Документ взят из кэша поисковой машины. Адрес оригинального документа : http://www.kosmofizika.ru/model/kovtyukh_3.3.doc Дата изменения: Tue Dec 20 13:47:55 2005 Дата индексирования: Tue Oct 2 00:46:29 2012 Кодировка: koi8-r

|Раздел |3.3 |
|Кольцевой ток |
|А. С. Ковтюх |
|НИИЯФ МГУ |


3.3.1 История вопроса

Планетарный кольцевой ток (КТ) лежит в основе механизма геомагнитных бурь
(Chapman and Ferraro, 1930). Во время бурь горизонтальная составляющая
геомагнитного поля на низких и средних широтах понижается, причём на данной
геомагнитной широте величина этого понижения практически не зависит от
долготы (такая зависимость появляется только в самом начале бури и быстро
исчезает). Средние значения магнитного поля на поверхности Земли на
экваторе понижаются на 0.1(1%, а наиболее мощные бури (наблюдаемые один раз
в несколько столетий) понижают экваториальное поле на ( 3%.
По закону Ампера, такой магнитный эффект отвечает циркулирующему вокруг
Земли замкнутому току, направленному на запад. Силу этого тока принято
оценивать по величине индекса Dst ( горизонтальной составляющей возмущения
магнитного поля на низких широтах, усреднённой за 1 ч UT по данным
нескольких обсерваторий. Согласно современной классификации, бури с Dst <
50 нТл ( слабые, 50(100 нТл ( умеренные и > 100 нТл ( сильные. Во время
гигантских бурь Dst понижается до ( 250(600 нТл.
По наблюдениям вариаций геомагнитного поля на низких и средних широтах С.
Чепмен и В. Ферраро, а также их последователи, построили модели, которые
описывают пространственное распределение гипотетического КТ. В этих моделях
КТ располагается в области космического пространства, в которой позднее был
обнаружен внешний радиационный пояс (РП). Поэтому сразу после открытия РП
предпринимались попытки отождествить их с КТ.
По измеренным потокам и скоростям дрейфа захваченных частиц с E > 100 кэВ
вычислялись отвечающие им электрические токи и находился интегральный
магнитный эффект этих токов на поверхности Земли. В спокойные периоды вклад
этих частиц в Dst составляет от ( 15 ( 5 нТл (Hoffman and Bracken, 1965) до
( 9 ( 2 нТл (Sugiura, 1972; Ковтюх и др., 1981) и полностью
уравновешивается магнитным полем токов на магнитопаузе. В спокойные периоды
вклад частиц с E < 100 кэВ в Dst не превышает 20% (Ковтюх и др., 1981).
Однако во время бурь магнитное поле в сердцевине ловушки ослабляется, что
вызывает замедление частиц РП (бетатронный эффект), адиабатическое
уменьшение их потоков и, следовательно, ослабление связанного с ними тока.
Этот парадокс разрешился после открытия пояса частиц, который усиливается
во время бурь в десятки раз (Frank, 1967).
По современным представлениям буревой КТ принципиально отличается от РП
по составу и механизмам генерации. Он состоит из положительных ионов с E/Qi
( 20(250 кэВ, точнее с 20 кэВ < E/Qi < 40 L(3 МэВ (Qi ( заряд иона по
отношению к заряду протона) и электронов близких энергий.
Вблизи экваториальной плоскости и на средних геомагнитных широтах
распределения и динамика потоков частиц КТ, а также магнитное поле КТ
изучались по данным ИСЗ OGO-3 (1966(1967; 1967(1975), OGO-5 (1968(1969;
1971(1975), ATS-5 (1969(1970; 1972(1978), Explorer-45 (1971(1972;
1973(1998), Молния-1 (1974(1975; 1975(1984), ATS-6 (1974(1975; 1976(1996),
ISEE-1 (1977(1979; 1979(1998), SCATHA (1979(1980; 1981(1990), AMPTE
(1984(1988; 1985(2004), Горизонт-21 (1985(1986; 1986(1996), CRRES
(1990(1991; 1992(2004), Горизонт-35 (1992; 1994(2001), Polar (1996(1997;
1997(2004), Interball-Tail (1996(1998; 1999(2004) и др. ИСЗ (в скобках
указаны годы проведения экспериментов и годы основных публикаций). Ионный
состав КТ измерялся на ИСЗ AMPTE/CCE, Горизонт-21 и Polar в минимуме и на
ИСЗ Горизонт-35 и CRRES - в максимуме солнечной активности.
По данным этих ИСЗ установлено, что во время главной фазы бурь потоки
частиц КТ возрастают на 1(2 порядка величины (в зависимости от мощности
бури, точки наблюдения, энергии и вида частиц), а на фазе восстановления
они затухают до некоторых стационарных уровней. Во время бурь 80% полной
энергии КТ приходится на ионы с Е/Qi ( 20(250 кэВ (Smith and Hoffman, 1973;
Williams, 1981, 1985, 1987; Gloeckler and Hamilton, 1987; Hamilton et al.,
1988). Во время слабых и умеренных бурь основной (( 80(90%) вклад в
давление горячей плазмы в максимуме радиального профиля плотности энергии
КТ (L 34) вносят ионы с Е/Qi 50100 кэВ, а во время сильных бурь верхняя
граница этого диапазона может смещаться до 200(300 кэВ. Относительный вклад
электронов в давление (плотность энергии) и магнитный эффект КТ во время
слабых и умеренных бурь не превышает 25%, а во время сильных бурь этот
вклад уменьшается до ( 10% (Frank, 1967; Козелова и Лазутин, 94). Так, на L
( 6(7 наибольший вклад в суббуревые изменения давления плазмы вносят
протоны с E = 28(98 кэВ и вклад в эту величину электронов с

E = 16(214 кэВ не превышает 5% (Козелова и Лазутин, 94).
В некоторых работах к КТ относились и захваченные ионы с Е/Qi ( 0.120
кэВ, которые изучались по данным ИСЗ OGO-3 (1966(1967), ATS-5 (1969(1970),
ATS-6 (1974(1975), GEOS-1 (1977(1978), ISEE-1 (1977(1979), GEOS-2
(1978(1979), Прогноз-7 (1978(1979), AMPTE (1984(1988) и др. ИСЗ (в скобках
указаны годы проведения экспериментов). Однако состав и распределения этих
частиц в геомагнитной ловушке принципиально отличаются от распределений
частиц КТ. Они имеют очень сложные, изрезанные энергетические спектры,
которые быстро и сильно меняются даже во время незначительных возмущений, и
питч-угловые распределения в форме "сигары" или "коника" (Shelley et al.,
1985). Потоки частиц с Е ( 0.120 кэВ во внешних областях геомагнитной
ловушки формируются специфическими авроральными механизмами ускорения
(связанными с полярными сияниями), и имеют, по-видимому, почти полностью
ионосферное происхождение. Поэтому мы будем относить их к авроральной
популяции (АП). Важно отметить, что в области геосинхронной орбиты (ГСО)
буревые/суббуревые вариации потоков ионов АП и КТ антикоррелируют друг с
другом (Ковтюх и др., 1999). Более подробно эта плазменная популяция
рассмотрена в разделе 3.6.
Частицы с E/Qi < 50 кэВ регистрируются электростатическими анализаторами,
а частицы с E > 20 кэВ ( твёрдотельными (в основном полупроводниковыми)
детекторами. Важнейший этап в изучении КТ начался в 1984 г., после запуска
на высокоэллиптические орбиты спектрометров, позволяющих разделять ионы с
E/Qi ( 10(300 кэВ по массе и заряду. Впервые такие приборы были установлены
на ИСЗ AMPTE/CCE и Горизонт-21.
Изучение буревой/суббуревой динамики и ионного состава КТ имеет
первостепенное значение для идентификации источников частиц, процессов их
переноса и ускорения в магнитосфере и остаётся одним из главных направлений
космофизики. В НИИЯФ МГУ такие исследования проводились в 1985(1992 гг.
(впервые в России) по результатам измерений на геосинхронных ИСЗ Горизонт-
21 и Горизонт-35. Геосинхронная орбита наиболее благоприятна для изучения
механизмов инжекции и других быстропеременных процессов, связанных с
динамикой КТ.
Поскольку библиография по вопросам КТ достигает нескольких тысяч статей,
здесь даются ссылки в основном на пионерские и экспериментальные работы.
Многие вопросы, относящиеся к КТ, рассмотрены в монографиях Akasofu and
Chapman (1972) и Lyons and Williams (1984), а также в обзорах (Williams,
1981, 1985, 1987; Daglis et al., 1999; Ковтюх, 2001), где можно найти более
полные списки публикаций по этим вопросам.

