
электрическое поле будет генерировать направленный к экватору
ток Педерсена. Это же электрическое поле будет также
генерировать сильный западный ток Холла, так что суммарный ток вдоль

468
Гл. 8. Магнитосферные бури
полосы является суммой направленных к западу токов Педерсена
и Холла. Напряженность электрического поля Е между точками
В' и С и общий ток j связаны соотношением
j = а3Е,
где а3 обозначает проводимость Каулинга (разд. 4.4.2).
8.10. ЭФФЕКТЫ БУРИ В ИОНОСФЕРЕ И ПЛАЗМОСФЕРЕ
8.10 1. ИОНОСФЕРНАЯ БУРЯ
В период магнитосферной бури ионосфера заметно возмущается.
В частности, сильные возмущения наблюдаются в слое F2\ они
проявляются как значительное увеличение или уменьшение
электронной концентрации и высоты. Эти вариации являются сложной
функцией ряда параметров, таких, как геомагнитная широта, высота,
местное время, сезон, время от начала бури и т. д. Пионерские
исследования ионосферных возмущений, начатые Эпплтоном и Ин-
грэмом [504] (а также [510, 511]), были продолжены в глобальном
масштабе в работах Мартина [572], а позднее и многих других
исследователей [576, 585, 586]. Внешняя часть ионосферы в период
геомагнитных возмущений изучалась путем зондирования сверху
с помощью ионозондов, установленных на спутниках с полярными
орбитами [516, 611, 628, 636], наблюдениями за эффектом Фарадея
(вращение плоскости поляризации) [618], а также методом
некогерентного рассеяния радиоволон [534—536]. На рис. 8.79
схематически представлены отклонения от уровня спокойного дня
электронной концентрации в слое F2 в дневные часы в функции высоты и
геомагнитной широты для различных сезонов во время бури. Одной
из наиболее характерных особенностей слоя F2 в средних широтах
является существенное понижение электронной концентрации на
высотах ниже максимума слоя F2 и увеличение ее выше этого
максимума. Однако интегральная концентрация электронов в столбце
единичного сечения (т. е. общее содержание электронов) заметно
понижается. Кроме того, уменьшение остается значительным в
течение суток после периода наиболее интенсивной магнитной
активности (рис. 8.80). С другой стороны, электронная концентрация
в низких широтах увеличивается во все сезоны, за исключением
куполообразного района над экватором. Начало всех этих вариаций
приходится на время начала главной фазы магнитосферной бури.
Сильное уменьшение полного содержания электронов до
настоящего времени не нашло полного объяснения. Вначале предполагали,
что причиной этого является просто тепловое расширение верхней
атмосферы. Однако в настоящее время выяснилось, что этот эффект
невелик и не может объяснить наблюдаемое уменьшение
содержания электронов. Согласнф [535], наблюдаемое увеличение темпера-

Равноденствие
\ юоо К
I
3
-90'
I
цооо
Максимум F2
^Возмущенно
{Спокойно
30° 0° -30° -60°
Геомагнитная uiupoma
90°
Рис. 8.79. Вариации электронной плотности в дневной ионосфере в
главную фазу магнитосферной бури на разных высотах, геомагнитных широтах
и в различные сезоны [587].
8 12 16 20 24 4
15 июня
8 12 16 20 2Ц А
}6июня
в 12 16 20 2Цч
17июня
Рис. 8.80. Вариации /° F2 в Форт-Бельвуа и /Ср-индекс в период бури 15—17
июня 1965 г. Приведена также средняя вариация за 10 наиболее спокойных
дней месяца. Время местное [535].

470
Гл. 8. Магнитосферные бури
туры составляет всего ~30% или даже менее в дневное время на
высотах ниже 800 км. На рис. 8.80 приведена типичная шторм-тайм-
вариация/ о в слое F2 в период бури 15—17 июня 1965 г., а на
рис. 8.81 — температура верхней атмосферы в функции высоты
в период бури и для спокойного дня. Как видно, увеличение ионной
температуры Tt в период бури (в дневное время) весьма
незначительно, а температура Те даже понижается.
В [5181 было показано, что при уменьшении плотности кислорода
в турбопаузе на 50% этот процесс может объяснить все основные
наблюдаемые особенности вариаций электронной концентрации.
Во-первых, поскольку кислород обеспечивает основной сток тепла
в нижнюю термосферу (разд. 3.4.3), уменьшение его плотности
приведет к сокращению скорости потери тепла и, следовательно, к
росту температуры на высоте турбопаузы и выше ее. Это изменение
температуры приведет к увеличению плотности N2 + 02 и
уменьшению плотности О на высотах вблизи турбопаузы. Поскольку О
является важнейшим источником фотоэлектронов, a N2 и 02 —
основными источниками трех важнейших ионов NO+, N2+, 02+,
которые ответственны за убыль электронов в ионосфере (разд. 3.3.1),
то на уровне максимума электронной концентрации области F и
ниже его следует ожидать значительное уменьшение электронной
концентрации. Во внешней части ионосферы наиболее важным
эффектом увеличения температуры является рост образования
фотоэлектронов, что является следствием преобладания в этой
области атомарного кислорода. В [519] были решены совместно
уравнения неразрывности и теплопроводности для электронов, ионов и
нейтральных частиц и показано, что результаты расчетов воспроизводят
наблюдаемые вариации. На рис. 8.82 приведены результаты этих
расчетов; видно существенное уменьшение общего количества
электронов в столбе единичного сечения. Хотя результаты расчетов и
не согласуются полностью с результатами наблюдений [535],
исследования вариаций состава атмосферы в период бурь необходимо
продолжить.
Однако удовлетворительная теория потерь электронов в
ионосфере на средних широтах должна также объяснить увеличение
электронной концентрации на низких широтах. По-видимому,
последнюю особенность ионосферной бури трудно объяснить, не
привлекая глобальную циркуляцию верхней атмосферы вследствие
интенсивного разогревав полярных областях [532,587]. Циркуляция
может переносить ионизацию из районов зоны полярных
сияний в более низкие и высокие широты. Возникающие при
циркуляции вертикальные движения вверх или вниз могут также изменять"
концентрации N2 и 02, которые в основном определяют скорость
процессов, ведущих к потерям электронов. Однако полное
воздействие глобальной циркуляции на ионизацию в ионосфере с
достаточной полнотой до сих пор не исследовано.

1000
400 800 1200 1600 2000
Температура, К
2400 2600
Рис. 8.81. Сопоставление электронной и ионной температур, осредненных
за период 10 — 15 ч местного времени, для бури 15 — 17 июня 1965 г. и маг-
нитоспокойных дней в июне 1964 г. [535].
1000
900
80о\
£ ТОО
2
1 500
Ǥ 400
дОО
200\
100
HF#=1,3
"м1
О 500 1500 2500 3500 Ю3 10м Ю5 Ю6
Температура, К Электрон, концентр. ,ам~3
Рис. 8.82. Высотные распределения пе% Tet Г, и ГЛ для спокойных
(сплошная линия) и возмущенных (пунктирная линия) условий. Полное
содержание электронов в столбе единичного сечения 23,2 • 1012 см"2 в спокойные и
19,4 • 1012 см""2 в возмущенные периоды [517].

472
Гл. 8. Магнитосферные бури
Вполне возможно, что в период интенсивных магнитосферных
суббурь в ионосфере средних и низких широт генерируются
крупномасштабные электрические поля и что часть полярной электроструи
замыкается в этой области как возвратный ток. Электростатическое
поле может приводить к дрейфовому движению (Е х В)
ионосферной плазмы. Вертикальные перемещения, связанные с дрейфовым
движением, будут изменять времена жизни электронов, поскольку
скорость потерь уменьшается с ростом высоты. Для
количественного рассмотрения этой проблемы должны быть использованы
уравнения неразрывности из разд. 4.5.3 и 4.5.4.
Ионосферная буря на широтах зоны полярных сияний и в
полярной шапке протекает значительно сложнее, чем в более низких
широтах. Во-первых, в высоких широтах происходит интенсивная
ионизация вдоль овала полярных сияний, в особенности в нижней
ионосфере (разд. 8.9.1). Во-вторых, полярная электроструя
оказывается источником заметного джоулевого разогрева [524, 527].
Джоулево тепло, выделяемое в единице объема за секунду,
определяется соотношением
j . Е = /2 / а3,
где а3—проводимость Каулинга (разд. 8.9.3). Коул установил,
что поток тепла в области Е в ночное время может достигать
величины ~500эрг/см2-с при максимальных возмущениях.
Полярная электроструя связана с сильными электрическими
полями (разд. 8.9.1), которые могут быть причиной движений
ионосферной плазмы Е X В. Длительный дрейф Е х В может
индуцировать также появление нейтрального ветра (разд. 4.4.1). Педер-
сеновский ток в дуге полярного сияния, направленный к экватору
(разд. 8.9.3), может вызвать направленный к экватору нейтральный
ветер, поскольку плотность положительных ионов, переносящих
ток, достаточно велика, чтобы вызвать движение нейтральных
частиц вследствие соударений. По-видимому, такой ветер является
источником инфразвуковых ударных волн в полярных сияниях
[638—640].
8.10.2. ШТОРМ-ТАЙМ-ВАРИАЦИИ ПЛАЗМОСФЕРЫ
Вскоре после обнаружения существования плазмопаузы
(разд. З.б.Зг) было отмечено [513], что геоцентрическое расстояние
плазмопаузы меняется в значительных пределах и является
функцией интенсивности магнитных возмущений, оцениваемых индексом
К],- Эти результаты были впоследствии подтверждены наблюдениями
со спутников [520, 622]. На рис. 8.83 приведено распределение ионов
Н+ в функции L для различных значений /Ср в раннем утреннем
секторе (00—04 ч местного времени).

8.10. Эффекты бури в ионосфере и плазмосфере
473
7<Г
ю*
Ю'
1968г. .
12апреля Кр<1
4 апреля Кр = 2
22 апреля Кр=д
-25марта Кр = 4-5
*?
Ю
ю1
ю~
W
Вращение
объекта
Кр=4-5
\> \
V4/4
Рис. 8.83. Распределение плотности ионов Н+ как функция L для разных
уровней геомагнитной активности [520].
На дневной стороне плазмосферы, где наблюдаются очень
сильные уменьшения плотности плазмы, плазмопауза также смещается
к Земле. На рис. 8.84а приведен пример вариаций во время бури
распределения ионов Н+ с 12 по 20 авг. 1968 г.
В модели конвекции плазмы из хвоста магнитосферы (разд.
6.9.2) плазмопауза определяется как граница двух областей:
района совместного вращения, где геомагнитные силовые трубки
вращаются вместе с Землей, и района, где преобладает конвекция и
магнитные силовые трубки не принимают полностью участия в
совместном вращении. В периоды, когда конвекция интенсивна, раз-

IU
ю3
\ю2
Ч
с
§70'
£
s
* /
ю-
ю-г
-
\
L
\
20 августа
^^-^ ^
***** **•
***"* "-^ «—.
"**"*"
\
Ws/aA
1 .1.1. .....i, l_ _±,_J
Рис. 8.84а. Пример шторм-тайм-вариации распределения ионов Н+. Пунктиром нанесено распределение Н+ для
спокойного периода [521].

8.10. Эффекты бури в ионосфере и плазмосфере
475
меры области совместного вращения уменьшаются и плазмопауза
перемещается к Земле [514, 521].
На рис. 8.846 показаны конвективные движения плазмы для двух
значений напряженности электрического поля поперек хвоста
магнитосферы: 0,2 мВ/м и 0,6 мВ/м. В первом случае область
совместного вращения и ее граница обозначены соответственно Б и б,
а для второго случая А и а.
Рис. 8.846. Конвективное движение для двух различных значений
электрического поля конвекции: £"=0,2 мВ/м и 0,6 мВ/м [522].
До повышения напряженности электрического поля
геомагнитные трубки между границами а и б вращаются с Землей. Однако
усиление конвекции переносит их к магнитопаузе, где плазма из
этих трубок теряется. Вследствие большой скорости, с которой
протекают процессы потери плазмы, ионосфера не в состоянии
поддержать диффузионное равновесие в силовых трубках с помощью
направленного вверх движения ионосферной плазмы (разд. 6.9.2).
Можно ожидать, что в переходный период усиления
электрического поля плазма между границами а к б будет отделяться от
плазмосферы и дрейфовать по направлению к магнитопаузе в
послеполуденном секторе. Такая ситуация схематически изображена
на рис. 8.84в. Согласно [552], в период магнитосферных возмущений
наблюдались изолированные плазменные облака вне плазмопаузы

476
Гл. 8. Магнитосферные бури
в послеполуденном секторе (рис. 8.84г). Возможно, эти облака
отделялись от плазмосферы при довольно резком усилении
интенсивности конвекции.
/
/
/
/
' В период бури
Рис. 8.84в. Схема, иллюстрирующая отделение части плазмы от
плазмосферы при усилении конвекции [522].
8.10.3. РАЗОГРЕВ ТЕРМОСФЕРЫ
Значительное увеличение плотности верхней атмосферы в период
геомагнитных возмущений было отмечено при исследовании
торможения спутников вследствие вариаций атмосферной плотности
при различных уровнях геомагнитных возмущений [554, 557].
Рассматривая модель атмосферы с переменной температурой, можно
вычислить величину роста температуры ДГ для данного возрастания
плотности вдоль орбиты спутников. В [557] получено эмпирическое
соотношение между ДГ и индексом ар (разд. 7.8.2):
ДГ(К)= 1,0°ар+ 100° 11 ~ехр(— 0,08ар)}.
В последнее время влияние геомагнитных возмущений было
изучено детальнее [530]. Там показано, что интенсивный разогрев
наблюдается над полярной электроструей одновременно с началом
геомагнитной активности, причем существует систематическое
запаздывание между этими явлениями к более низким широтам. Вре-

8.10. Эффекты бури в ионосфере и плазмосфере
477
>^ у.,А
\
Рис. 8.84г. Распределение изолированных плазменных облаков вне плазмо-
паузы [522].
мя запаздывания П (в часах) может быть выражено соотношением
П = (70,4° — геомагнитная широта)/9,4.
Из этого эмпирического соотношения следует, что эффект
разогрева распространяется из районов полярных сияний к экватору
со скоростью ~300 м/с. Возможно, что существует ветер с такой
скоростью, переносящий составляющие атмосферы из районов
полярных сияний в более низкие широты. Согласно [569], в полярной ме-
зосфере в период интенсивного вторжения авроральных частиц
могут существовать сильные вариации плотности кислорода и
озона. Ветер может играть важную роль в перераспределении этих
составляющих атмосферы. Таким образом, можно ожидать, что

478
Гл. 8. Магнитосферные бури
разогрев атмосферы в районах полярных сияний оказывает
глобальное влияние уже в течение нескольких часов после начала
магнитосфер ной бури.
8.10.4. СУБВИЗУАЛЬНЫЕ КРАСНЫЕ ДУГИ В СРЕДНИХ ШИРОТАХ
Одна из наиболее интересных особенностей среднеширотной
верхней атмосферы в период интенсивной магнитосферной бури —
появление субвизуальных красных дуг, полос шириной ~400 км,
располагающихся примерно параллельно овалу полярных сияний
в интервале высот от 300 до 600 км. Это свечение характеризуется
усилением эмиссии атомарного кислорода 6300 А над уровнем
свечения ночного неба, без заметных изменений интенсивностей других
эмиссий ночного неба. Это явление было открыто Барбье [5051, а
затем исследовано в [599]. С тех пор дуги наблюдались в большом
числе случаев во время магнитосферных бурь.
Отмеченные выше спектральные характеристики этих дуг
указывают, что электронная температура в верхней части области F
должна быть существенно повышена, чтобы появилась возможность
возбуждения атомов кислорода до состояния Ю (2 эВ) при
отсутствии возбуждения до уровня XS (4 эВ). Коул [525] предположил,
что источником этой тепловой энергии является энергия кольцевого
тока (разд. 8.8), передаваемая вдоль геомагнитных силовых линий
в среднеширотную ионосферу. В [528] считалось, что источником
этой энергии является неустойчивость, возникающая при
перемешивании холодной плазмы плазмосферы с горячей плазмой
кольцевого тока (разд. 8.8.5). По-видимому, в любом случае
взаимодействие между плазмосферой и протонным поясом, образующим
кольцевой ток, является причиной появления красной дуги.
ЗАКЛЮЧИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ
Как отмечалось в литературе, основные процессы, связанные с
развитием солнечных бурь и магнитосферных суббурь, удивительно
подобны, несмотря на существенное различие в суммарных энергиях
этих процессов, составляющих 1032 -f- 1033 эрг для солнечной бури
и 1021 -г- 1022 эрг для магнитосферной суббури. И действительно,
многие теории магнитосферных суббурь тесно переплетаются с
теориями солнечной бури.
Основной вопрос состоит в следующем: каков механизм быстрого
превращения магнитной энергии (которая запасена в хвосте
магнитосферы или над солнечными пятнами) в кинетическую энергию
частиц? Этот вопрос может быть сформулирован и по-другому:
каков механизм, который приводит к быстрой диссипации тока в
магнитосферном хвосте и токов над солнечными пятнами? Как
указывалось в предисловии к тому 1, эта проблема принадлежит к

8.10. Эффекты бури в ионосфере и плазмосфере
479
области интересов солнечной физики, магнитосферной физики и
плазменной физики.
В конце этой книги заслуживает особого внимания упоминание о
подобии между солнечными бурями и магнитосферными суббурями.
Во-первых, оба явления характеризуются аналогичными
конфигурациями магнитного поля, как схематически изображено на
рисунке. В обоих случаях явления протекают быстро во времени и
оказываются следствием преобразования магнитной энергии.
Солнечные бури связаны с фазой вспышки, которая в случае полярных
сияний соответствует внезапному уярчению дуги сияния. Для обоих
явлений это усиление яркости означает начало бури.
Многие солнечные бури характеризуются взрывной фазой, в
период которой площадь излучения На стремительно расширяется.
Аналогично этому овал полярных сияний быстро расширяется к
полюсу. Оптические эффекты, вспышка в На и суббуря в полярных
сияниях — все это является результатом взаимодействия с
электронами, ускоренными при преобразовании магнитной энергии в
энергию частиц. На Солнце энергичные электроны вторгаются в
солнечную атмосферу, где основной составляющей являются атомы
водорода. В магнитосфере основными составляющими верхней
атмосферы являются молекулы азота, атомы и молекулы кислорода.
Вспышка На появляется внезапно в виде двух параллельных
«лент», разделенных линией Вц = 0 (но В± в этой области может
быть очень велико). По мере развития солнечной бури расстояние
между двумя «лентами» увеличивается. Аналогично, если суббуря
в полярных сияниях наблюдается с больших высот над экватором,
сияния в северном и южном полушариях представляются в виде
пары «лент», разделенных магнитным экватором, где Вц = 0, но
В± Ф 0. Наиболее яркие дуги полярных сияний, располагающиеся
около приполюсной границы овала полярных сияний, при развитии
суббури движутся к полюсу. Как в солнечной, так и в земной ат-

480
Гл. 8. Магнитосферные бури
мосфере при торможении вторгающихся электронов генерируются
рентгеновские лучи.
Вспышка На появляется там, где величина V X В = 4nj
имеет наибольшее значение. Из области ярких, визуально
наблюдаемых дуг полярных сияний текут вверх электрические токи,
причем D-компонента поля полярной магнитной суббури меняет знак
при пересечении овала полярных сияний (VX В^О).
В области появления солнечных бурь генерируется ударная
волна. Такая ударная волна может привести к возникновению
солнечной бури в других активных областях. Полярные сияния,
движущиеся со сверхзвуковыми скоростями, генерируют инфразву-
ковые ударные волны. Магнитосферные суббури могут возникать
с очень большой вероятностью после взаимодействия интенсивных
межпланетных ударных волн с магнитосферой. Тот факт, что оба
явления могут появляться после ударной волны, дает основание
полагать, что условия на Солнце и в магнитосфере до солнечной
бури и до магнитосферной суббури являются метастабильными.
Альвен и его сотрудники предположили, что механизм
превращения энергии связан с разрывом контура электрического тока в
солнечной атмосфере и с последующей диссипацией магнитной
энергии, запасенной в контуре с индуктивностью (разд. 7.2.7).
Наблюдения за магнитным полем в околоземной части плазменного
слоя наряду с появлением полярной электроструи вдоль овала
полярных сияний также дают основание полагать, что ток в хвосте
магнитосферы в околоземной части плазменного слоя временно,
хотя бы частично, прекращается и направляется к Земле.
Аксфорд в 1971 г. указал, пользуясь наблюдениями in situ, что
изучение магнитосферных суббурь может в значительной степени
способствовать пониманию основных процессов, связанных с
солнечными бурями.
Действительно, резко возросло число исследований плазмы,
магнитных и электрических полей в период магнитосферных
суббурь, использующих наблюдения как с поверхности Земли, так и
со спутников. Краткий обзор таких исследований содержится в
разд. 8.7.4 и 8.9. Кроме того, за последнее десятилетие надежно
установлены основные особенности структуры магнитосферы: ударная
волна, переходная область, магнитопауза, хвост магнитосферы.
Существование крупномасштабной конвекции магнитосферной
плазмы, введенное Аксфордом и Хайнсом в 1961 г., в настоящее
время окончательно установлено. Стали понятными некоторые
характерные измерения в магнитосфере, связанные с солнечной
активностью или, более определенно, с межпланетными
возмущениями, вызванными солнечной активностью, — магнитосферные
суббури. Таким образом, в настоящее время стал понятен основной
скелет процессов, протекающих в магнитосфере, и направление
дальнейших магнитосферных исследований.

Литература
481
Можно сказать, что эпоха открытий новых явлений в этой
области науки приходит к.концу и перед нами стоит более трудная
задача идентификации и понимания физических процессов,
протекающих внутри магнитосферы и вокруг нее.
Одна из основных задач, стоящих перед учеными,— это понять
сущность основных процессов, связанных с взаимодействием
солнечного ветра с магнитосферой Земли в спокойные периоды. В 1961 г.
Данжи предположил, что межпланетные магнитные поля играют
основную роль в период магнитосферных возмущений. В настоящее
время становится очевидным, что соображения Данжи являются
ключом для понимания процессов образования магнитосферы в
спокойные периоды (разд. 6.11). Другая задача, стоящая перед
исследователями,— изучение магнитосферной суббури, которая
сопровождается возмущениями в магнитосфере.
В этой книге описана главная фаза магнитосферной бури.
Использована рабочая гипотеза, по которой главная фаза является
результатом столкновения магнитосферы с частью солнечной
атмосферы, которая была отделена и выброшена из активной области
Солнца. Однако лока еще очень мало известно о механизме, с
помощью которого часть солнечной атмосферы может быть выброшена
до расстояния 1 а. е. (на орбиту Земли). Таким образом, существует
серьезный «разрыв» между физикой Солнца и физикой магнитосферы.
В заключение следует подчеркнуть, что после эры открытий
всегда наступает эра более тщательно планируемых усилий,
требующих воображения и опирающихся на международное
сотрудничество. Такие исследования необходимы для однозначного
понимания взаимосвязи солнечно-земных явлений. Можно надеяться,
что эта книга будет служить основной для таких
целенаправленных исследований.
ЛИТЕРАТУРА
Учебные руководства
1. Chapman 5., Solar plasma, geomagnetism, and aurora, Gordon and Breach,
New York, 1964. (Русский перевод: Чепмен С, Солнечная плазма,
геомагнетизм и полярные сияния, в сб. «Геофизика, околоземное космическое
пространство», изд-во «Мир», М., 243—379, 1964.)
2. Chapman 5., Bartels /., Geomagnetism, Oxford University Press, 1940.
8.1—8.2 Общие работы
3. Whitten R. C, Poppoff I. G.t Physics of the lower ionosphere, Prentice-
Hall, Englewood Cliffs, N. J., 1965. (Русский^перевод: Уиттен P. /С.,
Поппов И. Дж.у Физика нижней^ионосферы, изд-во сМир», М., 1968.)
8.1—8.2. Статьи
4. Baker D. М.. Davis /С., Solar flare effects and the relaxation time of the
ionosphere, J. Geophys. Res., 71, 2840Jl966).

482
Литература
5. Davies /С., Donnelly R. F.t An ionospheric phenomena associated with
explosive solar flares, J. Geophys. Res., 71, 2843 (1966).
6. Dellinger J. //., Sudden ionospheric disturbances, Terr. Magn. atmos. Elect.,
42, 49 (1937).
7. Dodson H. W., Hedeman E. R.t Crochet-associated flares, Astrophys. J.
128, 636 (1958).
8. Donnelly R. F., The X-ray and extreme ultraviolet radiation of the August
28, 1966 proton flare as deduced from sudden ionospheric disturbance data,
Sol. Phys., 5, 123 (1968).
9. Donnelly R. F., Contribution of X-ray and EUV bursts of solar flares to
sudden frequency deviations, J. Geophys. Res., 74, 1873 (1969).
10. Garriott 0. /C., da Rosa A. Y., Davis M. /., Millard 0. G., Solar flare effects
in the ionosphere, J. Geophys. Res., 72, 6099 (1967).
11. Greenfield S. M., Venkateswaran S. V., The vertical structure of dynamo
winds deduced from geomagnetic variations associated with solar flares,
Proc. Birkeland Symposium on Aurora and Magnetic Storms, September
1967, eds. A. Egeland and J. Holtet, 1967, p. 403.
12. Jayaram R., Chin G. Y., Analytical study of D-region response to solar
flares monitored by Ariel Satellite (UK-1), J. Geophys. Res., 72, 1889 (1967).
13. Kanellakos D. P., Chan K. L., Villard 0. G., On the altitude at which some
solar-flare-induced ionization is released, J. Geophys. Res., 67, 1795 (1962).
14. KcLufmann F., de Barros M. H. P., Some relationships between solar X-
ray bursts and SPA's produced on VLF propagation in the lower ionosphere,
Sol. Phys., 9, 478 (1969).
15. Knecht R. W., Davies /G, Solar flare effects in the F-region of the ionosphere,
Nature, Lond., 190, 797 (1961).
16. Mcintosh D. //., Geomagnetic solar flare effects at Lerwick and Eskdale-
muir, and relationship with allied ionospheric effects, J. Atmos. Terr. Phys.,
1, 315 (1951).
17. McNish A. G., Terrestrial magnetic and ionospheric effects associated with
bright chromospheric erruptions, Terr. Magn. Atmos. Elect., 42, 109 (1937).
18. Minnis C. M., Bazzard G. //., Solar flare effect in the F2 layer of the
ionosphere, Nature, Lond., 181,"690 (1958).
19. Mitra A. P., Jones R. £., Determination of the location on the ionospheric
current system responsible for geomagnetic effects of solar flares, J. Atmos.
Terr. Phys., 4, 141 (1953).
20. Ohshio M., Fukushima N., Nagata Т., Solar flare effect on geomagnetic
variation, Rep. Ionosph. Space Res. Japan, 17, 77 (1963).
21. Richmond A. D., Venkateswaran S. V.t Geomagnetic crochets and associated
ionospheric current systems, Radio Sci., 6, 139 (1971).
22. Swider W., Ionization rates due to the attenuation of 1—100 A non-flare
solar X-rays in the terrestrial atmosphere. Rev. Geophys. 7, 573 (1969).
23. Thome G. D., Wagner L. S., Electron density enhancements in the E and F
regions of the ionosphere durign solar flares, J. Geophys. Res., 76, 6883
(1971).
24. Van Sabben D.y Ionospheric current systems of ten IGY-solar flare effects.
J. Atmos. Terr. Phys., 22, 32 (1961).
25. Van Sabben D., Ionospheric current svstems caused by non-periodic winds,
J. Atmos. Terr. Phys., 24, 959 (1962).
26. Van Sabben D., Solar flare effects and simultaneous magnetic daily
variation, 1959—61, J. Atmos. Terr. Phys., 30, 1641 (1968).
27. Veldkamp J., Van Sabben D., On the current system of solar flare effects,
J. Atmos. Terr. Phys., 18, 192 (I960).
28. Warwick C. S., The sudden ionospheric disturbance, Radio astronomical and
satellite studies of the atmosphere, ed. J: Aarons, North Holland, Amsterdam,
1963, p. 457.
29. Yasuhara M., Maeda //., Geomagnetic crochet of 15 November 1960, J.
Atmos. Terr. Phys., 21, 289 (1961).

Литература
483
8.3. Статьи
30. Adams G. W., Masley A. J., Theoretical study of cosmic noise absorption due
to solar cosmic radiation, Planet. Space Sci., 14, 277 (1966).
31. Adams G. W., Megill L. R., A two-ion D-region model for polar cap
absorption events, Planet. Space Sci., 15, 1111 (1967).
32. Ahluwalia H. 5., Solar cosmic rays of July 13, 1961, J. Geophys. Res.,
74, 1230 (1969).
33. Ahluwalia H. S.t McCracken K. G.t Characteristic effects of the deformed
magnetic field of the earth on medium energy cosmic rays, Space Research,
6, ed. R. L. Smith-Rose, Macmillan, London, 1966, p. 872.
34. Barcus J. R.t Diurnal variation in low-energy cosmic ray cutoffs, Planet.
Space Sci., 17, 1173 (1969).
35. БеликовичВ. В., Бенедиктов E. А., Рапопорт 3. Ц., ППШ в июле,
августе и сентябре 1966 г. по наблюдениям в авроральной зоне, Геомагн. и
аэрономия, 9, 666 (1969).
36. Bewick Л., Haskell G. P., Hynds R. Т., Penetration of low-energy solar
protons to low geomagnetic latitudes, J. Geophys. Res. 75, 4605 (1970).
37. Brown R. R.y Parthasarathy R., Observations of the September 2, 1960
PCA event, Midday recovery in absorption, Planet. Space Sci., 15, 1667
(1967).
38. Chen A. J., Penetration of low-energy protons deep into the magnetosphere,
J. Geophys. Res., 75, 2458 (1970).
39. Dalgarno A., Atmospheric reactions with energetic particles, Space
Research, 7, Vol. 2, ed. R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967,
p. 849.
40. Дриацкий В. M.y Ионосферные эффекты солнечной протонной вспышки
7. VII. 1966 г., Геомагн. и .аэрономия, 9, 56 (1969).
41. Engelmann J., Hynds R. J.y Morfill G., Axisa F., Bewick A., Durney A. C,
Koch L., Penetration of solar protons over the polar cap during the 25
February 1969 event, J. Geophys. Res., 76, 4245 (1971).
42. Flindt H. R.y Local-time dependence of geomagnetic cutoffs for solar
protons, 0.52 < E < 4 MeV, J. Geophys. Res., 75, 39 (1970).
43. Gall R., Daily variation of the asymptotic directions of comic rays, J.
Geophys. Res 73 4400 (1968).
44. Gall R., Jimenez J., Camacho L.t Arrival of low-energy cosmic rays via
* the magnetospheric tail, J. Geophys. Res,, 73, 1593 (1968).
45. Gall R., Jimenez J., Orozco A., Directions of approach of cosmic rays for
high latitude stations, J. Geophys. Res., 74, 3529 <1969).
46. Goedeke A. D.y Masley A. J., Adams G. W., Polar observations of solar
cosmic ray events during the IQSY, Space Research VII, Vol. 2, ed. R. L.
Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, p. 885.
47. Hakura Y.y Goh 7\, Pre-sc polar cap ionospheric blackout and type IV solar
radio outburst, J. Radio Res. Lab. Japan, 6, 635 (1969).
48. Hudson P. D.y Anderson H. R., Nonuniformity of solar protons over the
polar caps on March 24, 1966, J. Geophys. Res., 74, 2881 (1969).
49. Imhof W. L., Reagan J. В., Gaines E. £., Solar particle cutoffs as observed
at low altitudes, J. Geophys. Res., 76, 4276 (1971).
50. Lanzerotti L. J., Montgomery M. D., Singer S.t Penetration of solar protons
into the magnetosphere and magnetotail, J. Geophys. Res., 75, 3729 (1970).
51. Little C. G.y Leinbach #., Some measurements of high-latitude ionospheric
absorption using extraterrestrial radio waves, Proc. IRE, 46, 336 (1958).
52. McDiarmid I. .В., Burrows J. R., Relation of solar proton latitude profiles
to outer radiation zone electron measurements, J. Geophys. Res., 74, 6239
(1969).
53. Masley A. J., Goedeke A. D.t Solar4 cosmic ray event characteristics: solar
minimum versus solar maximum, Space Research VII, Vol. 2 ed. R. L.
Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, p. 797.

484
Литература
54. Montgomery М. D., Singer 5., Penetration of solar energetic protons into
the magnetotail, J. Geophys. Res,, 74, 2869 (1969).
55. Morfill G. £., A comment on trajectory calculations in the Williams and
Mead geomagnetic field model, Planet. Space Sci., 19, 1016 (1971).
56. Obayashi Т.. Hakura Y., Solar corpuscular radiation and polar ionospheric
disturbances, J. Geophys. Res., 65, 3131 (1960).
57. O'Brien B. J., Rocket and satellite observations of energetic particles
during PCA events, Space Research VII, Vol. 2, ed. R. L. Smith-Rose, North
Holland, Amsterdam, 1967, p. 806.
58. Paulikas G. A., Blake J. В., Penetration of solar protons to synchronous
altitude, J. Geophys. Res. 74, 2161 (1969).
59. Paulikas G. A., Blake J. В., Freden S. C, Low-energy solar-cosmic-ray
cutoffs: diurnal variations and pitch-angle distributions, J. Geophys. Res.,
73, 87 (1968).
60. Reid G. C., Ionospheric effects of PCA events, Space Research VII, Vol. 2,
ed. R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, p. 864.
61. Reid G. C, Associative detachment in the mesosphere and the diurnal
variation of polar-cap absorption, Planet. Space Sci., 17, 731 (1969).
62. Reid G. C, Leinbach #., Low-energy cosmic ray events associated with
solar flares, J. Geophys. Res., 64, 1801 (1959).
63. Reid G. C, Sauer H. #., The influence of the geomagnetic tail on
low-energy cosmic-ray cutoffs, J. Geophys.1 Res., 72, 197 (1967).
64. Sandford B. P., Aurora and air-glow intensity variations with time and
magnetic activity at southern high latitudes, J. Atmos. Terr. Phys., 26,
749 (1964).
65. Sandford B. P., Polar glow aurora, Space Research VII, Vol. 2, ed. R. L.
Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, p. 836.
66. Sauer H. #., Nonconjugate aspects of recent polar cap absorption events,
J. Geophys. Res., 73, 3058 (1968).
67. Smart D. F., Shea M. A., Gall R.y The daily variation of
trajectory-derived high-latitude cutoff rigidities in a model magnetosphere, J. Geophys.
Res., 74, 4731 (1969).
68. Stone E. C, Local time dependence of non-Stormer cut-off for 1—5 MeV
protons in quiet geomagnetic field, J. Geophys. Res., 69, 3577 (1964).
69. Taylor H. £., Latitude local-time dependence of low-energy cosmic ray
cutoffs in a realistic geomagnetic field, J. Geophys. Res., 72, 4467 (1967).
70. Vampola A. L., Access of solar electrons to closed field lines, J. Geophys.
Res., 76, 36 (1971).
8.4—8.7. Статьи
71. Adams W. G., Comparison of simultaneous magnetic disturbances at
several observatories, Phil. Trans. R. Soc, A183, 131 (1892).
72. Akasofu 5.-/., Electrodynamics of the magnetosphere: geomagnetic storms,
Space Sci. Rev. 6, 21 (1966).
73. Akasofu S.-I., Chapman 5., The sudden commencement of geomagnetic
storms, I. A. G. A. Symposium on Rapid Magnetic Variations, Utrecht,
September 1959, Vrania No 250 (1960).
74. Akasofu S.-/.t Yoshida 5., The structure of the solar plasma flow generated
by solar flares, Planet. Space Sci., 15, 39 (1967).
75. Akasofu 5.-/., Yoshida 5., On the three dimensional structure of the solar
plasma flow generated by solar flares, Planet. Space Sci., 15, 942 (1967)'.
76. Akasofu 5.-/., Perreault P. D., Yoshida S.t The geomagnetic and cosmic-
ray storm of 25/26 May 1967, Sol. Phys., 8, 464 (1969).
77. Alfven #., The second approach to cosmical electrodynamics, Annls
Geophys., 24, 341 (1968).