3.3.2 Феноменология кольцевого тока

К важнейшим характеристикам распределений частиц КТ относятся их ионный и
зарядовый состав, форма энергетических спектров и питч-угловые
распределения. Они зависят от расстояния точки наблюдения до Земли,
магнитного местного времени (MLT), уровня и характера геомагнитной
активности, фазы солнечного цикла и вспышечной активности на Солнце,
величины и ориентации МПП и др. факторов.

3.3.2.1 Ионный и зарядовый состав частиц кольцевого тока

Эксперименты на ИСЗ показали, что в отличие от РП, которые почти целиком
состоят из солнечных частиц (протонов и электронов), буревой КТ обогащён
ионами кислорода, азота и других элементов, распространенных в ионосфере и
во внешних оболочках ионосферы Земли и практически отсутствующих в
солнечном ветре. Состав КТ зависит от L и энергии частиц, сильно варьируя
во время геомагнитных возмущений.
В спокойные периоды в ионном составе КТ доминируют протоны, что
объясняется более быстрой перезарядкой других ионов таких энергий. Так, по
усредненным на L = 57 данным AMPTE/CCE в спокойные периоды средние
парциальные концентрации ионов H+, O+, N+, He+, He2+, O2+ и (C6+ + O6+) с
E/Qi = 10315 кэВ составляют ( 80, 14, 3, 3, 0.5, 0.3 и 0.02% соответственно
(Gloeckler and Hamilton, 1987).
Во время типичных бурь основной вклад в КТ также вносят протоны (Krimigis
et al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987; Власова и др., 1988b; Козелова
и Лазутин, 94; Ковтюх и др. 1995b; Jordanova et al., 1999). Так, по данным
AMPTE, во время главной фазы бурь c maxDst ( 50(160 нТл в сердцевине КТ (L
35) средние парциальные концентрации ионов H+ и (N,O)+ составляют 62% и
35%, а средние парциальные плотности энергии 69% и 27% соответственно
(Krimigis et al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987).
Однако во время очень сильных бурь доля ионов O+ в плотности энергии КТ
приближается к доле протонов и во время бурь с maxDst > 250 нТл ионы O+
могут кратковременно доминировать в плотности энергии КТ (Hamilton et al.,
1988; Wilken et al., 1992; Roeder et al., 1996; Daglis, 1997; Kamide et
al., 1998; Daglis et al., 1999). Так, по данным ИСЗ CRRES, в максимуме
гигантской бури в марте 1991 в КТ доминировали ионы O+:

их доля в плотности энергии ионов с E = 50(426 кэВ на L = 5(6 достигала 66%
(Wilken et al., 1992). Этот вывод подтверждается данными CRRES для пяти
бурь с max(Dst( от 80 до 300 нТл, наблюдавшихся в период с января по июль
1991 (Daglis, 1997): во время главной фазы гигантских бурь (24 марта и 9
июля 1991) КТ содержал необычно много ионосферных частиц, причём плотность
энергии ионов O+ хорошо коррелировала с (Dst(.
По данным ИСЗ Горизонт-35 показано, что в максимуме солнечной активности
плотность энергии ионов O+ в интервале E 100130 кэВ на ГСО близка к
плотности энергии протонов даже в относительно спокойные периоды, а во
время бурь/суббурь может превышать её в несколько раз (Ковтюх и др.,
1995a).
Рис. 3.3.1. Долговременные вариации потоков ионов H+, (NO)2+ и (CNO)6+ с
E/Qi = 62, 54 и 59 кэВ соответственно на ГСО в 12.00 LT по данным ИСЗ
Горизонт-21 (Ковтюх и др., 1990). Величины потоков (j) приведена в
(см2(с(стер(кэВ/Qi )(1. В нижней части рисунка приведен суммарный (за
сутки) Kp-индекс.

В области ГСО ионный состав КТ сильно варьируют даже во время небольших
(max

Dst < 30 нТл) геомагнитных возмущений (Geiss et al., 1978; Lennartsson et
al., 1981; Sharp et al., 1983; Shelley et al., 1985; Власова др., 1988a,
1988b). В этой области эффект обогащения КТ ионами O+ и другими ионами с
массойой (по отношению к массе протона) Mi > 1 и зарядом Qi = 1(2
ионосферного происхождения прослеживается в широком энергетическом
диапазоне (от нескольких кэВ до нескольких сотен кэВ), причём во время
отдельных суббурь этот эффект наиболее значителен при энергиях в несколько
сотен кэВ (Ковтюх и др., 1990; Grande et al., 1992; Gazey et al., 1996).
Парциальные концентрации He2+, C6+, O6+ и других многозарядных ионов
солнечного происхождения увеличиваются во время бурь менее значительно и
быстро уменьшаются с уменьшением L (Kremser et. al., 1985; Gloeckler and
Hamilton, 1987).
По данным ИСЗ Горизонт-21 и Горизонта-35 показано, что вариации отношений
потоков и энергетических спектров различных ионных компонент КТ (E/Qi (
40(70 кэВ) на ГСО имеют значительную неадиабатическую составляющую и
отражают изменения ионного состава КТ (Власова и др., 1988b, 1989b; Ковтюх
и др., 1990). Показано, что долговремИнные (с периодом нескольких десятков
дней) вариации потоков ионов (рис. 3.3.1) сильно зависят от массы частиц и
для ионов группы CNO они имеют ярко выраженный пороговый характер (Ковтюх и
др., 1990; Ковтюх и Власова, 1996). Вместе с тем, по данным синхронных
измерений на ИСЗ Горизонт-21 и AMPTE/CCE в районе ГСО показано, что эффекты
ужесточения спектров ионов на L > 5 и выполаживания внешней кромки КТ во
время бурь взаимосвязаны (Ковтюх и др., 1991); эти результаты
свидетельствуют, что в процессах формирования КТ важную роль играют и
адиабатические механизмы.
Различия в характере и амплитуде буревых/суббуревых вариаций потоков
разных ионных компонент КТ определяются, в первую очередь, двумя
обстоятельствами: a) тем, что различные ионные компоненты имеют разные
источники и механизмы ускорения;

б) сильной зависимостью характерных времен жизни ионов от их массы и
заряда. Так,

по данным Горизонта-35 установлено, что для ионов, поступающих в
магнитосферу из одного источника (например, солнечных ионов He2+),
корреляция потоков с индексами геомагнитной активности лучше, чем для ионов
H+, поступающих как из солнечного, так и из ионосферного источников (Ковтюх
и Мартыненко, 1996a).
Рис. 3.3.2. Зарядовые распределения ионов кислорода с E = 1300 кэВ на
разных L (в 13 ч LT), построенные по данным AMPTE/CCE (Kremser et. al.,
1985) для периодов слабой и умеренной геомагнитной активности (Kp ( 4).
Цифры около пиков соответствуют Qi ионов. Пунктиром отмечены фоновые
уровни. Отрезками вдоль правой стороны рамочек указаны величины
статистических ошибок. Потоки ионов (шкала ординат) приведены на этом
рисунке в условных единицах: эти рисунки иллюстрируют изменение зарядового
состава ионов кислорода при изменении L, но не отражают реальных
соотношений потоков ионов с различными Qi.