Литература
485
78. Анцилевич Af. Г., Длительность начальной фазы геомагнитной бури, Ге-
омагн. и аэрономия, 7, 334 (1967).
79. Ваше 5. У., Asbridge J. R., Hundhausen A. J., Strong I. В., Solar wind
and magnetosheath observations during the January 13—14, 1967,
geomagnetic storm, J. Geophys. Res., 73, 5761 (1968).
80. Bauer L. A., Beginning and propagation of the magnetic disturbance of
May 8, 1902, and of some other magnetic storms, Terr. Magn. Atmos. Elect.,
15, 9 (1910).
81. Binsack J. #., Vasyliunas V. Af., Simultaneous IMP 2 and OGO 1
observations of bow shock compression, J. Geophys. Res., 73, 429 (1968).
82. Burlaga L. F.y Discontinuities and shock waves in the interplanetary
medium and their interaction with the magnetosphere, Goddard Space Flight
Center Report, X-692-70-154 (1970).
83. Chapman S., On the times of sudden commencement of magnetic storms,
Proc. Phys. Soc. Lond., 30, 205 (1918).
84. Chapman S., Ferraro V. С. A., A new theory of magnetic storms, Part I.
The initial phase, Terr. Magn. Atmos. Elect., 36, 77, 171 (1931).
85. Chapman S., Ferraro V. C. A., A new theory of magnetic storms, Terr. Magn.
Atmos. Elect., 38, 79 (1933).
86. Chapman 5., Ferraro V. C. A., The theory of the first phase of a
geomagnetic storm, Terr. Magn. Atmos. Elect., 45, 245 (1940).
87. Davis T. N., Echols C, Wong Y. 5., Hourly values of the auroral electrojet
activity index AE for July—December 1957, Sci. Rep. Geophys. Inst.
Univ. Alaska, UAGR-194, 1968.
88. Davis T. N.t Parthasarathy R.t The relationship between polar magnetic
activity DP and growth of the geomagnetic ring current, J. Geophys. Res.,
72, 5825 (1967).
89. DeForest S. E., Mcllwain С £., Plasma clouds in the magnetosphere, J.
Geophys. Res., 76, 3587 (1971).
90. Dessler A. J., Francis W. E.t Parker E. N.t Geomagnetic storm sudden-
commencement rise times, J. Geophys. Res., 65, 2715 (1960).
91. Dryer Af., Dynamics of the magnetospheric shock solar blast wave
interaction, Space Research VIII, eds. A. P. Mitra, L. G. Jacchia, W. S. Newman,
North Holland, Amsterdam, 1968, p. 150.
92. Dryer Af., Merritt D. L., Aronson P. Af., Interaction of a plasma cloud with
the earth's magnetosphere, J. Geophys. Res., 72, 2955 (1967).
93. Fairfield D. #., Polar magnetic disturbances and the interplanetary
magnetic field, Space Research VIII, eds. A. P. Mitra, L. G. Jacchia, W. S.
Newman, North Holland, Amsterdam, 1968, p. 107.
94. Fairfield D. #., Cahill L. J., Transition region magnetic field and polar
magnetic disturbances, J. Geophys. Res., 71, 155 (1966).
95. Fejer J. A., Hydromagnetic stability at a fluid velocity discontinuity
between compressible fluids, Physics Fluids 7, 499 (1964).
96. Ferraro V. С. A., On the theory of the first phase of a geomagnetic storm:
a new illustrative calculation based on an idealized (plane not cylindrical)
model field distribution, J. Geophys. Res., 57, 15 (1952).
97. Ferraro V. C. A., Parkinson W. C, Unthane H. №., Sudden commencements
and sudden impulses in geomagnetism: their hourly frequency at
Cheltenham (MD), Tucson, San Juan, Honolulu, Huancayo, and Watheroo, J.
Geophys. Res.,,56, 177 (1951).
98. Forbush S. E., Vestine E. #., Daytime enhancement of size of sudden
commencements and initial phase of magnetic storms at Huancayo, J. Geophys.
Res., 60, 299 (1955).
99. Frank L. A., On the relationship of the plasma sheet, ring current, trapping
boundary and plasmapause near the magnetic equator and local midnight,
Department of Physics and Astronomy, University of Iowa, Report 70,
33 (1970).

486
Литература
100. Frank L. A.t Direct detection of asymmetric increases of extraterrestrial
ring current proton intensities in the outer radiation zone, J. Geophys.
Res., 75, 1263 (1970).
101. Frank L. A,t Relationship of the plasma sheet, ring current, trapping
boundary and plasmapause near the magnetic equator and local midnight, J.
Geophys. Res., 76, 2265 (1971).
102. Gerard V. £., The propagation of world—wide sudden commencements
of magnetic storms, J. Geophys. Res., 64, 593 (1959).
103. Gold Г., Plasma and magnetic fields in the solar system, J. Geophys.
Res., 64, 1665 (1959).
104. Gosling J. Г., Asbridge J. R., Ваше S. J., Hundhausen A. J.t Strong I. B.t
Measurements of the interplanetary solar wind during the large geomagnetic
storm of April 17—18, 1965, J. Geophys. Res., 72, 1813 (1967).
105. Gosling J. Т., Asbridge J. R., Ваше S. J., Hundhausen A. J., Strong I. В.,
Satellite observations of interplanetary shock waves, J. Geophys. Res., 73,
43 (1968).
106. Hirshberg /., The relationship between solar wind velocities and surface
magnetic disturbances during sudden commencement storms, J. Geophys.
Res., 70, 4159 (1965).
107. Hirshberg J.t Alksne A., Colburn D. 5., Ваше 5. /., Hundhausen A. J.,
Observation of a solar flare induced interplanetary shock and
helium-enriched driver gas, J. Geophys. Res., 75, 1 (1970).
108. Иванов К- Г., Длительность начальной фазы геомагнитной бури, Гео-
магн. и аэрономия, 7, 334 (1967).
109. Иванов К. Г., К интерпретации длительности внезапных начал
магнитных бурь, наблюдавшихся на «Электроне-2», Геомагн. и аэрономия,
7, 4 (1967).
110. Иванов /О Г-, Микерина Н. В., Тангенциальный разрыв в солнечном
ветре и наземное магнитное возмущение, Геомагн. и аэрономия, 9,
200 (1969).
111. Jackson W., World-wide simultaneous magnetic fluctuations and their
relation to sudden commencements, J. Atmos. Terr. Phys., 2, 160 (1952).
112. Jacobs J. А.у Watanabe Т., The equatorial enhancement of sudden
commencements of geomagnetic storms, J. Atmos. Terr. Phys., 25, 267 (1963).
113. Kawasaki /O, Akasofu S.-/., Low-latitude DS component of the
geomagnetic storm field, J. Geophys. Res., 76, 2396 (1971).
114. Kazi 5. А. Л., Diurnal variation in the amplitude and frequency of
magnetic sudden commencements and sudden impulses at Quetta, J. Geo-
magn. Geoelect., Kyoto, 15, 109 (1963).
115. Mel twain С £., Plasma convection in the vicinity of the geosynchronous
orbit, J. Geophys. Res., 76, 3587 (1971).
116. Mcintosh D. H., Geomagnetic sudden commencements at Lerwick, J.
Atmos. Terr. Phys., 1, 223 (1951).
117. Maeda #., Yamamoto Af., Daytime enhancement of the amplitude of
geomagnetic sudden impulses in the equatorial region, J. Atmos. Terr. Phys.,
19, 284 (1960).
118. Matsushita 5., On geomagnetic sudden commencements, sudden impulses,
and storm durations, J. Geophys. Res., 67, 3753 (1962).
119. Mead G. £>., Deformation of the geomagnetic field by the solar wind, J.
Geophys. Res., 69, 1181 (1964).
120. Мишин В. Af., Сайфудинова Т. #., Жулин И, А., к magnetosphere model
based on two zones oi precipitating energetic particles, J. Geophys. Res.,
75, 797 (1970).
121. Nagata Г., Abe 5., III. Notes on the distribution of SC* in high latitudes,
Rep. Ionosph. Space Res., Japan, 9, 39 (1955).
122. Newton H. W.t ,,Sudden commencements'' in the Greenwich magnetic

Литература
487
records (1879—1944) and related sunspot data, Mon. Not. Roy. Astron.
Soc, Geophys. Suppl., 5, 159 (1948).
123. Nishida A., Jacobs J. Л., World-wide changes in the geomagnetic field,
J. Geophys. Res., 67, 525 (1962).
124. Obayashi 7\, Jacobs J. A., Sudden commencements of magnetic storms and
atmospheric dynamo action, J. Geophys. Res., 62, 589 (1957).
125. Qguti Т., Notes of the morphology of SC, Rep. Ionosph. Space Res.,
Japan, 10, 81 (1956).
126. Ondoh Г., Longitudinal distribution of rise times, J. Geomagn. Geoelect.,
Kyoto, 14, 198 (1963).
127. OpalC. В., Moos H. W., Fastie W. G., Far-ultraviolet altitude profiles and
molecular oxygen densities in an aurora, J. Geophys. Res., 75, 788 (1970).
128. Patel V. L., Sudden impulses in the geomagnetotail, J. Geophys. Res.,
73, 3407 (1968).
129. Piddington J. #., The transmission of geomagnetic disturbances through
the atmosphere and interplanetary space, Geophys. J. R. Astr. Soc, 2,
173 (1959).
130. Piddington J. #., Geomagnetic storm theory, J. Geophys. Res., 65, 93
(1960).
131. Piddington J. #., A hydromagnetic theory of geomagnetic storms and
auroras, Planet. Space Sci., 9, 947 (1962).
132. Piddington J. #., Geomagnetic storms, auroras and associated effects,
Space Sci. Rev., 3, 724 (1964).
133. Sano Y.y Morphological studies on sudden commencements of magnetic
storms using the rapid-run magnetograms during the IGY, J. Geomagn.
Geoelect. Kyoto, 14, 1 (1962).
134. Sato Т., Sudden commencement of geomagnetic storms in high latitudes,
Rep. Ionosph. Space Res. Japan, 15, 215 (1961).
135. Sato 7\, Structures of sudden commencements of geomagnetic storms and
giant pulsations in high latitudes, Rep. Ionosph. Space Res. Japan, 16,
295 (1962).
136. Sen A. K., Stability of hydromagnetic Kelvin—Helmholtz discontinuity,
Physics Fluids, 6, 1154 (1963).
137. Siscoe G. L., Formisano V., Lazarus A. J.y Relation between geomagnetic
sudden impulses and solar wind pressure changes an experimental
investigation, J. Geophys. Res., 73, 4869 (1968).
138. Smit G. R.t Oscillatory motion of the nose region of the magnetopause,
J. Geophys. Res., 73, 4990 (1968).
139. Sonnerup B. U. O., Magnetopause structure during the magnetic storm of
24 September 1961, J. Geophys. Res., 76, 6717 (1971).
140. Spreiter J. R.t Summers A. L.y On conditions near the neutral points on
the magnetosphere boundary, Planet. Space Sci., 15, 787 (1967).
141. Stegelmann E. У., von Kenschitzki C. #., On the interpretation of the
sudden commencement of geomagnetic storms, J. Geophys. Res., 69, 139 (1964).
142. Sugiura M., The solar diurnal variation in the amplitude of sudden
commencements of magnetic storms at the geomagnetic equator, J. Geophys.
Res., 58, 558 (1953).
143. Sugiura M.y Hourly values of equatorial Dst for the IGY, Annals of IGY,
35, p. 1, 9 (1964).
144. Sugiura M., A sudden change in the solar wind pressure and the outer
region of the magnetosphere, J. Geophys. Res., 70, 4151 (1965).
145. Sugiura M., Skillman T. L., Ledley B. G.y Heppner J. P., Propagation of
the sudden commencement of July 8, 1966, to the magnetotail, J. Geophys.
Res., 73, 6699 (1968).
146. Sugiura M.t Wilson С R., Oscillation of the geomagnetic field lines and
associated magnetic perturbations at conjugate points, J. Geophys. Res.,
69, 1211 (1964).

488
Литература
147. Talwar S. P., Hydromagnetic stability of the magnetospheric boundary,
J. Geophys. Res., 69, 2707 (1964).
148. Talwar S. P., Kelvin—Helmholtz instability in an anisotropic plasma,
Physics Fluids, 8, 1295 (1965).
149. Tamao Г., The structure of three-dimensional hydromagnetic waves in a
uniform cold plasma, J. Geomagn. Geoelect., Kyoto, 16, 89 (1964).
150. Tamao 7\, A hydromagnetic interpretation of geomagnetic SSC*, Rep.
Ionosph. Space Res. Japan, 18, 16 (1964).
151. Vestine E. #., Kern J. W., Cause of the preliminary reverse impulse of
storms, J. Geophys. Res., 67, 2181 (1962).
152. Wax R. L., Bernstein W., Rocket-borne measurements of HP emissions and
energetic hydrogen fluxes during an auroral breakup, J. Geophys. Res.,
75, 783 (1970).
153. Williams V. L., The simultaneity of sudden commencements of magnetic
storms, J. Geophys. Res., 65, 85 (1960).
154. Wilson С R.t Sugiura M., Hydromagnetic interpretation of sudden
commencements of magnetic storms, J. Geophys. Res., 66, 4097 (1961).
155. Yamamoto M., Maeda #., The simultaneity of geomagnetic sudden
impulses, J. Atmos. Terr. Phys., 20, 212 (1961).
8.8. Статьи
156. Akasofu S.-I.у Chapman S.y The ring current, geomagnetic disturbance
and the Van Allen radiation belts, J. Geophys. Res., 66, 1321 (1961).
157. Akasofu S.-I.t The main phase of magnetic storms and ring current, Space
Sci. Rev., 2, 91 (1963).
158. Akasofu 5.-/., A source of the energy for geomagnetic storms and auroras,
Planet. Space Sci., 12, 801 (1964).
159. Akasofu 5.-/., Electrodynamics of the magnetosphere: geomagnetic storms,
Space Sci. Rev., 6, 21 (1966).
160. Akasofu 5.-/., Cain J. C, Chapman 5., The magnetic field of a model
radiation belt, numerically computed, J. Geophys./Res., 66, 4013 (1961).
161. Akasofu 5.-/., Chapman 5., The development of the main phase of
magnetic storms, J. Geophys. Res., 68, 125 (1963).
162. Akasofu S.-I.у Chapman 5., Magnetic storms: the simultaneous
development of the main phase (DR) and of polar magnetic substorms (DP), J.
Geophys. Res., 68, 3155 (1963).
163. Akasofu S.-I.y Chapman 5., On the asymmetric development of magnetic
storm fields in low and middle latitudes, Planet. Space Sci., 12, 607 (1964).
164. Akasofu S.-I.t Chapman S.t The normality of the SD variation at Huan-
cayo and the asymmetry of the main phase of geomagnetic storms, Planet.
Space Sci., 15, 205 (1967).
165. Akasofu S.-I.у Chapman 5., A systematic shift of the DS axis, Planet.
Space Sci., 15, 937 (1967).
166. Akasofu 5.-/., Meng C.-/., Non-uniform growth of the ring current belt,
Planet. Space Sci., 17,707 (1969).
167. Akasofu S.-I.у Yoshida 5., Growth and decay of the ring current and the
polar electrojet, J. Geophys. Res., 71, 231 (1966).
168. Apel J. R.y Singer S. F.t Wentworth R. C, Effects of trapped perticleson
the geomagnetic field, Advence in Geophysics, 9, 13Г, ed. H. E. Lands-
berg and J. Van Mieghem, Academic Press, New York, 1962.
169. Baker J.y Hurley J.t A self-consistent study of the earth's radiation belts,
J. Geophys. Res., 72, 4351 (1967).
170. Brandt J.y Hunten D. M., On ejection of neutral hydrogen from the sun
and the terrestrial consequences, Planet. Space Sci., 14, 95 (1966).
171. Cahill L. Л, Inflation of the inner magnetosphere during a magnetic storm,
J. Geophys. Res., 71, 4505 (1966).

Литература
489
172. Cahill L. J., Magnetosphere inflation during four magnetic storms in 1965,
J. Geophys. Res., 75, 3778 (1970).
173. Carovillano R. L., Maguire J. J., Magnetic energy relationships in the mag-
netosphere, Physics of the magnetosphere, eds. R. L. Carovillano, J. F.
McClay, and H. R. Radoski, Reidel, Dordrecht, Holland, 1968, p. 290.
174. Chapman 5., An outline of a theory of magnetic storms, Proc. R. Soc,
A95, 61 (1918).
175. Chapman 5., The electric current-systems of magnetic storms, Terr. Magn.
Atmos. Elect., 40, 349 (1935).
176. Chapman 5., The mophology of geomagnetic storms: an extension of the
analysis of Ds, the disturbance local-time inequality, Annali Geofis., 5,
481 (1952).
177. Chapman 5., The morphology of geomagnetic storms, and bays: a general
review, Vistas in astronomy, II, Pergamon Press, London, 1956, p. 912.
178. Chapman 5., Ferraro V. С. A.y A new theory of magnetic storms, Part II.
The main phase, Terr. Magn. Atmos. Elect., 38, 79 (1933).
179. Chapman S., Kendall P. C, Swartztrauber P. N., Windle D. W.t The
magnetic field and energy of an axisymmetric Van Allen belt, Geophys. J. R.
Astr. Soc, 15, 317 (1968).
180. Coleman P. J., Cummings W. D., Stormtime disturbance fields at ATS1.,
J. Geophys. Res., 76, 51 (1971).
181. Cornwall J. M.t Coroniti F. V., Thome R. M., Turbulent loss of ring
current protons, J. Geophys. Res., 75, 4699 (1970).
182. Cummings W. £>., Asymmetric ring currents and the low-latitude
disturbance daily variation, J. Geophys. Res., 71, 4495 (1966).
183. Davis T. N.t Temporal behavior of energy injection into the geomagnetic
ring current, J. Geophys. Res., 74,.6266 (1969).
184. Dessler A. /., Hanson W. B.% Parker E. N.y Formation of the geomagnetic
storm main-phase ring current, J. Geophys. Res., 66, 3631 (1961).
185. Dessler A. J., Parker E. N., Hydromagnetic theory of geomagnetic storms,
J. Geophys. Res., 64, 2239 (1959).
186. Долгинов Ш. Ш., Ерошенко E. Г., Жузгов Л. #., A survey of the earth's
magnetosphere in the region of the radiation belt (3—6 Re) from February
to April 1964, Space Research VI, ed. R. L. Smith-Rose, Macmillan,
London, 1966, p. 790.
187. Ерошенко E. 7\, Quiet magnetosphere at the distance -M0 Re according
to the Electron-2 and Electron-4 observation data, Space Research VII,
Vol. 1, ed. R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam 1967, p. 535.
188. Fejer J. Л., Theory of the geomagnetic daily disturbance variations, J.
Geophys. Res., 69, 123 (1964).
189. Frank L. A., On the extraterrestrial ring current during geomagnetic storms,
J. Geophys. Res., 72, 3753 (1967).
190. Frank L. A., On the presence of low-energy protons (5^ E ^ 50 keV)
in the interplanetary medium, J. Geophys. Res., 75, 707 (1970).
191. Frank L. A.y Direct detection of asymmetric increases of extraterrestrial
ring current proton intensities in the outer radiation zone, J. Geophys.
Res., 75, 1263 (1970).
192. 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, 2265 (1971).
193. Frank L. A., Owens H. D., Omnidirectional intensity contours of low-
energy protons (0.5 <£ <50 keV) in the earth's outer radiation zone
at the magnetic equator, J. Geophys. Res., 75, 1269 (1970).
194. Freeman /. W.t Van Allen J. A., Cahill L. J., Explorer 12 observations o*
the magnetospheric boundary and the associated solar plasma on 13
September 1961, J. Geophys. Res., 68, 2121 (1963).
195. Haurwitz M. W.9 Auroral substorm activity in the relation to storm sud

490
Литература
den commencements, ring current effects, and energetic solar protons,
J. Geophys. Res., 74, 2348 (1969).
196. Hoffman R. Л., Bracken P. Л., Higher-order ring currents and particle
energy storage in the magnetosphere, J. Geophys. Res., 72, 6039 (1967).
197. Hoffman R. Л., Cahill L. J., Ring current particle distributions derived
from ring current magnetic field measurements, J. Geophys. Res., 73,
6711 (1968).
198. Kamide Y., Fukushima N.t Analysis of magnetic storms with DR indices
for equatorial ring-current field, Radio Sci., 6, 277 (1971).
199. Kavanagh L. £>., A revised (B, L) coordinate system to allow for distention
of the magnetosphere by a symmetric ring current, J. Geophys. Res., 73,
185 (1968).
200. Kendall P. C, Chapman 5., Akasofu 5.-/., Swartztrauber P. N.% The
computation of the magnetic field of any axisymmetric current
distribution— with magnetospheric applications, Geophys. J. R. Astr. Soc,
U, 349 (1966).
201. Kendall P. C, Windle D. W., Akasofu S.-/., Chapman 5., A model
midnight meridian magnetospheric field, Geophys. J. R. Astr. Soc., 17, 185
(1969).
202. Lackner /f., Deformation of a magnetic dipole field by trapped particles,
J. Geophys. Res., 75, 3180 (1970).
203. Langel R. A., Sweeney R. £., Asymmetric ring current at twilight local
time, J. Geophys. Res., 76, 4420 (1971).
204. Liemohn #., The lifetime of radiation belt protons with energies between
1 kev and 1 Mev, J. Geophys. Res., 66, 3593 (1961).
205. Meng C.-/., Polar auroral and magnetic substorms: their morphology and
relation to the ring current, Ph. D. Thesis, Univ. of Alaska, 1965.
206. Meng C.-/., Akasofu S.-/., The geomagnetic storm of 17—18 April 1965,
J. Geophys. Res., 72, 4905 (1967).
207. Молчанов О. А., Структура магнитного поля внутри магнитосферы
в восстановительную фазу магнитной бури, Геомагн. и аэрономия, 8,
868 (1968).
208. Olbert 5., Siscoe G. L., Vasyliunas V. M.t A simple derivation of the Des-
sler—Parker—Sckopke relation, J. Geophys. Res., 73, 1115 (1968).
209. Parker E. N., Newtonian development of the dynamical properties of the
ionized gases of low density, Phys. Rev., 107, 924 (1957).
210. Parker E. N., Dynamics of the geomagnetic storm, Space Sci. Res., 1,
62'(1962).
210a. Piddington J. #., Geomagnetic storm theory, J. Geophys. Res., 65, 93
(1960).
211. Piddington J. #., A hydromagnetic theory of geomagnetic storms and
auroras, Planet. Space Sci., 9, 947 (1962).
212. Piddington J. Я., A hydromagnetic theory of geomagnetic storms,
Geophys. J. R. Astr. Soc, 7, 183 (1963).
213. Piddington J. #., Connexions between geomagnetic and auroraj. activity
and trapped ions, Planet. Space Sci., 11, 451 (1963).
214. Piddington J. #., Geomagnetic storms, auroras and associated effects,
Space Sci. Rev., 3, 724 (1964).
215. Piddington J. tf., A theory of auroras and the ring current, J. Atmos.
Terr. Phys., 29, 87 (1967).
216. Piddington Л Я., The growth and decay of the geomagnetic tail, Earth's
particles and fields, ed. B. M. McCormac, Reinhold, N. Y., 1968, p. 417.•
217. Sckopke N., A general relation between the energy of trapped particles
and the disturbance field near the earth, J. Geophys. Res., 71, 3125 (1966).
218. Шабанский В. Я., Смещение полосы полярных сияний, Геомагн. и
аэрономия, 9, 299 (1969).

Литература
491
219. Шевнин А. Д., Топология геомагнитного поля на расстоянии 3—7R
по данным «Электрона-2», Геомагн. и аэрономия., 7, 328 (1967).
220. Singer 5. F., A new model of magnetic storms and aurorae, Trans. Am.
Geophys. Un., 38, 175 (1957).
221. Sozou C.t Winkle D. W., A self consistent ring current in the earth's dipole
field, Planet. Space Sci., 17, 375 (1969).
222. Sozou C, Windle D. W., Non-linear symmetric inflation of a magnetic
dipole, Planet. Space Sci., 17, 999 (1969).
223. Sozou C, Windle D. W., The effect of a large ring current on the topology
of the magnetosphere, Planet. Space Sci., 18, 699 (1970).
224. Старков Г. В., Фельдштейн #. И-, Изменение границ овальной зоны
полярных сияний, Геомагн. и аэрономия, 7, 62 (1967).
225. Старков Г. В., Фельдштейн #. #•> Влияние кольцевого тока на
положение овала сияний, Геомагн. и аэрономия, 8, 1056 (1968).
226. 'Sugiura М., Chapman S.t The average morphology of geomagnetic storms
with sudden commencement, Abh. Akad. Wiss. Gottingen, Sonderheft
4 (1960).
227. Swisher R. L.t Frank L. Л., Lifetimes for low-energy protons in the outer
radiation zone, J. Geophys. Res., 73, 5665 (1968).
228. Wolfson С J., Nobles R. A.t Threshold rigidity change during the
magnetic storm of March 23—24 1969, J. Geophys. Res., 75, 5553 (1970).
229. Yoshida S., Akasofu 5.-/., Kendall P. C, Ring current effects on cosmic
rays, J. Geophys. Res., 73, 3377 (1968).
8.9. Учебные руководства
230. Birkeland /С. /С., The Norwegian Aurora Polaris expedition, 1902-3, Vols.
I and II, H. Aschehoug, Christiana, Norway, 1913.
Общие работы
231. Akasofu 5.-/., Polar and magnetospheric substorms*, Dordrecht, Holland,
1968. (Русский перевод: Акасофу С. И., Полярные и магнитосферные
суббури, изд-во «Мир», М., 1970.)
232. Akasofu S.-/., Chapman 5., Meinel А. В., The aurora, Handbuch der Phy-
sik, Vol. XLIX/1, Geophysics III, Part 1, ed. S. Flugge, 1, Springer -
Verlag, 1966.
233. Chamberlain J. W., Physics of the aurora and airglow, Academic Press,
New York (1861). (Русский перевод: Чемберлен Дж.> Физика полярных
сияний и излучение атмосферы, ИЛ, М., 1963.)
234. Harang L., The aurorae, Wiley, New York, 1951.
235. McCormac В. M. (ed), Aurora and airglow, Reinhold, New York, 1967.
236. McCormac B. M., Omholt A. (ed.), Atmospheric emissions, Van Nost-
rand Reinhold, New York, 1969.
237. Stormer C, The polar aurora, Oxford Univ. Press, 1955.
Статьи
238. Ackerson /C. £., Frank L. A., Correlated satellite measurements of low-
energy electron precipitation and ground-based observations of a visible
auroral arc, J. Geophys. Res., 77, 1128 (1972).
239. Aggson T. L., Probe measurements of electric fields in space, Atmospheric
Emissions, eds. В. M. McCormac and A. Omholt, Van Nostrand
Reinhold, New York, 1969, p. 305.

492
Литература
240. Akasofu 5.-/., Large-scale auroral motions and polar magnetic
disturbances — I. A polar disturbance at about 1100 hours on 23 September 1957,
J. Atmos. Terr. Phys., 19, 10 (1960).
241. Akasofu 5.-/., Thickness of an active auroral curtain, J. Atmos. Terr.
Phys., 21, 287 (1961).
242. Akasofu 5.-/., The development of the auroral substorm, Planet. Space
Sci., 12, 273 (1964).
243. Akasofu 5.-/., Dynamic morphology of auroras, Space Sci. Rev., 4,
498 (1965).
244. Akasofu 5.-/., The aurora, Scient. Am., 213 (6), 54 (1965).
245. Akasofu 5.-/., Auroral observations by the constant local time flight,
Planet. Space Sci., 16, 1365 (1968).
246. Akasofu 5.-/., Auroral substorm and magnetospheric substorm, Space
Research VIII (eds. A. P. Mitra, L. G. Jacchia, and W. S. Newman),
p. 213, North Holland, Amsterdam (1968).
247. Akasofu 5.-/., Chapman 5., Large-scale auroral motions and polar
magnetic disturbances — III. The aurora and magnetic storm of 11 February
1958, J. Atmos. Terr. Phys., 24, 785 (1962).
248. Akasofu 5.-/., Chapman 5., The development of the main phase of
magnetic storms, J. Geophys. Res., 68, 125 (1963).
249. Akasofu 5.-/., Chapman 5., The lower limit of latitude (US sector) of
northern quiet auroral arcs, and its relation to Dst (H), J. Atmos. Terr. Phys.,
25, 9 (1963).
250. Akasofu 5.-/., Chapman 5., Magnetic storms: the simultaneous
development of the main phase (DR) and of polar magnetic substorms (DP), J.
Geophys. Res., 68, 3155 (1963).
251. Akasofu 5.-/., Chapman 5., The lower limit of latitude (US sector) of
northern quiet auroral arcs, and its relation to Dst (H). J. Atmos. Terr. Phys.
25, 9 (1963).
252. Akasofu S.-/., Chapman S., Meng G.-/., The polar electrojet, J. Atmos.
Terr. Phys., 27, 1275 (1965).
253. Akasofu 5.-/., Eather R. #., Bradbury J. L., The absence of the hydrogen
emission (HP) in the westward traveling surge, Planet. Space Sci., 17,
1409 (1969).
254. Akasofu 5.-/., Meng C.-/., A study of polar magnetic substorms, J.
Geophys. Res., 74, 293 (1969).
255. Akasofu 5.-/., Hones E. W\, Montgomery M. D., Bame 5. J., Singer £.,
Association of magnetotail phenomena with visible auroral features,
J. Geophys. Res., 76, 5985 (1971).
256. Akasofu 5.-/., Wilson С R.t Snyder L., Perreault P. D.y Results from a
meridian chain of observatories in the Alaska sector (I), Planet. Space
Sci., 19, 477 (1971).
257. Alfvin #., On the electric field theory of magnetic storms and aurorae,
Tellus 7, 50 (1955).
258. Armstrong J. C., Zmuda A. J., Field-aligned current at 1100 km in the
auroral region measured by satellite, J. Geophys. Res., 75, 7122 (1970).
259. Arnoldy R. L., Chan K. №., Particle substorms observed at the
geostationary orbit, J. Geophys. Res., 74, 5019 (1969).
260. Atkinson G., Auroral arcs: Result of the interaction of a dynamic magnetos-
phere with the ionosphere, J. Geophys. Res., 75, 4746 (1970).
261. Aubry M. P., McPherron R. L., Magnetotail changes in relation to the
solar wind magnetic field and magnetospheric substorms. J. Geophys.
Res., 76, 4381 (1971).
262. Baker K- D.t Pfister W.t Ulwick J. C, Charge densities and temperatures
measured in active auroras, Space Research VII, Vol. 1, ed. R. L. Smith-
Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, p. 665.
263. Barrington R. £., Hart? T. /?., Harvey R. W., Diurnal distribution о

Литература
493
ELF, VLF and LF noise at high latitudes as observed by Aloeutte 2, J. Ge-
ophys. Res., 76, 5278 (1971).
264. Behannon K* W.f Ness N. P., Magnetic storms in the earth's magnetic
tail, J. Geophys. Res., 71, 2327 (1966).
265. Belon A. £., Maggs J. £., Davis T. N.y Mather K. B.t Glass N. W.t
Hughes G. p., Conjugacy of visual auroras during magnetically quiet periods,
J. Geophys. Res., 74, 1 (1969).
266. Belon A. £., Romick G. J., Rees M. #., The energy spectrum of primary
auroral electrons determined from auroral luminosity profiles, Planet.
Space Sci., 14, 597 (1966).
267. Berger M. </., Seltzer S. M., Maeda /C., Energy deposition by auroral
electrons in the atmosphere, J. Atmos. Terr. Phys., 32, 1015 (1970).
268. Berkey P. Т., Coordinated measurements of auroral absorption and
luminosity using the narrow beam technique, J. Geophys. Res., 73, 319 (1968).
269. Bernstein #., Inouye G. 7\, Sanders N. L., Wax R. L., Measurements of
precipitated 1—20 keV protons and electrons during a breakup aurora,
J. Geophys. Res., 74, 3601 (1969).
270. Bernstein W., Wax R. L., Impulsive precipitation events during an
auroral breakup, J. Geophys. Res., 75, 3915 (1970).
271. Birely J. #., McNeal R. J., Lyman alpha emission cross sections for
collisions of H+and H with N2 and 02, J. Geophys. Res., 76, 3700(1971).
272. Block L. P., Falthammar C.-G., Effects of field-aligned currents on the
structure of the ionosphere, J. Geophys. Res., 73, 4807 (1968).
273. Bonnevier В., Bostrom R., Rostoker G., A three-dimensional model current
system for polar magnetic substorms, J. Geophys. Res., 75, 107 (1970).
274. Bostrom R.t A model of the auroral electrojets, J. Geophys. Res., 69,
4983 (1964).
275. Bostrom R., Polar magnetic substorms, The radiating atmosphere (ed.
B. McCormac), 357, Reidel, Dordrecht, Holland (1971).
276. Brice N., VLF radiation and polar substorms, Space Research VIII, eds.
A. P. Mitra, L. G. Jacchia, W. S. Newman, North Holland, Amsterdam,
1968, p. 293.
277. Brown R. P., Features of the auroral electron energy spectrum inferred
from observations of ionospheric absorption, Ark. Geofys., 4, 405 (1964).
278. Brown R. P., Electron precipitation in the auroral zone, Space Sci. Rev.,
5, 311 (1966).
279. Buchau J., Whalen J. A., Akasofu S.-/., Airborne observation of the midday
aurora, J. Atmos. Terr. Phys., 31, 1021 (1969).
280. Buchau /., Whalen J. A., Akasofu 5.-/., On the continuity of the auroral
oval, J. Geophys. Res., 75, 7147 (1970).
281. Burch J. L., Low-energy electron fluxes at latitudes above the auroral
zone, J. Geophys. Res., 73, 3585 (1968).
282. Carlqvist P., Bostrom R.y Space-charge regions above aurora, J. Geophys.
Res., 75, 7140 (1970).
283. Chamberlain J. W., Discharge theory of auroral rays, The airglow and the
aurorae, eds. E. B. Armstrong and A. Dalgarno, Pergamon Press, London,
1956, p. 206.
284. Chamberlain J. W.t Physics of the aurora and airglow, Academic Press,
New York, 1961.
285. Chamberlain J. W., Electric acceleration of auroral particles, Rev.
Geophys., 7, 461 (1969).
286. Chapman S., On certain average characteristics of worldwide magnetic
disturbance, Proc. Roy. Soc, АП5, 242 (1927).
287. Chapman 5., The electric current-systems of magnetic storms, Terr. Magn.
Atmos. Elect., 40, 349 (1935).
288. Chase L. M., Spectral measurements of auroral-zone particles, J. Geophys.
Res., 73, 3469 (1968).