На рис. 3.3.2 представлены зарядовые распределения ионов кислорода с E =
1300 кэВ на 4 < L < 9.2 по данным AMPTE/CCE (Kremser et. al., 1985). В этих
распределениях чётко выделяются ионосферная (Qi ( 1) и солнечная (Qi ( 6)
составляющие. Видно усиление

относительного влияния солнечного источника с ростом L.
Потоки ионов с промежуточными зарядами слабо изменяются с ростом Kp
(Kremser et. al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987; Kremser et al., 1988;
Christon et al., 1994).
В спокойные периоды на L > 8.5 потоки ионов He2+ превышают потоки ионов
He+ в диапазоне E/Qi 10300 кэВ, а с уменьшением L отношение потоков
He+/He2+ увеличивается и в максимуме КТ (L 46) ионы He+ доминируют над
He2+ (Kremser et al., 1993).
По результатам экспериментов на ИСЗ Горизонт-21 (Власова др., 1988a)
установлено, что зарядовые распределения ионов группы СNO (Qi = 2(6) с E/Qi
( 50(70 кэВ (локальный максимум в спектрах) испытывают в области ГСО очень
сложные и разнообразные вариации, зависящие от характера и уровня
геомагнитной активности (рис. 3.3.3). Эти распределения резко изменяются в
периоды активизации суббурь, но благодаря перезарядке ионов КТ на атомах
экзосферы очень быстро, гораздо быстрее, чем потоки и энергетические
спектры ионов, восстанавливаются к равновесному состоянию.
Рис. 3.3.3. Отношения потоков (Rj) ионов группы CNO с E/Qi ( 50(70 кэВ на
ГСО в зависимости от Qi ионов, построенные по данным ИСЗ Горизонт-21
(Власова др., 1988a). Эти данные получены во время умеренной бури 12(13
августа 1985. Числитель и знаменатель дробей около кривых соответствуют
периодам времени, отмеченным кружками на Dst(вариации. Темные кружки
соотвесттвуют измерениям в полночь, светлые ( в полдень.

В отличие от КТ, для АП (E/Qi 0.120 кэВ) концентрации и плотности
энергии ионов O+ на L ( 4 превышают протонные даже в спокойные периоды, а
во время бурь/суббурь потоки ионов O+ таких энергий могут превышать
протонные и на бСльших L; чем сильнее возмущение, тем шире диапазон L, в
котором наблюдается такое превышение (Lundin et al., 1980; Lennartsson et
al., 1981; Sharp et al., 1983; Shelley et al., 1985; Krimigis et al.,
1985). С ростом солнечной активности парциальные концентрации ионов O+ и
Hе+ таких энергий увеличиваются, причём в области ГСО концентрация ионов O+
возрастает более чем на порядок величины и хорошо коррелирует с потоками
солнечного ультрафиолета (Young et al., 1981; Lennartsson, 1989). Такой
эффект объясняется увеличением концентраций тепловых ионов O+, He+ и O2+ (в
связи с ионизацией и разогревом верхней атмосферы ультрафиолетом) на
высотах, доступных для эффективного действия авроральных ускорительных
механизмов.

3.3.2.2 Пространственные распределения частиц кольцевого тока

На рис. 3.3.4 представлены экспериментальные радиальные профили
концентраций и плотности энергии основных ионных компонент КТ, построенные
по данным ИСЗ AMPTE/CCE во время типичной сильной бури 4(7 сентября 1984
(maxDst 120 нТл).

Рис. 3.3.4. Радиальные зависимости плотности энергии и концентрации ионов с
E/Qi = 5.2315 кэВ по данным ИСЗ AMPTE/CCE во время главной фазы бури 5
сентября 1984 (Gloeckler and Hamilton, 1987).

В результате экспериментов на ИСЗ установлено, что КТ располагается в той
части геомагнитной ловушки, где локализована и б(льшая часть частиц РП.
Радиальные профили потоков частиц КТ имеют максимум (на Lm = 5.56.0 в
спокойные периоды и на Lm = 2.55.0 во время бурь), крутую внутреннюю и
более пологую внешнюю кромку. Середина внутренней кромки КТ примерно
совпадает с усредненным по местному времени (LT) положением плазмопаузы
(Frank, 1971; Smith and Hoffman, 1973, 1974).
Одиночные суббури усиливают лишь периферийную (L ( 68) область КТ и хотя
их потоки увеличиваются здесь в 510 раз, они быстро (в течение 12 ч)
восстанавливаются к стационарным уровням. Быстрое восстановление КТ
объясняется тем, что в таких событиях частицы инжектируются в довольно
узкий околополуночный сектор (LT 23 ч) и магнитный дрейф быстро (за
несколько периодов дрейфа вокруг Земли) размывает их по LT (вследствие
дисперсии дрейфовых скоростей по энергии).
На главной фазе бурь, которая сопровождается серией суббурь, горячая
плазма инжектируется в ловушку до L ( 24. При этом Lm уменьшается до 2.55.0
(в зависимости от силы бури), а внутренняя кромка КТ становится значительно
более крутой и узкой, по-прежнему совпадая с положением плазмопаузы: на
главной фазе бурь перекрытие КТ с плазмосферой обычно не превышает (L ( 0.5
(Frank, 1971; Smith and Hoffman, 1973, 1974; Fritz et al., 1974; Williams
and Lyons, 1974a, 1974b; Smith et al., 1976; Williams et al., 1976; Wygant
et al., 1998; Burke et al., 1998). Чем сильнее буря, тем ближе КТ подходит
к Земле (в среднем) и тем медленнее (в течение от 1 до 1015 дней) он
восстанавливается.
Для различных ионных компонент КТ амплитуда и фазовые портреты суточного
хода потоков во внешней области ловушки различны. Так, по данным AMPTE/CCE
на L 57 среднестатистический суточный ход потоков ионов кислорода и
углерода с Qi = 5 и 6

имеет максимум вблизи полуночи и минимум в полдень; для ионов с Qi = 1 и 2
на L 6 при Kp 24 суточный ход имеет максимум в полдень; для ионов с
промежуточными зарядами (Qi 3(4) при Kp 02 потоки практически не зависят
от LT (Kremser et al., 1988).
Во время бурь/суббурь концентрация горячей плазмы в околополуночном
секторе ГСО увеличивается от 0.4(2 до 2(5 см(3 (Borovsky et al., 1998). В
этой области потоки ионов, особенно ионов с Mi > 1, очень чувствительны к
изменениям уровня и характера геомагнитной активности и откликаются даже на
незначительную суббуревую активность.
В отличие от сердцевины ловушки (на L < 5), в области ГСО возрастание
потоков частиц во время бурь/суббурь охватывает широкий энергетический
диапазон (от нескольких кэВ до нескольких МэВ). По результатам
экспериментов на ИСЗ Горизонт-21 и Горизонт-35 установлено, что в области
ГСО потоки частиц КТ практически не коррелируют с Dst, но проявляется
довольно чёткая корреляция их с индексами AE и Kp (Ковтюх и Мартыненко,
1996a, 1996b; Ковтюх и Власова, 1996). Показано, что в этой области
вариации потоков ионов КТ управляются активными магнитосферными процессами
не только на фазе роста потоков, но и на фазе их спада (Ковтюх и др., 1990;
Ковтюх и Власова, 1996).
Такие различия связаны с тем, что в область, непосредственно примыкающую
к границе захвата (на L 67), частицы инжектируются практически
одновременно и в широком энергетическом диапазоне, а времена переноса
частиц больших и малых энергий на L < 5 различаются на несколько порядков
величины. Кроме того, следует иметь в виду, что во время типичных бурь
только небольшая доля частиц (с энергией ( нескольких сотен кэВ) имеет в
области ГСО устойчивые и замкнутые дрейфовые траектории; остальные частицы
дрейфуют по разомкнутым или неустойчивым траекториям.