494
Литература
289. Chase L. M., Evidence that the plasma sheet is the source of auroral
electrons, J. Geophys. Res., 74, 348 (1969).
290. Chase L. M., Energy spectra of auroral zone particles, J. Geophys. Res.
75, 7128 (1970).
291. Chubb T. A.y Hicks G. 7\, Observations of the aurora in the far ultraviolet
from OGO 4, J. Geophys. Res., 75, 1290 (1970).
292. Clark M. A., Metzger P. Я., Auroral Lyman-alpha observations, J.
Geophys. Res., 74, 6257 (1969).
293. Clark 7\ A.y Anger С D., Morphology of electron precipitation during
auroral substorms, Planet. Space Sci., 15, 1287 (1967).
294. Cloutier P. A., Anderson H. R.y Park R. /., Vondrak R. R., Spiger R. /.,
Sandel B. /?., Detection of geomagnetically — aligned currents associated
with an auroral arc, J. Geophys. Res., 75, 2595 (1970).
295. Craven J'. D., A survey of low-energy (£ ^ 5 keV) electron energy fluxes
over the northern auroral regions with satellite Injun 4, J. Geophys. Res.,
75, 2468 (1970).
296. Cummings W. D., Bar field J. N., Coleman P. /., Magnetospheric substorms
observed at the synchronous orbit, J. Geophys. Res., 73, 6687 (1968).
297. Cummings W'. D., Dessler A. J,, Field aligned currents in the magnetosphe-
re, J. Geophys. Res., 72, 1007 (1967).
298. Dalgarno Л.э Charged particles in the upper atmosphere. Annals
Geophys. 17, 16 (1961).
299. Dalgarno A., Corpuscular radiation* in the upper atmosphere, Annals
Geophys., 20, 65 (1964).
300. Dalgarno A., Atmospheric reactions with energetic particles, Space Rese-.
arch VII, Vol. 2, ed. R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam,
1967, p. 849.
301. Dalgarno A.y Khare S. P., The 5577/3914 A intensity ratio in auroras,
Planet. Space Sci., 15, 938 (1967).
302. Dalgarno A., Latimer 1. D., McConkey J, W., Corpuscular bombardment
and Ng radiation, Planet. Space Sci., 13, 1008 (1965).
303. Davidson G. Г., Expected spatial distribution of low-energy protons
precipitating in the auroral zones, J. Geophys. Res., 70, 1061 (1965).
304. Davis M. /., On polar substorms as the source of large-scale travelling
ioriospheric disturbances, J. Geophys. Res., 76, 4525 (1971).
305. Davis M. J., da Rosa А. 1Л, Traveling ionospheric disturbances
originating in the auroral oval during polar substorms, J. Geophys. Res., 74,
5721 (1969).
306. Davis T. N.t The morphology of the auroral displays of 1957—1958, 2.
Detail analyses of Alaska data and analyses of high-latitude data, J. Geophys.
Res., 67, 75 (1962).
307. Davis T. N., Magnetospheric convection pattern inferred from magnetic
disturbance and auroral motions, J. Geophys. Res., 76, 5978 (1971).
308. Davis T. N.f Sugiura M.y Auroral electrojet activity index AE and its
universal time variations, J. Geophys. Res., 71, 785 (1966).
309. Deforest 5. £., Mcllwain С £., Plasma clouds in the magnetosphere,
Report of Physics University of California, San Diego, La Jolla, Cal. UCSD-
SP-70-04, 1970.
310. Derblom #., On the location of hydrogen emission with respect to auroral
forms, Annls Geophys., 24, 163 (1968).
311. Donahue T. M., Parkinson Г., Zipf E. C, Doering J. P., Fastie W. G.,
Miller R. E., Excitation of the auroral green line by dissociative
recombination of the oxygen molecular ion: analysis of two rocket experiments,
Planet. Space Sci., 16, 737 (1968).
312. Donahue T. M., Strickland D. /., Excitation and radiative transport of
о
OI 1304 A resonance radiation — II. The aurora, Planet. Space Sci., 18
691 (1970).

Литература
495
313. Donahue Г. М., Zipf Е. С, Parkinson Т. £>., Ion composition and ion
chemistry in an aurora, Planet. Space Sci., 18, 171 (1970).
314. Дриацкий В. M., Авроральное поглощение радиоволн в районе
северного географического полюса, Геомагн. и аэрономия, 6, 361 (1966).
315. Duysinx R.y Monfils Л., Spatial separation of \ 3914 and X 5577 A
emissions in an aurora, J. Geophys. Res., 75, 2606 (1970).
316. Eather R. #., Auroral proton precipitation and hydrogen emissions, Rev.
Geophys., 5, 207 (1967).
317. Eather R. #., Latitudinal distribution of auroral and airglow emissions:
the ,,soft' auroral zone, J. Geophys. Res., 74, 153 (1969).
318. Eather R. #., Burrows К. Afl., Excitation and ionization by auroral
protons, Aust. J. Phys. 19, 309 (1966).
319. Eather R. #., Akasofu 5.-/., Characteristics of polar cap aurorae, J.
Geophys. Re^'., 74, 4794 (1969).
320. Eather R. H.t Carovillano R. L., The ring current as the source region for
proton auroras, Cosmic Electrodynamics, 2, 105 (1971).
321. Eather R. #., Mende S. В., Airborne observations of auroral precipitation
patterns, J. Geophys. Res., 76, 1746 (1971).
322. Fahleson £/., Falthammar C.-G., Pedersen A.t Knott /(., Broummundt G.,
Schumann G., Haerendel G., Rieger £., Simultaneous electric field
measurements made in the auroral ionosphere by using three independent tec-
niques, Radio Sci., 6, 233 (1971).
323. Fairfield D. #., Ness N. F., Configuration of the geomagnetic tail during
substorms, J. Geophys. Res., 75, 7032 (1970).
324. Feldman P. D., Doering J. P., Moore J, Я., Rocket measurement of the
secondary electron spectrum in an aurora, J. Geophys. Res., 76, 1738
(1971).
325. Фельдштейн Я- Я., Некоторые вопросы морфологии полярных сияний
и магнитных возмущений в высоких широтах, Геомагн. и аэрономия,
3, 227 (1963).
326. Фельдштейн Я- Я., Auroral morphology, I. The location of the auroral
zone, Tellus, 16, 252 (1964).
327. Фельдштейн Я- Я., Peculiarities in the auroral distribution and magnetic
disturbance distribution in high latitudes caused by the asymmetrical
form of the magnetosphere, Planet. Space Sci., 14, 121 (1966).
328. Фельдштейн Я- Я., Polar geomagnetic disturbances, Space research VIII,
eds. A. P. Mitra, L. G. Jacchia, W. S. Newman, North Holland,
Amsterdam, 1968, p. 266.
329. Фельдштейн Я- Я., Polar auroras, polar substorms and their relationships
with the dynamics of the magnetosphere, Rev. Geophys., 7, 179 (1969).
330. Фельдштейн Я- Я., Исаев С. Я., Лебединский А. Я., The phenomenology
and morphology of aurorae, Annals of the IQSY, Vol. 4, ed. A. С Stick-
land, M. I. T. Press, Cambridge, Mass., 1969, p. 311.
331. Фельдштейн #. Я., Старков Г. В., Dynamics of auroral belt and polar
geomagnetic disturbances, Planet. Space Sci., 15, 209 (1967).
332. Фельдштейн Я- Я., Старков Г. В., Auroral oval in the IGY and IQSY
period and a ring current in the magnetosphere, Planet Space Sci., 16,
129 (1968).
333. Фельдштейн Я- Я., Старков Г. В., The auroral oval and the boundary
of closed field lines of geomagnetic field, Planet. Space Sci., 18, 501 (1970).
334. Фельдштейн Я- Я., Зайцев А. Я., Quiet and disturbed solar-daily
variations of magnetic field at high latitudes during the IGY, Tellus, 20, 338
(1968).
335. Foppl Я., Haerendel G., Baser L., Loidl J., Lutjens P., Lust R., Melzner F.,
Meyer В., Neuss Я., Rieger E., Artificial strontium and barium clouds in
the upper atmosphere, Planet. Space Sci., 15, 357 (1967).
336. Foppl Я., Haerendel G., Haser L., Lust R., Melzner F., Mayer В., Neuss H.f
Rabben H.-H., Rieger £., Stocker /., Stoffregen W„ Preliminary results

496
Литература
of electric field measurements in the auroral zone, J. Geophys. Res., 73,
21 (1968).
337. Frank L. A.y On the extraterrestrial ring current during geomagnetic
storms, J. Geophys. Res., 72, 3753 (1967).
338. Fukushima N., Polar magnetic storms and geomagnetic bays, J. Fac. Sci.
Tokyo Univ., Sec. II. Part V, 8, 291 (1953).
339. Fukushima N.9 Electric current systems for polar substorms and their
magnetic effect below and above the ionosphere, Radio Sci., 6, 269 (1971).
340. Гальперин Ю., //., Hydrogen emission and two types of auroral spectra,
Planet. Space Sci., 1, 57 (1959).
341. Гальперин Ю. #., Proton bombardment in aurora, Planet. Space Sci.,
10, 187 (1963).
342. Gartlein С W., Auroral spectra showing broad hydrogen lines, Trans. Am.
Geophys. Un., 31, 18 (1950).
343. Gendrin R.y Progres recents dans Г etude des ondes TBF et EBF, Space
Sci.^ Rev., 7, 314 (1967).
344. Giles M.f Martelli G., Determination of electric fields and neutral wind
velocities in the ionospheric E- and F-regions-from observations of
artificial ion clouds, Planet. Space Sci., 19, 1 (1971).
345. Gowell R. W., Akasofu 5.-/., Irregular pulsations of the morning sky
brightness, Planet. Space Sci., 17, 289 (1969).
346. Grafe A., On the dynamics of the DP-current system, Planet. Space Sci.,
17, 1395 (1969).
347. Green A. E. S., Earth С. Л., Calculations of ultraviolet molecular nitrogen
emissions from the aurora, J. Geophys. Res. 70, 1083 (1965).
348. Green A. E. 5., McNeal R. J., Analytic cross sections for inelastic
collisions of protons and hydrogen atoms with atomic and molecular gases, J.
Geophys. Res., 76, 133.(1971).
349. Гуревич А. В., Цедилина!:. £., Динамика неоднородностей быстрых
электронов и ионов в магнитосфере Земли, I. Геомагн. и аэрономия, 9, 458
(1969).
350. Гуревич А. £., Цедилина Е. £., Динамика неоднородностей быстрых
электронов и ионов в магнитосфере Земли, II, Геомагн. и аэрономия, 9, 642,
(1969).
351. Гуревич А. В., Цедилина Е. £., Нелинейная динамика неоднородности
быстрых электронов в магнитосфере, Геомагн. и аэрономия, 9, 818 (1969).
352. Gustafsson G., On the orientation of auroral arcs, Planet. Space Sci., 15,
277 (1967).
353. Haerendel G., Hedgecock P. C, Akasofu 5.-/., Evidence for magnetic field
aligned currents, during the substorms of March 18, 1969, J. Geophys.
Res., 76, 2382 (1971).
354. Haerendel G., Lust R.t Electric fields in the upper atmosphere, Earth's
particles and fields, ed. В. M. McCormac, Reinhold, New York, 1968,
p. 271.
355. Haerendel G., Lust R.t Electric fields in the ionosphere and magnetosphere,
Particles and fields in the magnetosphere (ed. В. M. McCormac), 213,
Reidel, Dordrecht, Holland (1970).
356. Haerendel G., Lust R., Rieger E., Motion of artificial ion clouds in the
upper atmosphere, Planet. Space Sci., 15, 1 (1967).
357. Hartz T. /?., Brice N. M., The general pattern of auroral particle
precipitation, Planet. Space Sci., 15, 301 (1967).
358. Hartz T. R., Montbriand L. E., Vogan E. L., A study of auroral absorption
at 30 Mc/s, Can. J. Phys., 41, 581 (1963).
359. Heikkila W. J.y Winningham J. £>., Penetration of magnetosheath plasma
to low altitudes through the dayside magnetospheric cusps, J. Geophys.
Res., 76, 883 (1971).
360. Heppner J. P., Time sequences and spatial relations in auroral activity
dyring magnetic bays at College, Alaska, J. Geophys. Res., 59, 329 (1954).

Литература
497
361. Heppner J. P., Stolarik J. P., Wescott E. M.t Electric-field measurements
and the identification of currents causing magnetic disturbances in the
polar cap, J. Geophys. Res., 76, 6028 (1971).
362. Hess W. N.t Trichel M. C, Davis T. N.9 Beggs W. C., Kraft G. £., Stassi-
nopoulos E.t Maier E. J. R.t Artificial aurora experiment: experiment and
principal results, J. Geophys. Res., 76, 6067 (1971).
363. Hoffman R. A.y Low-energy electron precipitation at high altitudes J.
Geophys. Res., 74, 2425 (1969).
364. Hoffman R. A., Berko F. W.y Primary electron influx to dayside auroral
oval, J. Geophys. Res., 76, 2967 (1971).
365. Hoffman R. A., Evans D. 5., Field-aligned electron bursts at high latitudes
observed by OGO 4, J. Geophys. Res.. 73, 6201 (1968).
366. Hones E. W.y Asbridge J. R.y Bame S. /., Time variations of the magneto-
tail plasma sheet at 18 Re determined from concurrent observations by a
pair of Vela satellites, J. Geophys. Res., 76, 4402 (1971).
367. Hones E. W., Asbridge J. R., Bame S. J., Singer 5., Energy spectra and
angular distributions of particles in the plasma sheet and their
comparison with rocket measurements over the auroral zone, J. Geophys. Res.,
76, 63 (1971).
368. Hones E. W.t Singer S., Lanzerotti L. /., Pierson J. £>., Rosenberg T. /.,
Magnetospheric substorm of 25—26 August 1967, J. Geophys. Res., 76,
2977 (1971).
369. Hruska «A., Model of transverse structure of the geomagnetic tail and the
reconnec tion process, Cosmic Electrodynamics, 2, 34 (1971).
370. Hultquist В., Ionospheric absorption of cosmic radio noise, Space Sci.
Rer.t 5, 771 (1966).
371. H tqvist В., Plasma waves in the frequency range 0.001—10 cps in the
earth's magnetosphere and ionosphere, Space Sci. Rev., 5, 599 (1966).
372. Hultqvist £., Auroras and polar substorms: observations and theory, Rev.
Geophys., 7, 129 (1969).
373. Hultqvist В., On the production of a magnetic-field-aligned electrk field
by the interaction -between the hot magnetospheric plasma and the cold
ionosphere, Planet. Space Sci., 19, 749 (1971).
374. Iijima Т., Nagata Т., The constitution of magnetospheric storms, Annals
Geophys., 26, 417 (1970).
375. Jelly £>., Brice N., Changes in Van Allen radiation associated with polar
substorms, J. Geophys. Res., 72, 5919 (1967).
376. Joki E. G., Evans J. £., Satellite measurements of auroral ultraviolet and
3914-A radiation, J. Geophys. Res., 74, 4677 (1969).
377. Jones A.y Vallance see Vallance Jones (1971).
378. Kamiyama H., Ionization and excitation by precipitating electrons, Rep.
Ionosph. Space Res. Japan, 20, 171 (1966).
379. Kamiyama #., The electron density distribution in the lower ionosphere
produced through impact ionization by precipitating electrons and through
photoionization by the associated bremsstrahlung X-rays, J. Geomagn.
Geoelect., Kyoto, 19, 27 (1967).
380. Kawasaki K-, Akasofu S.-I., Low-latitude DS component of geomagnetic
storm field, J. Geophys. Res., 76, 2396 (1971).
381. Kawasaki /<"., Akasofu 5.-/., Yasuhara F., Meng C.-/., Storm sudden
commencements and polar magnetic substorms, J. Geophys. Res., 76, 6781 (1971).
382. Kelley M. C, Mozer F. 5., Fahleson U. V., Electric fields in the nighttime
and daytime auroral zone, J. Geophys. Res., 76, 6054 (1971).
383. Хорошева О. B.y Суточный дрейф замкнутого кольца полярных сияний,
Геомагн. и аэрономия, 2, 839 (1962).
384. Kisabeth J. L.y Rostoker G., Development of the polar electrojet during
polar magnetic substorms, J. Geophys. Res., 76, 6815 (1971).
385. Kokubun 5., Polar substorm and interplanetary magnetic field, Planet.
Space Sci., 19, 697 (1971).

498
Литература
386. Красовский В. Я., Полярные сияния, Геомагн. и аэрономия, 7, 945 (1967).
387. Красовский Я. Я., Aurorae, Planet. Space Sci., 16, 47 (1968).
388. Красовский В. Я., The upper atmosphere as a regulator of geomagnetic
storms, substorms and auroras. Annls Geophys., 24, 1053 (1968).
389. Langel R. A., Cain J. C, OGO-2 magnetic observations during the
magnetic storm of 13—15 March 1966, Annls Geophys., 24, 857 (1968).
390. Lassen /0, Polar cap emissions, Atmospheric emissions, ed. В. M. McCor-
mac and A. Omholt, Van Nostrand, New York, 1969, p. 63—71.
391. Lezniak T. W.> Winckler J. R.t Experimental study of magnetosheric
motions and the acceleration of energetic electrons during substorms, J.
Geophys. Res., 75, 7075 (1970).
392. Liemohn Я., The lifetime of radiation belt protons with energies between
1 keV and 1 MeV, J. Geophys. Res., 66, 3593 (1961).
393. McConkey J. W'., Latimer I. D., Absolute cross sections for simultaneous
ionization and excitation of N2 by electron impact, Proc. Phys. Soc, 86,
463 (1965).
394. McConkey J. W., Woolsey /. M.t Burns D. /., Absolute cross section for
° +
electron impact excitation of 3914 A N2, Planet. Space Sci., 15, 1332
(1967).
395. Mcllwain C. £., Direct measurement of particles producing visible auroras,
J. Geophys. Res., 65, 2727 (1960).
396. McNeal R. J., Clark D. C, Ionization and excitation of nitrogen by protons
and hydrogen atoms in the energy range 1—25 keV, J. Geophys. Res.,
74, 5065 (1969).
397. Maeda K., Diffusion of auroral electrons in the atmosphere, NASA Tech.
Note, NASA TN D-2612, 1965.
398. Maeda /O, Diffusion of low-energy auroral electrons in the atmosphere,
J. Atmos. Terr. Phys., 27, 259 (1965).
399. Maehlum В. ЛЛ, O'Brien B. /., The mutual effect of precipitated auroral
electrons and the auroral electrojet, J. Geophys. Res., 73, 1679 (1968).
400. Maggs J. £., Davis T. N., Measurements of the thicknesses of auroral
structures, Planet. Space. Sci., 16, 205 (1968).
401. Maier E. J., Rao В. C. N., Observations of the suprathermal electron flux
and the electron temperature at high latitudes, J. Geophys. Res., 75, 7168
(1970).
402. Maseide /C., Rocket measurements of the volume emission profile for
auroral glow, Planet. Space Sci., 15, 899 (1967).
403. Megill L. /?., Carleton N. P., Excitation by local electric fields in the
aurora and airglow, J. Geophys. Res., 69, 101 (1964).
404. Meinel A. £., Doppler-shifted auroral hydrogen emission, Astrophys.
J., 113, 50 (1951).
405. Meinel А. В., Schulte D. Я., A note on auroral motions, Astrophys. J.f
117, 454 (1953).
406. Mende S. В., Bather R. H., The spatial extent of aurorae in О (5577) and
N2+ (4278) emissions, Planet. Space Sci., 19, 49 (1971).
407. Meng C.-/., Energetic electrons in the magnetotail at 60 Re, J. Geophys.
Res., 76, 862 (1971).
408. Meng £.-/., Anderson /(". A.y A layer of energetic electrons (>40 keV)
near the magnetopause, J. Geophys. Res., 75, 1827 (1970).
409. Miller J. R.y Schepherd G. G., Rocket measurements of H beta productions
in a hydrogen aurora, J. Geophys. Res., 74, 4987 (1969).
410. Мишин В. M.t Сайфудинова Т. Я., Жулин И. A., A magnetosphere model
based on two zones of precipitating energetic particles, J. Geophys. Res.,
75, 797 (1970).
411. Montalbetti R., Jones A, V.t Ha emissions during aurorae over west-
central Canada, J. Atmos. Terr. Phys., 11, 43 (1957).

Литература
499
412. Montalbetti R.t McEwen D. /., Hydrogen emissions and sporadic E layer
behaviour, J. Phys. Soc. Japan, 17, Suppl. A-l, 212 (1962).
413. Montbriand L. £., The proton aurora and auroral substorm, The Radiating
Atmosphere, ed. В. M. McCormac, Springer-Verlag, New York, 1971,
p. 366.
414. Montbriand L. £., Vallance Jones A., Studies of auroral hydrogen
emissions in west-central Canada, 1. Time and geographic variations, Can. J.
Phys., 40, 1401 (1962).
415. Morse F. A., Hilton H. #., Mizera P. F., Polar ionosphere: measured ion
density enhancements and soft electron precipitation, J. Geophys. Res.,
76, 6099 (1971).
416. Mozer F. 5., Bruston P., Electric field measurements in the auroral
ionosphere, J. Geophys. Res., 72, 1109 (1967).
417. Mozer F. S., Fahleson U. V., Parallel and perpendicular electric fields in
an aurora, Planet. Space Sci., 18, 1563 (19'70).
418. Mozer F. 5., Manka R. #., Magnetospheric electric field properties
deduced from simultaneous balloon flights, J. Geophys. Res., 76, 1697 (1971).
419. Mozer F. 5., Serlin R.t Magnetospheric electric field measurements with
balloons, J. Geophys. Res., 74, 4739 (1969).
420. Nagata Г., Polar geomagnetic disturbances, Planet. Space Sci., 11, 1395
(1963).
421. Nagata 7\, Kokubun S., On the earth storms IV. Polar magnetic storms
with special reference to relation between geomagnetic disturbances in
the northern and southern auroral zones, Rep. Ionosph. Space Res. Japan,
14, 273 (1960).
422. Ogilvie /C. №., Auroral electron energy spectra, J. Geophys. Res., 73,
2325 (1968).
423. Oguti Т., Electric coupling between the magnetosphere and the ionosphere
as a cause of polar magnetic disturbances and auroral break-up, Cosmic
Electrodynamics, 2, 164 (1971).
424. Omholt A.y Studies on the excitation of aurora borealis, 1. The hydrogen
lines, Geofys. Pubis., 20 (11), 1 (1959).
425. Omholt A., Observations and experiments pertinent to auroral theories,
Planet. Space Sci., 10, 247 (1963).
426. Omholt A.t Stoffregen W., Derblom #., Hydrogen lines in auroral glow, J.
Atmos. Terr. Phys., 24, 203 (1962).
427. Opal С. В., Moos H. W.t Fastie W. G., Far-ultraviolet altitude profiles
and molecular oxygen densities in an aurora, J. Geophys. Res., 75, 788
(1970).
428. Parkinson T. £>., Zipf E. C, Donahue T. M.y Rocket investigation of the
auroral green line, Planet. Space Sci., 18, 187 (1970).
429. Parkinson T. £>., A phase and amplitude study of auroral pulsations,
Planet. Space Sci., 19, 251 (1971).
430. Parkinson T. D., Zipf E. C, Energy transfer from N2 (A32*) as a source
of О (XS) in the aurora, Planet. Space Sci., 18, 895 (1970). 0
431. Parkinson T. D., Zipf E. C, The auroral intensity ratio of OI (6300 A) and
OI (5577 A), Planet. Space Sci., 19, 267 (1971).
432. Parks G. /С., The acceleration and precipitation of Van Allen outer zone
energetic electrons, J. Geophys. Res., 75, 3802 (1970).
433. Parthasarathy R.> Reid G. C, Magnetospheric activity and its
consequences in the auroral zone, Planet. Space Sci., 15, 917 (1967).
434. Peek H. M., Vacuum ultraviolet emission from auroras, J. Geophys. Res.,
75, 6209 (1970).
435. Pfitzer K. A.t Lezniak T. W., Winckler J. R.t Experimental verification
of drift-shell splitting in the distorted magnetosphere, J. Geophys. Res.,
74, 4687 (1969).
436. Pfitzer /C. A., Winckler /. R., Intensity correlations and substorm elec-

500
Литература
tron drift effects in the outer radiation belt measured with the OGO 3
and ATS 1 satellites, J. Geophys. Res., 74, 5005 (1969).
437. Pfister W., Auroral investigations by means of rockets, Space Sci. Rev.,
7, 642 (1967).
438. Piddington J. #., The morphology of auroral precipitation, Planet. Space
Sci., 13, 565 (1965).
439. Pike С. P., Universal time control of the south polar F layer during the
IGY, J. Geophys. Res., 75, 4871 (1970).
440. Pike C. P., A comparison of the north and south polar F layers, J. Geophys.
Res., 76, 6875 (1971).
441. Potter W. £., Rocket measurements of auroral electric and magnetic fields,
J. Geophys. Res., 75, 5415 (1970).
442. Prasad S. S., Green A. E. «S., Ultraviolet emissions from atomic nitrogen
in the aurora, J. Geophys. Res., 76, 2419 (1971).
443. Пудовкин M. //., Шумилов О. И., Зайцева С. Л., Dynamics of the zone
of corpuscular precipitations, Planet. Space Sci., 16, 881 (1968).
444. Пудовкин M. #., Шумилов О. //., Зайцева С. А.> Polar storms and
development of the DR-currents, Planet. Space Sci., 16, 891 (1968).
445. Reasoner D. L., Eather R. H., O'Brien B. /., Detection of alpha particles
in auroral phenomena, J. Geophys. Res., 73, 4185 (1968).
446. Rees D., Upper atmosphere neutral temperature profiles in the auroral
zone 1968—1970, Planet. Space Sci., 19, 233 (1971).
447. Rees M. #., Auroral ionization and excitation by incident energetic
electrons, Planet. Space Sci., 11, 1209 (1963).
448. Rees M. #., Ionization in the earth's atmosphere by aurorally associated
bremstrahlung X-rays, Planet. Space Sci., 12, 1093 (1964).
449. Rees M. #., Auroral electrons, Space Sci. Rev., 10, 413 (1969).
450. Rees M. tf., Belon A. £., Romick G. J.% The systematic behavior of hydrogen
emission in the aurora — 1, Planet. Space Sci., 5, 87 (1961).
451. Rees M. #., Benedict P. C, Auroral proton oval, J. Geophys. Res., 75,
4763 (1970).
452. Rees M. //., Jones R. A., Walker J. С G., The influence of field aligned
currents on auroral electron temperature, Planet. Space Sci., 19, 313 (1971).
453. Rees M. //., Reid G. C, The aurora, the radiation belt and the solar wind:
a unifying hypothesis, Nature, Lond., 184, 539 (1959).
454. Rees M. #., Stewart A. /., Walker J. C. G., Secondary electrons in aurora,
Planet. Space Sci., 17, 1997 (1969).
455. Rees M. #., Walker J. C. G., Dalgarno A., Auroral excitation of th*
forbidden lines of atomic oxygen, Planet. Space Sci., 15, 1097 (1967).
456. Roemer M., Geomagnetic activity effect and 27-day variation: response
time of the thermosphere and lower exosphere, Space Research VII, Vol. 2,
ed. R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, p. 1091.
457. Romick G. /., Belon A. £., The spatial variation of auroral luminosity —
I. The behaviour of synthetic model auroras, Planet. Space Sci., 15, 475
(1967).
458. Romick G. J., Belon A. £., The spatial variation of auroral luminosity —
II. Determination of volume emission rate profiles, Planet. Space Sci.,
15, 1695 (1967).
459. Rostoker G., Anderson C. W., Oldenburg D. W., Camfield P. A., Gough
D. /., Porath #., Development of a polar magnetic substorm current
system, J. Geophys. Res., 75, 6318 (1970).
460. Russell С. Г., Chappell C. R., Montgomery M. D., Neugebauer M., Scarf
F. L. OGO 5 observations of the polar cusp on 1 November 1968, J.
Geophys. Res., 76", 6743 (1971).
461. Russell С. Г., McPherron R. L., Coleman P. J.y Magnetic field variations
in the near geomagnetic tail associated with weak substrom activity,
J. Geophys. Res., 76, 1823 (1971).
462. Sandford B. P., Aurora and airglow intensity variations with time and mag-

Литература
501
netic activity at southern high latitudes, J. Atmos. Terr. Phys., 26, 749
(1964).
463. Sandford B. P., Variations of auroral emissions with time, magnetic
activity and the solar cycle, J. Atmos. Terr. Phys., 30, 1921 (1968).
464. Schield M. A.y Freeman J. W., Dessler A. J., A source for field-aligned
currents at auroral latitudes, J. Geophys. Res., 74, 247 (1969).
465. Seaton M. J., The calculation of cross-sections for excitation of forbidden
atomic lines by electron impact, The airglow and the aurorae, eds. E. B.
Armstrong and A. Dalgarno, Pergamon Press, London 1956, p. 289.
466. Sharp R. £>., Carr D. L., Johnson R. G., Satellite observations of the
average properties of auroral particle precipitations: latitudinal variations,
J. Geophys. Res., 74, 4618 (1969).
467. Sharp R. D., Johnson R. G., Some average properties of auroral electron
precipitation as determined from satellite observations, J. Geophys. Res.,
73, 969 (1968).
468. Sharp W. E., Rocket-borne spectroscopic measurements in the ultraviolet
aurora: Nitrogen Vegard—Kaplan bands, J. Geophys. Res., 76, 987 (1971).
469. Sheridan W. F., Oldenberg 0., Carleton N. P., Excitation of nitrogen by fast
protons and electrons, J. Geophys. Res., 76, 2429 (1971).
470. Silsbee H. C, Vestine E. #., Geomagnetic bays, their frequency and
current-systems, Terr. Magn. Atmos. Elect., 47, 195 (1942).
471. Скуридин Г. А., Плетнев В. Л., Жулик //. Л., Some aspects of auroral
substorms in connection with the problem of particles injection into the
earth's magnetosphere (theoretical treatment), Space Research VIII, eds.
A. P. Mitra, L. G. Jacchia, W. S. Newman, North Holland, Amsterdam,
1968, p. 253. о
472. Stoffregen W., Transient emissions on the wavelength of helium I, 5876 A
recorded during auroral break-up, Planet Space Sci., 17, 1927 (1969).
473. Stolarski R. 5., Calculation of auroral emission rates and heating effects,
Planet. Space Sci., 16, 1265 (1968).
474. Stolarski R. 5., Dulock V. Л., Watson C. £., Green A. E. 5., Electron
impact cross-sections for atmospheric species, 2. Molecular nitrogen, J.
Geophys. Res., 72, 3953 (1967).
475. Stringer W. J., Belon A. £., The morphology of the IQSY auroral oval,
J. Geophys. Res., 72, 4415 (1967).
476. Swider W., Narcisi R. 5., On the ionic constitution of class I auroras,
Planet. Space Sci., 18, 379 (1970).
477. Taylor H. £., Perkins F. W., Auroral phenomena driven by the magnetos-
pheric plasma, J. Geophys. Res., 76, 272 (1971).
478. Троицкая В. А., Гулельми А. В., Geomagnetic micropulsations and
diagnostics of the magnetosphere, Space Sci. Rev., 7, 689 (1967).
479. Ulwick J. C, Baker K- D., Hegblom E. R., Coordinated measurements
from two multi-experiment rockets in an aurora, Space Research IX, eds.
K. S. W. Champion, P. A. Smith, R. L. Smith-Rose, North Holland,
Amsterdam, 1969, p. 336.
480. Ulwick J. C, Pfister W., Baker /C. D., Rocket measurements of Brems-
strahlung X-rays and related parameters during auroral absorption events,
Space Research VIII, eds. A. P. Mitra, L. G. Jacchia, W. S. Newman,
North Holland, Amsterdam, 1968, p. 171.
481. Ulwick J. C, Reidy W. P., Baker K. D.y Direct measurements of the
ionizing flux in different types of aurural forms, Space Research VII, Vol. 1,
ed. R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, p. 656.
482. Unwin R. 5., The morphology of the VHF radio aurora at sunsport
maximum, I. Diurnal and seasonal variations, II. The behaviour of different echo
types, J. Atmos. Terr. Phys., 28, 1167, 1183 (1966).
483. Unwin R. 5., Knox F. В., The morphology of the VHF radio aurora at
sunspot maximum, IV. Theory, J. Atmos. Terr. Phys., 30, 25 (1968).