3.3.2.2 Энергетические спектры и питч-угловые распределения частиц

кольцевого тока

Типичные энергетические спектры ионов КТ представлены на рис. 3.3.5. В
спокойные периоды спектры ионов КТ имеют глубокий минимум (провал) при E/Qi
( 20100 кэВ.
Рис. 3.3.5. Спектры ионов на L ( 4 (B/B0 ( 1) в спокойный период, во время
главной фазы (5 сентября 1984) и в начале фазы восстановления (6 сентября
1984) типичной сильной бури по данным AMPTE/CCE (Krimigis et al., 1985). На
этом рисунке потоки ионов He2+ и O2+ помножены на коэффициент. 10(2.

Этот провал сильнее всего выражен на L ( 4, а с увеличением L он
смещается в сторону меньших энергий и постепенно вырождается. Положение
этого провала определяется в основном ионизационными потерями ионов и
различается для разных ионных компонент.
Рис. 3.3.6. Энергетическая зависимость дифференциальной плотности энергии
ионов на L = 4(5 по данным ИСЗ

Explorer-45 для спокойного периода (9.30 UT) и во время главной фазы
типичной бури 24 февраля 1972 (Fritz et al., 1974). Цифрами у кривых
приведены последовательные значения времени (UT) измерения спектров.

Во время бурь ионы КТ инжектируются именно в эту энергетическую "нишу"
(см. рис. 3.3.6), частично или полностью заполняя её: потоки ионов таких
энергий возрастают во время бурь наиболее значительно и провал в спектрах
исчезает (см., например, (Smith and Hoffman, 1973, 1974; Kovtyukh et al.,
1975; Smith et al., 1976; Ковтюх и др., 1980; Krimigis et al., 1985;
Gloeckler and Hamilton, 1987)).
В спокойные периоды 75% полной энергии частиц в геомагнитной ловушке
приходится на протоны с Е 100400 кэВ (РП), а во время магнитных
активизаций 90% этой энергии приходится на ионы с E/Qi ( 10(200 кэВ (КТ) и
максимум дифференциальной плотности энергии КТ приходится на Е/Qi ( 30(80
кэВ (в зависимости от L) (Smith and Hoffman, 1973; Williams, 1981, 1985,
1987; Krimigis et al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987)).
В области ГСО энергетические спектры, как и ионный состав КТ, сильно
варьируют даже во время небольших геомагнитных возмущений (см., например,
(Geiss et al., 1978; Lennartsson et al., 1981; Sharp et al., 1983; Shelley
et al., 1985; Власова др., 1988a, 1988b; Ковтюх и др., 1995a, 1995b)). Так,
спектр протонов в диапазоне E ( 60120 кэВ на ГСО имеет очень близкую к
экспоненциальной форму (см. рис. 3.3.7) и во время типичной суббури
спектральный параметр E0 увеличивался в ( 2 раза (Власова и др., 1988a).
По наблюдениям на ГСО слабые и умеренные бури приводят к смягчению ионных
спектров в диапазоне от десятков до сотен кэВ, а во время достаточно мощных
бурь и суббурь спектры становятся жёстче (Власова др., 1988a; Ковтюх и
Мартыненко, 1995; Ковтюх и др., 1998, 1999). По данным ИСЗ Горизонт-35
показано, что в диапазоне E/Qi = 41133 кэВ на ГСО при Kp > 5 в спектрах
ионов H+, He2+ и O+ формируется "колено": плато при E/Qi < 80 кэВ и резкий
спад при бСльших энергиях (Ковтюх и др., 1998).

Рис. 3.3.7. Энергетические спектры протонов КТ, измеренные на ИСЗ Горизонт-
21 в спокойный период и во время умеренной (max(Dst( = 85 нТл) бури 27(28
февраля 1985 (Власова и др., 1988a). Тёмные точки отвечают измерениям в
полночь, светлые ( в полдень. Каждый спектр получен в результате усреднения
скоростей счёта за 34 мин.

Суббуревой эффект смягчения ионных спектров в области ГСО можно объяснить
механизмом диполизации магнитного поля: чем больше начальная энергия
частиц, тем скорее они покидают область ускорения и тем меньше
относительное приращение их энергии. Обратный эффект ( увеличение жёсткости
ионных спектров ( можно объяснить с помощью стохастических механизмов
ускорения ионов в магнитосферном хвосте.
Детального подобия спектров для различных ионных компонент КТ нет. Однако
часто наблюдается хорошее соответствие наиболее ярких структурных
особенностей в спектрах родственных по источнику ионов; например, в
спектрах ионосферных ионов O+ и He+ или солнечных ионов He2+ и O6+. Подобие
же спектров ионов различного происхождения весьма приблизительно и часто
нарушается.
Рис. 3.3.8. Энергетические спектры ионов H+ (кружки), He2+ (квадраты) и O+
(треугольники), измеренные в полуденном (11.30 ( 1.30 LT) секторе на ГСО
(Горизонт-35) 12(25 марта 1992 (Ковтюх и др., 1995b). В этот период
отмечались слабые и умеренные возмущения с Kp < 50: бури 16(17, 17(19 и
21(25 марта с maxDst = 53, 36 и 77 нТл соответственно.

Точное подобие (скейлинг) спектров двух различных ионных компонент
означает, что отношение их потоков при равных E/(i не зависит от E. Обычно
в качестве (i рассматривают Qi, Mi или 1 и для основных ионных компонент КТ
указанные отношения в среднем слабее всего зависят от энергии при (i = Qi
(см., например, (Krimigis et al., 1985; Gloeckler and Hamilton, 1987)).
Поэтому (а также в связи с особенностями ионных спектрометров) потоки и
спектры ионов КТ чаще всего приводятся по шкале E/Qi . Однако для различных
пар ионных компонент КТ, в различных энергетических диапазонах и точках
наблюдения, а также в зависимости от состояния магнитосферы параметры (i
могут существенно различаться, изменяясь в пределах от 1 до Mi. Так, по
данным AMPTE/CCE, усреднённым для спокойных условий, на L = 5(7 спектры
ионов O+ КТ круче спектров ионов Hе+ (Gloeckler and Hamilton, 1987).
В соответствии с результатами сравнительного анализа энергетических
спектров ионов, измеренных в разных экспериментах, наилучшее взаимное
соответствие формы спектров различных ионных компонент КТ в представлении
Е/Qi получается в период вблизи максимума солнечной активности (Ковтюх,
1999). Спектры ионов H+, He2+ и O+ КТ, измеренные в один из таких периодов
(на ИСЗ Горизонт-35), приведены на рис. 3.3.8.
Типичные питч-угловые распределения (ПУР) ионов КТ представлены на рис.
3.3.9.