502
Литература
484. Vallance Jones A., Auroral Spectroscopy, Space Sci. Rev., 11, 776 (1971).
485. Во Хонг Ань, Тверской Б. А.у Равновесные конфигурации плазмы в
магнитном поле двумерного диполя. I, Геомагн. и аэрономия, 9, 599
(1969).
486. Walker J. С. G., Rees М. //., Ionospheric electron densities and
temperatures in aurora, Planet. Space Sci., 16, 459 (1968).
487. Wax R. L.y Bernstein W.t Rocket-borne measurements of Hp emissions
and energetic hydrogen fluxes during an auroral breakup, J. Geophys. Res.,
75, 783 (1970).
488. Wescott E. M., Stolarik J. D., Heppner J. P., Electric fields in the vicinity
of auroral forms from motions of barium vapor releases, J. Geophys. Res.,
74, 3469 (1969).
489. Westerlund L. #., The auroral electron energy spectrum extended to 45
eV, J. Geophys. Res., 74, 351 (1969).
490. Whalen J. A., Buchau J.y Wagner R. A.y Airborne ionospheric and
optical measurements of noontime aurora, J. Atmos. Terr. Phys., 33, 661 (1971).
491. Whalen J. A., McDiarmid I. В., Temporal behaviour of energetic particle
precipitation during an auroral substorm, J. Geophys. Res., 75, 123(1970).
492. Whalen J. A., Miller J. R., McDiarmid I. В., Evidence for a solar wind
origin of auroral ions from low-energy ion measurements, J. Geophys. Res.,
76, 2406 (1971).
493. Wiens R.t Vallance Jones A., Studies of auroval hydrogen emissions in
west-central Canada, 3, Proton and electron auroral ovals, Can. J. Phys.,
47, 1493 (1969).
494. Wilson C. R., Two-station auroral infrasonic wave observations, Planet.
Space Sci., 17, 1817 (1969).
495. Wilson С R., Auroral infrasonic waves, J. Geophys. Res., 74, 1812 (1969).
496. Wilson С R.y Auroral infrasonic and ionospheric absorption substorms,
J. Atmos. Terr. Phys., 32, 293 (1970).
497. Winckler J. R., The origin and distribution of energetic electrons in the
Van Allen radiation belts. Particles end Fields in the Magnetosphere, ed.
В. M. McCormac, Reidel, Dordrecht, Holland, 1970, p. 332.
498. Евлашин Л. С, Некоторые закономерности поведения водородной
эмиссии в полярных сияниях, Геомагн. и аэрономия, 3, 496 (1963).
499. Евлашин Л. С, On the character of auroral glow within the auroral region
at periods of solar activity maximum and minimum, Annls Geophys.,
24, 521 (1968).
500. Zipf E. C, Borst W. L., Donahue Т. M., A mass spectrometer observation
of NO in an auroral arc, J. Geophys. Res., 75, 6371 (1970).
501. Zmuda А, J .y Armstrong J. C, Heuring F. Т., Characteristics of transverse
magnetic disturbances observed at 1100 kilometers in the auroral oval, J.
Geophys. Res., 75, 4/57 (1970).
502. Zmuda A. J., Martin J. H., Heuring F. 7\, Transverse magnetic
disturbances at 1100 km in the auroral region, J. Geophys. Res., 71, 5033 (1966).
8.10. Статьи
503. Аггарвил С, Зевдкина Р. А., Ионосферный эффект первой большой
активной области Солнца данного цикла (21—25 марта 1966 г.), Геомагн.
и аэрономия, 8, 287 (1968).
504. Appleton Е. V.y Ingram L. J., Magnetic storms and upper atmospheric
ionization, Nature, Lond., 136, 548 (1935).
505: Barbier D., L'activite aurorale aux basses latitudes, Annls Geophys.,
14, 334 (1958).
506. Bauer S. J., Krishnamurthy B. V., Behaviour of the topside ionosphere
during a great magnetic storm, Planet. Space Sci., 16, 653 (1968).
507. Becker W., The seasonal anomaly of the F egion at midlatitudes and its

Литература
503
interpretation, Electron density profiles in the ionosphere and exosphere,
ed. J. Frihagen, North Holland, Amsterdam, 1966, p. 217.
508. Belrose J. S., Thomas L., Ionization changes in the middle latitude D-re-
gion associated with geomagnetic storms, J. Atmos. Terr. Phys., 30, 1397
(1968).
509. Бенькова H. #., Букин Г. Д., Давуспг #., Керблай Г. С, Тайеб Ш.9
Синоптические наблюдения слоя F2 ионосферы в магнитосопряженных
районах о-в Кергелен—Архангельская область, Геомагн. и аэрономия,
8, 426 (1968).
510. Berkner L. 1Л, Seaton S. L., Systematic'ionospheric changes associated
with geomagnetic activity, Terr. Magn. Atmos. Elect., 45, 419 (1940).
511. Berkner L. V., Wells H. W.t Seaton S. L., Ionospheric effects associated
with magnetic disturbances, Terr. Magn. Atmos. Elect., 44, 283 (1939).
512. Бюпгнер Э. /(., Дмитриева Л. /(., О распределении атомарного кислорода
в зимней полярной мезосфере, Геомагн. и аэрономия, 8, 688 (1968).
513. Carpenter D. L., Relations between the dawn minimum in the equatorial
radius of the plasmapause and Dst, Kp and local К at Byrd station, J. Ge-
ophys. Res., 72, 2969 (1967).
514. Carpenter D. L., Whistler evidence of the dynamic behaviour of the dusk-
side bulge in the plasmasphere, J. Geophys. Res., 75, 3837 (1970).
515. Carpenter D. L., OGO 2 and 4 VLF observations of the asymmetric plasma-
pause near he time of SAR arc events, J. Geophys. Res., 76, 3644 (1971).
516. Chan K- L.y Colin I., Global electron density distributions from topside
soundings, Proc. I. E. E. E., 57, 990 (1969).
517. Chandra S.y Herman J. R.y F-region ionization and heating during magnetic
storms, Planet. Space Sci., 17, 841 (1969).
518. Chandra S., Maier E. J., Troy B. £., Rao В. С N.t Subauroral red arcs
and associated ionospheric phenomena, J. Geophys. Res., 76, 920 (1971).
519. Chandra 5., Stubbe P., Ion and neutral composition changes in the thermos-
pheric region during magnetic storms, Planet. Space Sci., 19, 491 (1971).
520. Chappell C. #., Harris K. /C, Sharp G. W., The morphology of the bulge
region of the plasmasphere, J. Geophys. Res., 75, 3848 (1970),.
521. Chappell G. R., Harris K. /C, Sharp G. W., A study of the influence of
magnetic activity on the location of the plasmapause as measured by OGO 5,
J. Geophys. Res., 75, 50 (1970).
522. Chappell C. #., Harris К. K-, Sharp G. W., OGO 5 measurements of the
plasmasphere during observations of stable auroral red arcs, J. Geophys.
Res., 76, 2357 (1971).
523. Chappell C. R., Harris К- K-, Sharp G. W., The dayside of the
plasmasphere, J. Geophys. Res., 76, 7632 (1971).
524. Cole K. D., Joule heating of the upper atmosphere, Aust. J. Phys., 15,
223 (1962).
525. Cole K- D., Stable auroral red arcs, sinks for energy of D^ main phase,
J. Geophys. Res., 70, 1689 (1965).
526. Cole K- D., Magnetospheric processes leading to- mid-latitude auroras,
Annls. Geophys., 26, 187 (1970).
527. Cole K- D.y Electrodynamic heating and movement of the thermosphere,
Planet. Space Sci., 19, 59 (1971).
528. Cornwall J. M., Coroniti F. V., Thome R. M., Turbulent loss of ring
Current protons, J. Geophys. Res., 75, 4699 (1970.).
529. Cornwall J. M., Coroniti /\1Л, Thome R. M., Unified theory of SAR arc
formation at the plasmapause, J. Geophys. Res., 76, 4428 (1971).
530. De Vries L. L., Experimental evidence in support of Joule heating
associated with geomagnetic activity, NASA Tech. Mem. X-64568, 1971.
531. Долгова E. //., Возмущения в слое F2 в период полярных магнитных
бурь, Геомагн. и аэрономия, 7, 992 (1967).

504
Литература
532. Duncan R. A., F-region seasonal and magnetic-storm behaviour, J.Atmos.
Terr. Phys., 31, 59 (1969).
533. EcclesD., King J. W.t Rothwell P., Longitudinal variations of the
mid-latitude ionosphere produced by neutral-air winds — II. Comparisons of
the calculated variations of electron concentration with data obtained
from the Ariel I and Ariel III satellites, J. Atmos. Terr. Phys., 33, 371
(1971).
534. Evans J. V.% Midlatitude ionospheric temperatures on magnetically quiet
and disturbed days, J. Geophys. Res., 70, 2726 (1965).
535. Evans J. V., F-region heating observed puring the main phase of magnetic
storms, J. Geophys. Res., 75, 4815 (1970)-
536. Evans У. V., Midlatitude ionospheric temperatures during three magnetic
storms in 1965, J. Geophys. Res., 75, 4803 (1970).
537. Evans J. V.t The June 1965 magnetic storm: Millstone Hill observations,
J. Atmos. Terr. Phys., 32, 1629 (1970).
538. Фаткуллин M. H.9 Легенька А. Д., К зависимости коэффициента потерь
в области F2 ионосферы и температуры термосферы от степени
геомагнитной возмущенности, Геомагн. и аэрономия, 9, 743 (1969).
539. Фаткуллин М. #., Легенька А. Д.% Высотное распределение эффекта бурь
во внешней ионосфере, Геомагн. и аэрономия, 10, 558 (1970).
540. Findlay J. A., Dyson P. L., Brace L. #., Zmuda A. J., Radford W.E.,
Ionospheric and magnetic observations at 1000 kilometers during the
geomagnetic storm and aurora of May 25—26, 1967, J. Geophys. Res., 74,
3705 (1969).
541. Glass N. W„ Wolcott J. #., Miller L. W.t Robertson M. M.t Local time
behaviour of the alignment and position of a stable auroral red arc, J.
Geophys. Res., 75, 2579 (1970).
542. Goodwin G. L., Some horizontally-moving ionospheric irregularities at high
latitudes, Planet. Space Sci., 16, 273 (1968).
543. Grebowsky J. M., Model studv of plasmapause motion, J. Geophys. Res.,
75, 4329 (1970).
544. Grebowsky J. M., Time-dependent plasmapause motion, J. Geophys. Res.,
76, 6193 (1971).
545. Григорьев Г. //., Докучаев В. #., Генерация ионосферных возмущений
переменными токами полярных широт, Геомагн. и аэрономия, 9, 650
(1969).
546. Harris /С. /С., Sharp G. W.t Chappell C.R., Observations of the plasmapause
from OGO 5, J. Geophys. Res., 75, 219 (1970).
547. Hays P. £., Roble R. G.t Direct observations of thermospheric winds
during geomagnetic storms, J. Geophys. Res., 76, 5316 (1971).
548. Hibberd F., Ross W. J., Variations in total electron content and other
ionospheric parameters associated with magnetic storms, J. Geophys.
Res., 72, 5331 (1967).
549. Hoch R. J., Batishko C. R., Clark f(. C, Simultaneous spectrograph^ tri-
angulation of an SAR arc and a hydrogen arc, J. Geophys. Res., 76, 6185
(1971).
550. Hoch R. /., Clark К. C, Recent occurrences of stable auroral red arcs,
J. Geophys. Res., 75, 2511 (1970).
551. Hoch R. J., Smith L. L., Location in the magnetosphere of field lines
leading to SAR arcs, J. Geophys. Res., 76, 3070 (1971).
552. Hoch R. J.y Smith L. L., Location in the magnetosphere of field lines
leading to SAR arcs, J. Geophys. Res., 76, 3079 (1971).
553. Hook J. L., Winds at the 75—110 km level at College, Alaska, Planet.
Space Sci., 18, 1623 (1970).
554. Jacchia L. G.t Corpuscular radiation and the acceleration of artificial
satellites, Nature, Lond., 183, 1662 (1959).

Литература
505
555. Jacchia L. G., Solar wind dependence of the diurnal temperature variation
in the thermosphere, J. Geophys. Res., 75, 4347 (1970).
556. Jacchia L. G., Slowey /., Atmospheric heating in the auroral zones: A
preliminary analysis of the atmospheric drag of the Injun 3 satellite, J.
Geophys. Res., 69, 905 (1964).
557. Jacchia L. G.t Slowey /., Verniani F., Geomagnetic perturbations and
upper atmosphere heating, J. Geophys. Res., 72, 1423 (1967).
558. Jani K- G., Kotadia K- M.t Changes in the ionospheric F2-layer at a place
near the Sq-current focus during geomagnetic storms, Planet. Space Sci.,
17, 1949 (1969).
559. Jones K- L., Storm time variation of F2-layer electron concentration, J.
Atmos. Terr. Phys., 33, 379 (1971).
560. Jones K- L.t Rishbeth #., The origin of storm increases of mid-latitude F-
layer electron concentration, J. Atmos. Terr. Phys., 33, 391 (1971).
561. King G. A. M., The ionospheric F region during a storm, Planet. Space
Sci., 9, 95 (1962).
562. King G. A. M.t The ionospheric disturbance and atmospheric waves, I.
General discussion, J. Atmos. Terr. Phys., 28, 957 (1966).
563. King G. A. M., Roach F. £., Relationship between red auroral arcs and
ionospheric recombination, J. Res. Nat. Bur. Stand., 65D, 129 (1961).
564. Klobuchar J. Л., Mendillo M.t Smith F. L., Fritz R. £., Da Rosa A. V,
Davis M. Л, Yuen P. C, Roelofs T. #., Yeh /C. C, Flaherty B. J.,
Ionospheric storm of 8 March 1970, J. Geophys. Res., 76, 6202 (1971).
565. Крутикова Т. //., Фаткуллин M. Я., Об эффектах в слое F2 ионосферы,
наблюдающихся вслед за SSC магнитной бури, Геомагн. и аэрономия,
8, 345 (1968).
566. Lakshmi D.R., Reddy В. М., Nighttime response of the topside ionosphere
to magnetic storms, J. Geophys. Res., 75, 4335 (1970).
567. Lawrence R. S., Posakony D. J.t Garriott О. /C-, Hall S. C, The total
electron content of the ionosphere at middle latitudes near the peak of the
solar cycle, J. Geophys. Res., 68, 1889 (1963).
568. Lew S. K.y On the dynamic response of the thermosphere at low altitudes
to geomagnetic disturbances, J. Geophys. Res., 74, 5093 (1969).
569. Maeda K-, Aikin A. C, Variations of polar mesospheric oxygen and
ozone during auroral events, Planet. Space Sci., 16, 371 (1968).
570. Maeda /C., Sato 7\, The F region during magnetic storms, Proc.
Inst. Radio Engrs, 47, 232 (1959).
571. Marovich E.y Recent occurrences of stable auroral red arcs, J. Geophys.
Res., 75, 4893 (1970).
572. Martyn D. F., The morphology of the ionospheric variations associated
with magnetic disturbance,I. Variations at moderately low latitudes, Proc.
R. Soc, A218, 1 (1953).
573. Martyn D. F., Electric currents in the ionosphere, III. Ionization drift
due to winds and electric fields, Phil. Trans. R. Soc, A246, 306 (1953).
574. Martyn D. F., Geomorphology of F2-region ionospheric storms, Nature,
Lond., 171, 14 (1953).
575. Matuura N., Thermal effect on the ionospheric F region disturbance. J.
Radio. Res. Labs Japan, 10, 1 (1963).
576. Matsushita S., A study of the morphology of the ionospheric storms, J.
Geophys. Res., 64, 305 (1959).
577. May B. R., Miller D. E., The correlation between air density and
magnetic disturbance deduced from changes of satellite spin-rate, Planet. Space
Sci., 19, 39 (1971).
578. Mendillo M., Paragiannis M. D.t Klobuchas J. A., A seasonal effect in
the mid-latitude slab thickness variations during magnetic disturbances,
J. Atmos. Terr. Phys., 31, 1359 (1969).
579. Nagy A. F.t Roble R. G., Hays P. В., Stable mid-latitude red arcs:
observations and theory, Space Sci. Rev., 11, 709 (1970).