В сердцевине КТ они имеют "нормальную" форму (или форму "пончика") с
максимумом при 0 = 90o (Williams and Lyons, 1974a, 1974b). С ростом энергии
частиц анизотропия ПУР на данной L-оболочке увеличивается. С увеличением L
в сердцевине ловушки анизотропия ПУР КТ уменьшается и в районе ГСО они
близки к изотропным, а на периферии ловушки ПУР КТ имеют форму "бабочки".
Рис. 3.3.9. Типичные ПУР ионов в сердцевине КТ (L = 4.6) и на его периферии
(L = 7.8), полученные по данным ИСЗ AMPTE/CCE (Sibeck et al., 1987). По оси
ординат ( скорости счета, по оси абсцисс ( экваториальный питч-угол частиц.



3.3.3 Механизмы формирования и распада кольцевого тока


3.3.3.1 Источники частиц кольцевого тока

В формировании ионного состава КТ важную роль играют как солнечный, так и
ионосферный источники горячей плазмы Это положение чётко прослеживается в
зарядовых спектрах ионов углерода и кислорода с E/Qi ( 1(300 кэВ и Qi от 1
до Zi (Gloeckler and Hamilton, 1987). Во время бурь/суббурь эти источник
активизируется.
Ускорение ионосферных ионов до нескольких десятков или сотен эВ
реализуется плазменной турбулентностью поперёк магнитного поля (Banks and
Holzer, 1969) на h < 1 тыс. км над авроральным овалом. Последующее
ускорение ионов до E/Qi 1020 кэВ (нижний энергетический порог КТ)
реализуется двойными электростатическими слоями (солитонами) (Антонова и
Тверской, 1979; Hultqvist, 1988; M(lkki and Lundin, 1994) или/и
низкочастотными флуктуациями поперечного электрического поля (Lundin et
al., 1990; Hultqvist, 1996) на высотах от 1 до 20 тыс. км (преимущественно
на h 710 тыс. км).

Солитоны могут быстро смещаться (осциллировать) вдоль силовых линий
магнитного поля, образуя локальные магнитные ловушки; при этом, по данным
ИСЗ Viking, ионосферные ионы H+, O+ и He+ могут ускоряться до 40 кэВ
(Lundin et al., 1987). Такие механизмы формируют ПУР типа "бимодальных
коников", часто наблюдаемые в авроральной области (M(lkki and Lundin, 1994;
Hultqvist, 1996); продольная энергия ионов в таких кониках ограничена снизу
и с ростом энергии угол раствора коника увеличивается. Эффективность этих
механизмов зависит от заряда и массы частиц.
С ростом солнечной активности увеличивается интенсивность
ультрафиолетового излучения, что приводит к увеличению скорости ионизации
верхней атмосферы и разогреву ионосферы. Это облегчает выход O+ и других
ионосферных ионов с Mi > 1 в магнитосферу и обеспечивает более
благоприятные условия для их ускорения. Компьютерное моделирование
показывает, что от минимума к максимуму солнечной активности потоки ионов
O+ горячей плазмы на авроральных широтах должны увеличиваться на порядок
величины (Cannata and Gombosi, 1989). Судя по данным ИСЗ AMPTE/CCE, такая
зависимость нелинейна и существует, по-видимому, некоторый порог по
интенсивности излучения, выше которого эта зависимость резко ослабляется.
Так, с начала 1985 до середины 1987 г. (в период солнечного минимума)
интенсивность излучения в линии F10.7 возросла всего на

20, а средние концентрации ионов O+ и O2+ с E/Qi = 1.5(300 кэВ увеличились
в 2.4 раза; с середины 1987 до конца 1988 г. (на фазе быстрого роста
солнечной активности) ультрафиолетовое излучение усилилось в 2.7 раз, а
средние концентрации ионов O+ и O2+ увеличились всего в 5(6 раз (Christon
et al., 1994).
Вдоль силовых линий магнитного поля ионосферные ионы, ускоренные над
авроральным овалом до E/Qi < 1020 кэВ, инжектируются в геомагнитную ловушку
(формируя АП), а также в ближний (центральный) плазменнный слой (ПС)
магнитосферного хвоста, где они смешиваются с солнечной плазмой. В
промежутках между суббурями ионосферные и солнечные протоны обобществляются
в ближнем ПС, доускоряются и перераспределяются по энергии в широком
энергетическом диапазоне (Е ( 0.1(100 кэВ); при этом их спектры
переформируются и сглаживаются (информация об источниках сохраняется только
в парциальных концентрациях ионов с Z > 1). Во время бурь/суббурь частицы
ближнего ПС инжектируются в геомагнитную ловушку, испытывая при этом
бетатронное ускорение. Значительная часть электронов в ходе инжекции из ПС
высыпается в конус потерь, вызывая диффузные и пульсирующие полярные
сияния. В отличие от электронов, б(льшая (( 90%) часть ионов удерживается в
силовых трубках и втягивается в ловушку.
Ионы буревого КТ приходят в ловушку из утренних областей ближнего ПС
(Sharp et al., 1983), где они имеют энергию Е/Qi < 17 кэВ и в основном
солнечное происхождение: средние значения отношения концентраций O+/H+
здесь примерно на порядок величины ниже, а отношение концентраций He2+/H+ (
несколько выше, чем в других областях ПС (Lennartsson et al., 1981; Sharp
et al., 1983). Вместе с тем, экспериментальные данные свидетельствуют о
значительных (более, чем на порядок величины) суббуревых вариациях
отношений концентраций O+/H+ и He2+/H+ в ближнем ПС (Lennartsson et al.,
1981; Sharp et al., 1983). Судя по этим вариациям, можно ожидать и больших
вариаций относительных вкладов ионосферного и солнечного источников в
полную энергию КТ.
По экспериментальным данным в спокойные периоды полное число ионов КТ
складывается в основном из протонов; во время геомагнитных возмущений
протоны обычно также доминируют в составе КТ (кратковременное доминирование
ионов O+ наблюдается только в конце главной фазы и в начале фазы
восстановления гигантских бурь). Хорошо согласующиеся друг с другом оценки
относительных вкладов ионосферного и солнечного источников в протонную
компоненту КТ получены в (Ковтюх, 2000c, 2000d) по данным GEOS-1, GEOS-2,
ISEE-1, SCATHA, AMPTE/CCE и AMPTE/IRM методом, учитывающим зависимость
эффективности ионосферного источника от заряда и массы ионов и законы
скейлинга ионных спектров.
Согласно этим вычислениям, в спокойном КТ большинство протонов (от 50 до
70%) имеют ионосферное происхождение и с уменьшением L доля солнечных
протонов монотонно понижается. Во время бурь КТ обогащается солнечными
частицами, и доля солнечных протонов в КТ приближается к соответствующей
величине в спокойном ПС ((50%). Вместе с тем, во время бурь и суббурь
увеличиваются поставки в КТ ионосферных ионов (преимущественно O+).
В отличие от внешних областей магнитосферы, на L = 3(5 расчётная
эффективность ионосферного источника для ионов He+ выше, чем для протонов,
что может указывать на существенное влияние плазмосферы на ионный состав КТ
в этой области. Преимущественное ускорение плазмосферных ионов He+ в районе
плазмопаузы может происходить в результате циклотронного резонанса.
При AE < 500 нТл эффективность солнечного источника ионов КТ значительно
меньше, чем ионосферного (особенно на L ( 6.6), а при AE > 500 нТл мощность
ионосферного источника увеличивается с ростом AE и подключается солнечный
источник, доминирующий при больших AE. Так, во время главной фазы
гигантской бури в феврале 1986 более 70% протонов с E ( 1( 315 кэВ
поступало на L = 3(7 из гелиосферы (Ковтюх, 2000c).
От минимума к максимуму солнечной активности КТ обогащается тяжёлыми
ионосферными ионами, особенно ионами O+, но при этом доля ионосферных
протонов в полном числе протонов КТ уменьшается (Ковтюх, 2000c).

3.3.3.2 Механизмы инжекции частиц в кольцевой ток

В отличие от РП, которые формируются в основном под действием флуктуаций
давления солнечного ветра (см. раздел 3.2), динамика КТ управляется
глобальным электрическим полем (Akasofu and Chapman, 1972).
Наиболее важными, ключевыми параметрами, контролирующими динамику КТ во
время главной фазы бурь, являются скорость солнечного ветра Vsw и величина
Bz южной компоненты межпланетного магнитного поля (ММП). Эти параметры
отвечают как за процессы перестройки магнитного поля во внешних областях
магнитосферы и проникновение в магнитосферу солнечной плазмы (управляются
Bz), так и за величину глобального электрического поля Eс: в экваториальной
плоскости средняя величина (Eс( = Vsw Bs.
Благодаря резкому усилению поля Eс на главной фазе бури (во время
суббурь), а также благодаря диполизации магнитного поля (сокращения силовых
линий в ближней области магнитосферного хвоста) в эти периоды из ПС в
геомагнитную ловушку инжектируется большое количество заряженных частиц,
формирующих асимметричный КТ. Посредством биркеландовских токов, текущих
вдоль магнитных силовых линий, асимметричный КТ тесно связан с ионосферными
токовыми системами. В результате формируется единая магнитосферно-
ионосферная система токов и электрических полей, которые способствуют
симметризации КТ в течение 1(3 ч (Tverskoy, 1970).
Косвенные проявления азимутальной асимметрии КТ наблюдались во многих
спутниковых экспериментах. Так, во время бурь значительно возрастает
азимутальная асимметрия депрессии магнитного поля (B: вечером (B больше,
чем утром (Sugiura and Poros, 1973). Небольшая асимметрия, связанная с
асимметрией дрейфовых траекторий частиц и с диссипативными процессами в
ловушке, характерна даже для спокойного КТ. Однако значительная
азимутальная асимметрия КТ может развиваться только во время главной фазы
бурь и для прямых оценок её величины необходимо проводить одновременные
измерения потоков КТ в нескольких (разнесённых по LT) точках одной и той же
дрейфовой оболочки. По данным одного спутника частичное разделение
временн(го и пространственного эффектов нестационарного КТ возможно только
при очень благоприятном стечении обстоятельств. Такое разделение впервые
было проведено по данным Молнии-1 (с привлечением данных авроральных и
субавроральных магнитных обсерваторий); по этим данным получены
количественные оценки азимутальной асимметрии КТ на главной фазе бури
(Kovtyukh et al., 1976; Лазарев и др., 1977). Радиальные профили КТ в
дневном и ночном секторах LT, приведенные в (Frank, 1970) по данным OGO-3,
относятся к разным суббурям и по ним нельзя судить о долготной асимметрии
КТ. На периферии ловушки асимметричная инжекция частиц из ПС проявляется в
эффекте "дрейфового эха": на ГСО наблюдаются постепенно затухающие
кратковременные всплески потоков с периодом дрейфа частиц данной энергии
вокруг Земли.
В классической концепции буря представляется как суперпозиция серии
суббурь (Akasofu and Chapman, 1972), что отражено в их названии. Однако
более полные исследования, проведенные в последние десятилетия,
свидетельствуют о неуниверсальности такого представления (см., например,
(Gonzalez et al., 1994)): во время суббурь среднее магнитосферное
электрическое поле в 2(3 раза меньше, чем во время бурь. Флуктуации этого
поля значительно увеличивают скорость радиального переноса и эффективность
ускорения частиц в ловушке, причём эти процессы играют в механизме развития
бури обычно не менее, а иногда и значительно более важную роль, чем
суббуревые инжекции плазмы.
По данным ИСЗ во время суббурь в околополуночной области авроральной
магнитосферы генерируются вихревые электрические поля с напряжённостью до (
15(30 мВ/м (Shepherd et al., 1980; Wygant et al., 1998), которые связаны с
быстрым (в течение ( 1(2 мин) переформированием магнитного поля и могут
ускорять ионы до сотен кэВ (Pellinen and Heikkila, 1978; Lopez et al.,
1989; Gonzalez et al., 1989). Однако влияние этих полей на динамику частиц
КТ (в целом) во время бурь невелико (Harel et al., 1981). Значительные
суббуревые вариации потоков частиц с энергией более нескольких десятков кэВ
имеют место только в узком околополуночном секторе ((LT ( 2(3 ч), а
последующий дрейф частиц приводит, вследствие дисперсии дрейфовых скоростей
по энергии, к быстрому (в течение десятков минут) восстановлению потоков к
квазистационарным уровням (см., например, (Baker and McPherron, 1990)).
С другой стороны, суббури являются, по-видимому, необходимым условием
формирования симметричного буревого КТ. Так, на обс. Иркутск (L = 2) во
время сильной (max

Dst = 120 нТл) бури 18(19 октября 1995 наблюдались редкие для таких широт
очень сильные возмущения ионосферы и магнитного поля (Золотухина и др.,
1999). В результате анализа геомагнитных пульсаций, вариаций магнитного
поля, а также параметров ионосферы и солнечного ветра в этой работе
показано, что причиной указанных аномальных явлений были не суббури, а
перенос частиц ПС вплоть до L ( 2 в условиях квазистационарной конвекции.
Оценки разности потенциалов электрического поля конвекции поперек
магнитосферы, приведенные в этой работе, укладываются в диапазон 200 ( 50
кВ, который, согласно модельным расчётам (Chen et al., 1994), обеспечивает
конвективное проникновение частиц ПС до L ( 2 (и ускорение их до 30(160
кэВ). Однако, судя по быстрой (( 18 ч) фазе восстановления во время этой
бури горячая плазма не удерживалась геомагнитной ловушкой и возвращалась в
ПС, что не противоречит модельным расчётам для бурь такого типа (см.,
например, (Takahashi et al., 1991)).
Кратковременные периоды суббуревой активности не приводят к значительному
усилению КТ и развитию бури; только продолжительная авроральная активность
достаточно сильно "разогревает" ионосферу, что обеспечивает поставки
необходимого количества горячей плазмы в КТ (Gonzalez et al., 1994). Это
связано с тем, что в периоды повышенной авроральной активности плотность
энергии ионов H+ и He2+ в ближнем ПС увеличивается скачком (во время
взрывной фазы суббурь), а потоки ионов O+ возрастают более плавно и для
накопления значительной энергии в этой компоненте требуется гораздо больше
времени (Daglis and Axford, 1996). Математическое моделирование показывает,
что обогащение горячей плазмы ионами O+ приводит к усилению бури в
результате более глубокой инжекции частиц с большей средней энергией
(Wodnicka, 1991).
Сильные магнитные бури имеют продолжительную главную фазу (> 20 ч) или
развиваются в две стадии: в начале фазы восстановления первой бури
развивается следующая буря (Gonzalez et al., 1989; Kamide et al., 1998;
Chen et al., 2000). Так, из 1200 сильных бурь, рассмотренных в (Kamide et
al., 1998), более половины имели две стадии. Двустадийные бури развиваются
при наличии двух близких интервалов с большой южной компонентой ММП; при
этом интервал инжекции продлевается, что приводит к более глубокому
проникновению КТ в ловушку. По-видимому, необходимые условия для более
значительного усиления КТ на второй стадии обеспечиваются благодаря
уплотнению горячей плазмы во внешней части ловушки и в ближнем ПС на первой
стадии таких бурь (Chen et al., 1994; Jordanova et al., 1998; Ebihara and
Ejiri, 1998; Chen et al., 2000). Такое уплотнение внешней части КТ и ПС
может вызываться также активизацией ионосферного источника горячей плазмы
или/и прохождением у границ геомагнитосферы сгустков плазмы (20(30 см(3)
солнечного ветра (магнитных облаков) в периоды, когда ММП направлено на юг.