506
Литература
580. Nelson G. J., Cogger L. L., Enhancements in electron content at Arecibo
during geomagnetic storms, Planet. Space Sci., 19, 761 (1971).
581. Nishida A., Formation of plasmapause or magnetospheric plasma knee,
by the combined-action of magnetospheric convection and plasma escape
from the tail, J. Geophys. Res., 71, 5669 (1966).
582. Nishida A., Average structure and storm-time change of polar topside
ionosphere at sunspot minimum, J. Geophys. Res., 72, 6051 (1967).
583. Norton R. £., The middle-latitude F region during some severe
ionospheric storms, Proc. I. E. E. E., 57, 1147 (1969).
584. Norton R. £., Findlay J. Л., Electron density and temperature in the
vicinity of the 29 September 1967 middle latitude red arc, Planet. Space
Sci., 17, 1867 (1969).
585. Obayashi 7\, On the world-wide disturbance of the ionosphere, Rep. Io-
nosph. Space Res. Japan, 8, 135 (1954).
586. Obayashi 7\, Morphology of storms in the ionosphere, Research in
geophysics, Vol. I., Sun, upper atmosphere, and space, ed. H. Odishaw, M. I. T.
Press, 1964, p. 335.
587. Obayashi Т., Matuura N., Theoretical model of F region storms, Solar-
terrestrial physics, 1970, ed. E. R. Dyer, Reidel, Dordrecht, Holland,
1971, p. 199.
588. Ondoh 7\, Morphology of disturbed topside ionosphere for 1962—1964,
J. Radio Res. Labs Japan, 14, 267 (1967).
589. Papagiannis M. D.t Mendillo M., Klobuchar J. A., Simultaneous storm-
time increases of the ionospheric total electron content and the geomagnetic
field in the dusk sector, Planet. Space Sci., 19, 503 (1971).
590. Park С G., Whistler observations of the interchange of ionization between
the ionosphere and protonosphere, J. Geophys. Res., 75, 4249 (1970).
591. Park C. G.f Westward electric fields as the cause the nighttime
enhancements in electron concentrations in midlatitude F region, J. Geophys. Res.,
76, 4560 (1971).
592. Park C. G.t Carpenter D. L., Whistler evidence of large-scale
electron-density irregularities in the plasmasphere, J. Geophys. Res., 75, 3825 (1970).
593. Piddington J. #., An ionospheric drift theory of aurora and airglow,
Geophys. J. R. Astr. Soc, 7, 415 (1963).
594. Reddy B. M., Brace L. #., Findlay J. A., The ionosphere at 640 kilometers
on quiet and disturbed days, J. Geophys. Res., 72, 2709 (1967).
595. Reddy B. M.t Lakshmi D. R.t Brace L. #., Response of the 1000-Kilometer
ionosphere to magnetic storms, Radio Sci., 4, 851 (1969).
596. ReesM. #., Excitation of high altitude red auroral arcs, Planet. Space
Sci., 8, 59 (1961).
597. Rees M. #., Akasofu S.-/., On the association between subvisual red arcs
and the D^(H) decrease, Planet. Space Sci., 11, 105 (1963).
598. Rishbeth #., On explaining the behavior of the ionospheric F region, Rev.
Geophys., 6, 33 (1968).
599. Roach F. £., Marovich £., A monochromatic low-latitude aurora, J. Res.
Nat. Bur. Stand, 63D, 297 (1959).
600. Roach F. £., Roach J. #., Stable 6300 A auroral arcs in midlatitude,
Planet. Space Sci., 11, 523 (1963).
601. Roble R. G.y Dickinson R. £., Atmospheric response to heating within a
stable auroral red arc, Planet. Space Sci., 18, 1489 (1970).
602. Roble R. G.y Hays P. В., Nagy A. F.y Photometric and interferometric
observations of a mid-latitude stable auroral red arc, Planet. Space. Sci.,
18, 431 (1970).
603. Родионов Я- С., Губенко В. С, Черкунов А. //., Моделирование
возмущённое™ слоя F2 на электронных вычислительных машинах, Геомагн.
и аэрономия, 8, 282 (1968).
604. Roemer М., Geomagnetic activity effect and 27-day variation: response

Литература
507
time of the thermosphere and lower exosphere, Space Research VII, Vol. 2,
ed. R. L. Smith-Rose, North Holland, Amsterdam, 1967, p. 1091.
605. Roemer Af., Structure of the thermosphere and its variations, Annls Ge-
ophys., 25, 419 (1969).
606. Ross W. J.у The determination of ionospheric electron content from
satellite Doppler measurements, I. Method of analysis, J. Geophys. Res.,
65, 2601 (1960).
607. Rilster R.t Height variations of the F2-layer above Tsumeb during
geomagnetic day-disturbances, J. Atmos. Terr. Phys., 27, 1229 (1965).
608. Ruster R.y Theoretical treatment of the dynamical behaviour of the F-
region during geomagnetic bay disturbances, J. Atmos. Terr. Phys., 31,
765 (1969).
609. Ruster R., Solution of the coupled ionospheric continuity equations and
the equations of motion for the ions, electrons and neutral particles, J.
Atmos. Terr. Phys., 33, 137 (1971).
610. Sato 7\, Electron concentration variations in the topside ionosphere
between 60° N and 60° S geomagnetic latitude associated with geomagnetic
disturbances, J. Geophys. Res., 73, 6225 (1968).
611. Sato Т., Chan K. L., Storm-time variations of the electron concentration
in the polar topside ionosphere, J. Geophys. Res., 74, 2208 (1969).
612. Schaeffer R. C, Jacka F.t Stable auroral red arcs observed from Adelaide
during 1967—9, J. Atmos. Terr. Phys., 33, 237 (1971).
613. Шашунькина В. M., Параметры ионосферного эффекта SC магнитной
бури в зависимости от расстояния до области генерации, Геомагн. и
аэрономия, 9, 259 (1969).
614. Шефов Н. #., Twilight helium emission during low and high geomagnetic
activity, Planet. Space Sci., 16, 1103 (1968).
615. Шефов H. #., Hydroxyl emission of the upper atmosphere — I. The
behavior during a solar cycle, seasons and geomagnetic disturbances, Planet.
Space Sci., 17, 797 (1969).
616. Smith L. £., An observation of strong thermospheric winds during a
geomagnetic storm, J. Geophys. Res., 73, 4959 (1968).
617. Somayajulu Y. V.t Changes in the F region during magnetic storms, J.
Geophys. Res., 68, 1899 (1963).
618. Taylor G. N., The total electron content of the ionosphere during the
magnetic disturbance of November 12—13, 1960, Nature, Lond., 189, 740
(1961).
619. Taylor G. N.t Earnshaw R. D. S., Changes in the total electron content and
slab thickness of the ionosphere during a magnetic storm in June, 1965,
J. Atmos. Terr. Phys., 31, 211 (1969).
620. Taylor H. Л., Brinton H. C, Carpenter D. L., Bonner F. M.t Heyborne
R. L., Ion depletion in the high-latitude exosphere; simultaneous OGO
2 observations of the light ion trough and the VLF cutoff, J. Geophys.
Res., 74, 3517 (1969).
621. Taylor H. A., Brinton H. C, Deshmukh A. #., Observations of irregular
structure in thermal ion distributions in the duskside magnetosphere, J.
Geophys. Res., 75, 2481 (1970).
622. Taylor H. A., Brinton tf. C, Pharo M. W., Contraction of the plasmasphere
during geomagnetically disturbed periods, J. Geophys. Res., 73, 961 (1968).
623. Thomas G. £., Ching В. /0, A theoretical study of the 27-day variation of
upper-atmospheric temperature, Planet. Space Sci., 17, 1737 (1969).
624. Thomas J. O., Robbins Л., The electron distribution in the ionosphere over
Slough, II. Disturbed days, J. Atmos. Terr. Phys., 13, 131 (1958).
625. Thomas L., Electron density distributions in the daytime F2 layer and
their dependence on neutral gas, ion, and electron temperatures, J.
Geophys. Res., 71, 1357 (1966).
626. Thomas L., World-wide disturbances in the F-region accompanying the

508
Литература
onset of the main phase of severe magnetic storms, J. Atmos. Terr. Phys.,
30, 1623 (1968).
627. Thomas L., Venables F. #., The onset of the F-region disturbance at middle
latitudes during magnetic storms, J. Atmos. Terr. Phys., 28, 599 (1966).
628. Titheridge J. £., Andrews M. /C.,Changes in the topside ionosphere during
a large magnetic storm, Planet. Space Sci., 15, 1157 (1967).
629. Tohmatsu 7\, Roach F. £., The morphology of mid-latitude 6300 angstrom
arcs, J. Geophys. Res., 67, 1817 (1962).
630. Трупгце Ю. Л., Upper atmosphere during geomagnetic disturbances —II.
о
Geomagnetic storms, oxygen emission at 6300 A and heating of the upper
atmosphere, Planet.Space Sci., 16, 1201 (1968).
631. Трупгце Ю. Л., Upper atmosphere during geomagnetic disturbances—I.
Some regular features of low-latitude auroral emissions, Planet.
Space Sci., 16, 981 (1968).
632. Van Zandt T. £., Peterson V. L., Laird A. R.t Electromagnetic drift of
the midlatitude F2 layer during a storm, J. Geophys. Res., 76, 278 (1971).
633. Volland #., A theory of thermospheric dynamics — II. Geomagnetic
activity effect, 27-day variation and semiannual variation, Planet. Space
Sci., 17, 1709 (1969).
634. Volland #., Mayr H. G., Response of the thermospheric density to auroral
heating during geomagnetic disturbances, J. Geophys. Res., 76, 3764 *
(1971)..
635. Walker J. С G., Rees M. #., Exitation of stable auroral red arcs at sub-
auroral latitudes, Planet. Space Sci., 16, 915 (1968).
636. Warren E. S., The topside ionosphere during geomagnetic storms, Pros.
I. E. E. E., 57, 1029 (1969).
637. Willmore A. P., Geographical and solar activity variations in the electron
temperature of the upper F region, Proc. R. Soc, A286, 537 (1965).
638. Wilson C. R., Infrasonic waves from moving auroral electrojets, Planet.
Space Sci., 17, 1107 (1969).
639. Wilson C. #., Auroral infrasonic waves, J. Geophys. Res., 74, 1812 (1969).
640. Wilson C. R., Two-station auroral infrasonic wave observations, Planet.
Space Sci., 17, 1817 (1969).
641. Yeh K- C., Flaherty B. J., Ionospheric electron content at temperate
latitudes during the declining phase of the sunspot cycle, J. Geophys. Res.,
71, 4557 (1966).
642. Евлашина Л. M.y Евлашин Л. С, Some features of disturbances in the
ionosphere F-region during the red aurora of the type A, J. Atmos. Terr.
Phys., 33, 403 (1971).
- Приложения
643. FraserSmith A. C, The spectrum of the geomagnetic activity index Ap,
J. Geophys. Res., 77 (to be published).
644. Kavanagh L. D.t Schardt A. W., Roelof E. C, Particles and fields, Sig.
Achiev. in Space Sci., 165, NASA SP-167, 1967.
645. Lebeau A., Sur Tactivite magnetique diurne dans les calottes polaires,
Annls Geophys., 21, 167 (1965).
Дополнения
646. Thomas G. £., Krassa R. F., OGO 5 measurements of the Lyman alpha
sky background, Astron. and Astrophys., 11, 218 (1971).
647. Bertaux J. L., Blamont J. E., Evidence for a source of an extraterrestrial
hydrogen Lyman-alpha emission: the interstellar wind, Astron. and
Astrophys., 11, 200 (1971).
648. Fairfield D. Я., Average magnetic field configuration of the outer magnetos-
phere, J. Geophys. Res., 73, 7329 (1968).

Литература
509
649. Hess W. N., Radiation belt, Trans. Am. Geophys. Un., 44, 433 (1963).
650. Fejer J. A., Hydromagnetic wave propogation in the ionosphere, J. At-
mos. Terr. Phys., 18, 135 (1960).
651. Coleman P. /., Magnetic field pulsation at ATS 1, Annls Geophys., 26,
719 (1970).
652. Heppner J. P., Ledley B. (?., Skillman T. L., Sugiura M., A preliminary
survey of the distributions of pulsations in the magnetosphere from OGO's
3 and 5, Annls Geophys., 26, 709 (1970).
653. Hall L. A., Solar flares in the extreme ultraviolet, Sol. Phys., 21, 167
(1971).
654. Friedman #., Ionospheric constitution and solar control, Research in
Geophysics, ed. H. Odishaw, 1964, p. 197.
655. Lockwood J. A., Forbush decreases in the cosmic radiation, Space Sci.,
Rev., 12, 658 (1971).
656. Barnden L. R.y Cosmic ray modulation produced by radial density gradients
in the interplanetary medium, Sol. Phys., 18, 105 (1971).
657. Schatten K. #., Ness N. F., Wilcox J. M., Influence of a solar active
region on the interplanetary magnetic field, Sol. Phys., 5, 240 (1968).
658. Zirin #., The solar atmosphere, Blaisdell, Waltham, Mass., 1966.
659. Russell C. 7\, Brody K. J., Some remarks on the position and shape of the
neutral sheet, J. Geophys. Res., 72, 6104 (1967).
660. Mcllwain C. E.y Plasma flow in the vicinity of the geosynchronous orbit,
EOS, 52, 328 (1971).
661. Evans J. V., частное сообщение, 1970.

ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Альвена — Карлсона теория 60
Альвеновские волны 157
Взаимодействие с ионосферой 138
— солнечного ветра с Венерой 62
кометами 69
Луной 66
Марсом 65
— ударных волн 332
Взрывная волна в межпланетном
пространстве 233
Влияние солнечных вспышек на ионосферу
322
Внезапная фазовая аномалия (SPA) 264
Внезапное начало бури (SSC) 334 , 385
Внезапные импульсы 348
— ионосферные возмущения (SID) 264
Возмущение , зависящее от местного
времени (DS) 390
Вспышки в линии На 199 , 218
Геомагнитные бури 380
— индексы 293
— микропульсации 163
Гидромагнитные волны 109
Главная фаза бури 351 , 380
Данжи теория 48 , 177
Движение ведущего центра 98
— за счет динамо-эффекта 143
— искусственных плазменных облаков 144
Деслера — Паркера — Скобке теорема 396
Дисперсионное уравнение 154
Дрейфовое движение 88 , 94
Жесткость обрезания 14 , 328
Захваченные частицы 83
Зеркальная точка 92
Инвариантные координаты 97
Ионосферная буря 468
Кана модель 246
Классы вспышек 200
Кольцевой ток 383 , 400 , 447
Кометы 69
Конвекция плазмы 128
Конус потерь 108
Корпускулярное излучение 216
Магнитогидродинамические разрывы 34
Магнитопауза 40
Магнитосферная плазма 121
— полость 18 , 28
Магнитосферный хвост 32 , 40
Магнитосферные бури 319
— суббури 320 , 361 , 370
Мак-Илвейна параметр L 96
МГД-приближение 33 , 170
Межпланетные возмущения 254
Механизм выброса плазмы 246
— Ферми 368
Милна теория 246
Модель открытой магнитосферы 53 , 170 , 372
— плоскою слоя 18
— последовательных слоев 21
— цилиндрического слоя 23
М-потоки 280 , 321
Начальная фаза бури 349
Нейтральные точки и линии 20 , 33
Нейтральный слой 56 , 87 , 368
Области допустимые (разрешенные) и
запрещенные 9 , 83
Область захвата 85
— синхронного вращения 142
Овал полярных сияний 421
Паркера модели 233
Переходная область 40
Петли 203
Плазменный слой 52 , 87 , 121 , 174
Плазмосфера 85 , 121
Поглощение в полярной шапке (ППШ) 331
Полярная шапка 424
— электроструя 373 , 459
Полярные геомагнитные вариации 148
— суббури 421 , 453
Полярный касп 125 , 439
Приближение ведущего центра (дрейфовое
приближение) 83
Природа солнечных бурь 217
Протонное полярное сияние 447
Протонный пояс 374 , 383 , 396
Псевдозахваченные частицы 101
Радиационные пояса 85 , 111
Радиоизлучение 210
Радиус дебаевский 17
— ларморовский 8 , 87
— штермеровский 8
Разогрев термосферы 476
Расщепление оболочки 100
Рентгеновское излучение 206
Свистящие атмосферики 160
Секторная структура 280
Синхронное вращение плазмы 137
Слой Ферраро 22
Солнечная буря 194
— вспышка 199 , 260
Солнечные протоны релятивистские 221
нерелятивистские 225
Суббуря в полярных сияниях 372
Тень и полутень 194
Токи DP2 151 , 175
— Sq 150 , 175
Ударная волна 44 , 233
Факелы , или флоккулы 194
Фоккера — Планка уравнение 116 , 223
Форбуш-понижение 251 , 269 , 277
Форбуш-эффект 217 , 231 . 380
Формы полярных сияний 425
Центр активности 194
Циклотронного резонанса частота 156
Чепмена — Ферраро задача 23 , 53 , 170
Широта обрезания 11
Шлютера механизм сдынного семечка» 249
Штёрмера теория 7
Шторм-тайм-вариация Dst 390 , 413 , 472
Электромагнитные волны в магнитосфере
153
Электроны высокой энергии 233
Ядро и гало 229

ОГЛАВЛЕНИЕ
От редакторов перевода 5
Глава 5. Формирование магнитосферы 7
5.1. Движение заряженной частицы в поле диполя 7
5.2. Столкновение потока плазмы с полем диполя (первоначальный
подход) ....'. 18
5.3. Течение плазмы в поле двумерного диполя 24
5.4. Обтекание диполя потоком плазмы в трехмерном пространстве 27
5.5. Магнитогидродинамическое (МГД), или гидромагнитное,
приближение 33
5.6. Роль межпланетных магнитных полей в формировании
магнитосферы 48
5.7. Взаимодействие солнечного ветра с другими планетами, Луной и
кометами 62
Литература 70
Глава 6. Энергичные частицы, плазма и электромагнитные волны в
магнитосфере 83
6.1. Введение 83
6.2. Движение заряженной частицы в магнитном поле (приближение
ведущего центра) 87
6.3. Движение захваченной заряженной частицы в дипольном поле 91
6.4. Дрейфовое движение в потенциальном геомагнитном поле 94
6.5. Движение ведущего центра в магнитосфере 98
6.6. Движение ведущих центров в геомагнитном — геоэлектрическом
поле 101
6.7. Движение ведущего центра в переменном электромагнитном поле 107
6.8. Радиационные пояса 111
6.9. Магнитосферная плазма 121
6.10. Электромагнитные волны в магнитосфере 153
6.11. Спокойная магнитосфера 170
Литература 177
Глава 7. Солнечные бури и их влияние на межпланетную среду 194
7.1. Развитие центра активности 194
7.2. Солнечные бури 199
7.3. Солнечные космические лучи и электроны высокой энергии 220
7.4. Взрывная и ударная волны в межпланетном пространстве 233
7.5. Форбуш-понижение потока космических лучей .... 251
7.6. Межпланетные возмущения 254
7.7. М-потоКи, межпланетная секторная структура и разрывы 280
7.8. Геомагйитные индексы 293
Литература ' 301

512
Оглавление
Глава 8. Магнитосферные бури 319
8.1. Введение 319
8.2. Влияние солнечных вспышек на ионосферу Земли . . . 322
8.3. Вхождение солнечных протонов в магнитосферу .... 324
8.4. Столкновение межпланетной ударной волны с магнитосферой 332
8.5. Геомагнитный эффект столкновения: внезапное начало бури (SSC) 336
8.6. Магнитосфера в потоке плазмы за фронтом межпланетной
ударной волны: начальная фаза 349
8.7. Контакт облака солнечной плазмы с магнитосферой: начало
главной фазы магнитосферной бури 351
8.8. Усиление протонного пояса в период бури и его магнитное поле 383
8.9. Полярные суббури и авроральные явления 421
8.10. Эффекты бури в ионосфере и плазмосфере . . . . ч. 468
Литература 481
Предметный указатель 510