3.3.3.3 Электрические поля и конвекция частиц кольцевого тока

После инжекции в ловушку ионы КТ конвектируют в скрещенных магнитном и
электрическом (Eс) полях. По данным ИСЗ внутренняя граница области
конвекции (альвеновский слой) примерно совпадает с положением плазмопаузы и
внутренней кромкой КТ (Burke et al., 1998). Конвекция проявляется также в
особенностях буревой пространственно-энергетической структуры потоков ионов
("носовые" структуры) в сердцевине геомагнитной ловушки (Smith and Hoffman,
1974; Kistler et al., 1989; Jordanova et al., 1999), в суточном ходе
основных параметров ионного КТ (концентрации, плотности энергии, форме
спектров, ионном составе) на ГСО (Ковтюх и др., 1995b, Ковтюх и Мартыненко,
1995, 1996b; Ковтюх и др., 1998) и во многих других экспериментальных
данных.
Реальное поле конвекции неоднородно и быстро, особенно в периоды
магнитных активизаций, изменяется. Согласно прямым измерениям на L ( 3(7
вблизи экваториальной плоскости Eс ( 0.1(0.2 мВ/м в спокойные периоды и (
1(10 мВ/м во время бурь (Maynard et al., 1983; Baumjohann et al., 1985;
Rowland and Wygant, 1998; Wygant et al., 1998). При этом разность
потенциалов между утренним и вечерним флангами магнитосферы изменяется от
20 до ( 150(200 кВ (Tverskoy, 1970; Pellinen et al., 1982; Sauvaud et al.,
1987). Во время бурь Eс нарастает от внешней к внутренней кромке КТ, причём
максимум Eс, максимальное усиление потоков КТ и максимальное ослабление
магнитного поля совпадают по L; этот эффект наиболее чётко выражен в
вечернем секторе и проявляться уже при Kp = 3(4, усиливаясь с ростом Kp
(Rowland and Wygant, 1998; Korth et al., 2000). Так, во время гигантской
бури 24 марта 1991 (max(Dst( ( 300 нТл) это поле проникало до L ( 2 и
достигало 8 мВ/м, а на L > 4 оно не превышало 1(2 мВ/м; в конце главной
фазы этой бури максимальная депрессия магнитного поля в ловушке, связанная
с КТ, составляла 350 нТл и локализовалась на L = 2.4 ( там же, где и
максимум Eс и давления КТ (Wygant et al., 1998).
При усилении электрического поля энергетический диапазон частиц,
вовлечённых в конвекцию, расширяется. Так, во время бури 24 марта 1991 в
конвекцию вовлекались частицы с энергией от 1(5 до ( 300 кэВ (Wygant et
al., 1998).
Электрическое поле конвекции сильно флуктуирует (с удалением точки
наблюдения от Земли амплитуды этих флуктуаций увеличивается и в ближнем ПС
она достигает величины среднего поля или даже превышают эту величину).
Поэтому гладкие кривые, которыми принято изображать траектории частиц в
классической теории конвекции, отвечают средним характеристикам потоков.
В некоторых областях магнитосферы и в определённые периоды времени (в
околополуночном секторе авроральной области во время взрывной фазы суббури
и в околополуденном секторе во время сильных поджатий магнитопаузы)
вихревые поля могут значительно превышать поле конвекции. Кратковременное
(в течение нескольких минут) суббуревое возрастание вихревого поля до 20
мВ/м в полуночном секторе наблюдалось даже на L = 3.5(6.5 (Wygant et al.,
1998). Такие поля вызывают быстрые локальные вариации потоков частиц, но в
ходе дрейфа частиц эти вариации сглаживаются и усреднённые пространственно-
энергетические распределения КТ хорошо описываются моделями конвекции (см.,
например, (Kistler et al., 1989; Christon et al., 1994; Jordanova et al.,
1999)).

3.3.3.4 Механизмы потерь энергии кольцевого тока

Последующее затухание КТ (на фазе восстановления бури) связано с двумя
процессами: ионизационными потерями и питч-угловой диффузией частиц в конус
потерь в результате циклотронной неустойчивости КТ. Основной вклад в
ионизационные потери ионов буревого КТ вносит перезарядка на атомах
экзосферы (для ионов КТ вклад кулоновского торможения надо учитывать только
во время медленной фазы восстановления очень сильных, с max(Dst( > 200 нТл,
бурь). В спокойные периоды времена жизни ионного КТ определяются
перезарядкой, а на фазе восстановления типичных бурь - перезарядкой и
циклотронной неустойчивостью КТ. Электронная компонента КТ затухает в
основном под действием циклотронной неустойчивости.
Характерное время перезарядки ионов с энергией E и питч-углом (0 = 90o

(ce = (nH(cev)(1,

где nH(r) ( концентрация атомов водорода (основной компоненты экзосферы на
высотах КТ), (ce ( сечение перезарядки и v ( скорость ионов. Это время
зависит от энергии, заряда и массы ионов (входят в (ce), а также от
экваториального питч-угла ионов (при (0 ? 90o концентрация nH усредняется
по осцилляциям ионов вдоль магнитных силовых линий).
Для частиц КТ сечение перезарядки ионов с захватом электрона и
уменьшением Qi

значительно больше сечения обратного процесса (перезарядки ионов с потерей
электрона и увеличением Qi). Для группы ионов с одинаковой массой и разными
зарядами сечение перезарядки с захватом электрона тем больше, чем больше Qi
(для обратного процесса - наоборот). При E/Mi > 10(30 кэВ (в зависимости от
вида ионов) для перезарядки с захватом электрона (ce быстро увеличивается,
а для перезарядки с потерей электрона - уменьшается с ростом энергии
частиц.
Процессы перезарядки ионов КТ в сердцевине ловушки хорошо прослеживается
по экспериментальным данным. Так, параметры наблюдаемого в спокойные
периоды на L < 5 провала в ионных спектрах КТ при E/Qi ( 20100 кэВ ( его
глубина, форма и положение по энергетической шкале на разных L ( хорошо
согласуются с расчётными значениями, полученными с учётом баланса процессов
обновления частиц в ловушке и процессов перезарядки ионов (Kistler et al.,
1989; Kremser et al., 1993; Fok et al., 1995). В спокойные периоды эволюция
спектров ионов He+ и He2+ по L полностью описывается процессами
бетатронного ускорения и перезарядки ионов (Kremser et al., 1993).
Перезарядка ионов кислорода и углерода наиболее убедительно проявляется в
распределениях по Qi. Так, из рис. 3.3.2 видно, что в буревых/суббуревых
распределениях ионов кислорода с E/Qi = 1300 кэВ на L = 67 ионосферная (O+)
и солнечная (O6+) компоненты разделены глубоким провалом, а в спокойных
условиях этот провал заполняется в результате процессов перезарядки.
В солнечном ветре распределение ионов кислорода по зарядам имеет резкий
максимум при Qi = 6, а ионы углерода более равномерно распределены по Qi.
Поэтому по мере

углубления солнечных ионов в геомагнитную ловушку для кислорода суммарная
концентрация уменьшается быстрее, чем для углерода ((ce увеличивается с
ростом Qi). Это проявляется и в суточном ходе отношения концентраций ионов
C6+/C5+ и C/O (Qi ( 4) в области ГСО, наблюдаемом по данным ИСЗ AMPTE/CCE:
днём ГСО пересекает более глубокие L и [C]/[O] больше, а [C6+]/[C5+]
меньше, чем ночью (Christon et al., 1994).
Для распределений ионов КТ с большими Mi и Qi влияние перезарядки
простирается дальше от Земли, чем для лёгких малозарядных ионов. Так, по
данным ИСЗ Горизонт-21 и Горизонт-35 спокойный суточный ход потоков ионов
H+ и (NO)2+ КТ на ГСО описывается адиабатической моделью (учитывающей
отклонения магнитного поля от дипольного и пренебрегающей перезарядкой), но
ионы (CNO)4+ и He2+ не укладывается в рамки такой модели (Власова и др.,
1989a, 1989b; Ковтюх и др., 1995b; Ковтюх и Мартыненко, 1996a).
По данным ИСЗ AMPTE/CCE, в ближней области геомагнитной ловушки затухание

потоков ионов He+ и He2+ с E/Qi 10300 кэВ, связанное с перезарядкой,
уравновешивается поставками частиц из ПС, а во внешней части ловушки
перезарядкой этих ионов в процессах их радиального переноса и потерь можно
пренебречь; в спокойные периоды и

во время слабой магнитной активности граница между этими областями
приходится на

L = 57 (чем больше Qi и энергии частиц, тем меньше L), а во время бурь она
смещается к Земле (Kremser et al., 1993). Смещение этой границы к Земле во
время геомагнитных возмущений - общее правило для всех ионных компонент КТ.
Анализ данных ИСЗ AMPTE/CCE, полученным за 46 месяцев наблюдений,
показывает, что в области ГСО ионы Hе+ квазистационарного КТ являются в
основном продуктом

перезарядки солнечных ионов Hе2+ (Kremser et al., 1993). Этот вывод
подтверждается тем, что спектры ионов Hе+ и Hе2+ в районе ГСО очень близки
друг к другу по форме при E/Qi 30100 кэВ, т.е. в том диапазоне, где
ce(Hе2+) слабо зависит от энергии. На основании этого результата, с учётом
зависимостей (ce(E) для различных ионных компонент КТ и

зависимости от Qi времён радиального переноса ионов можно объяснить
известный

экспериментальный факт: в спокойных условиях на ГСО спектры ионов O+ КТ
круче спектров ионов Hе+ (см. (Ковтюх, 1999a)).
В результате перезарядки ионов с Qi > 1 образуются "вторичные" ионные
компоненты КТ (например, ионы O4+ и O5+ из ионов O6+), распределения
которых существенно отличаются от "первичных". Поскольку времена
перезарядки много больше времён суббурь, вариации распределений "вторичных"
ионных компонент гораздо медленнее и слабее "первичных", отражая изменения
средних уровней концентрации последних.
В результате перезарядки ионов КТ с захватом электронов и полного
восстановления электронных оболочек образуются энергичные атомы, величина и
направление скорости которых очень близки к соответствующим величинам
первичных ионов КТ. Такие атомы регистрировались на многих ИСЗ (см.,
например, (Hovestadt and Scholer, 1976; Roelof et al., 1985; Bishop, 1996;
Lui et al., 1996; Henderson et al., 1997; Jorgensen et al., 2000);
проводились даже измерения их состава по Z (Lui et al., 1996). Показано,
что величина их потоков коррелирует с Dst и со скоростью восстановления КТ
(Roelof et al., 1985; Henderson et al., 1997; Jorgensen et al., 2000).
Наблюдались всплески таких потоков, коррелирующие с суббуревой активностью
(Henderson et al., 1997; Jorgensen et al., 2000).
Энергичные атомы, скорости которых направлены к Земле, могут терять
электроны, захватываться магнитным полем и формировать на L < 3 "вторичный"
КТ. Так, в (Mizera and Blake, 1973) представлены измерения потоков и
спектров ионов с E > 12.4 кэВ и показано, что их спектр на малых высотах,
трансформированный перезарядкой, хорошо согласуется (по форме и величине
потоков) со спектром ионов в источнике на L > 4. Модельные потоки
"вторичного" КТ j < 30 (см2(с(ср(кэВ)(1 и очень слабо зависят от E и L
(Bishop, 1996).
Таким образом, ионизационные потери (в основном перезарядка) ионов играют
важную роль в процессах формирования КТ и поддержания его
квазистационарного состояния. Вместе с тем, во многих исследованиях (см.,
например, (Coroniti et al., 72; Williams and Lyons, 1974a, 1974b; Williams
et al., 1976; Kozyra et al., 1997)) указывалась, что ионизационные потери
недооценивают диссипативные процессы в КТ и необходимо учитывать также,
особенно во время бурь, циклотронную неустойчивость КТ. Так, по данным
Explorer-45 характерное время жизни ионов КТ (без разделения по зарядам и
массам) уменьшается с ростом E и L (Williams et al., 1976), что согласуется
с механизмом циклотронной неустойчивости и противоречит механизму
перезарядки.
Циклотронная неустойчивость КТ развивается только при достаточно большой
величине положительной анизотропии и достаточно высоких уровнях потоков
частиц (Kennel and Petschek, 1966; Тверской, 1967). Критические для
циклотронной неустойчивости уров-ни интегральных потоков, при достижении
которых развивается сильная питч-угловая диффузия и угловые распределения
полностью (включая конус потерь) изотропизуются,

J(>ER) = 1011L(4 (см(2с(1),

где ER ( резонансная энергия (Kennel and Petschek, 1966). Для протонов

ERp = 2.4ћ10(3 B2/Np(A + 1)A2,

для электронов

ERe = 2.4ћ10(3 B2/NeA(A + 1)2,

где Np и Ne - полные концентрации протонов и электронов (в плазмосфере
основной вклад в эти величины вносят частицы холодной плазмы), A (
показатель анизотропии (J ( sinA(0). Если [B] = нТл и [N] = см(3, то [ER] =
кэВ. Эти теоретические положения подтверждается экспериментальными данными
(Mozer, 1972; Ковтюх и др., 1977a). Так, для L от 5 до 7 были построены
зависимости критических потоков протонов от параметра, характеризующего
крутизну их спектров; сравнение этих зависимостей с данными ИСЗ Молния-1
подтверждает (в пределах методических погрешностей) приведенные выше
значения критических потоков протонов КТ и показывает, что на L > 6 потоки
протонов КТ близки к критическим значениям даже в спокойные периоды (Ковтюх
и др., 1977a).
Развитие циклотронной неустойчивости зависит также от ионного состава КТ
и плазмосферы (Jordanova et al., 1996; Kozyra et al., 1997). Даже небольшие
примеси ионов с

Mi > 1 существенно (в 3 раза) уменьшают параметр ER КТ (Jordanova et al.,
1996).
Для ионного КТ наиболее важны кинетические неустойчивости на двух
циклотронных модах: электромагнитной (Kennel and Petschek, 1966; Тверской,
1967) и электростатической (Coroniti et al., 1972). При развитии
электромагнитной ионно-циклотронной неустойчивости генерируются волны,
распространяющиеся вдоль магнитных силовых линий (альвеновские волны)
(Kennel and Petschek, 1966; Тверской, 1967). При развитии
электростатической ионно-циклотронной неустойчивости генерируются волны,
распространяющиеся под углом к магнитному полю (Coroniti et al., 1972).
Частота этих волн близка к гирочастоте (0.1(5 Гц), длина - к гирорадиусу
резонансных частиц. Периоды этих волн укладываются в диапазоны Pc 1 (0.2(5
с) и Pc 2 (5(10 с).
В результате взаимодействия с циклотронными волнами питч-угловые
распределения частиц КТ изотропизуются; при этом частицы попадают в конус
потерь и высыпаются в атмосферу (Kennel and Petschek, 1966; Тверской,
1967). Характерные времена высыпания частиц КТ в атмосферу под действием
циклотронной неустойчивости (L,E) ( Tb(L,E)[B0(L)/b]2, где Tb ( период
осцилляций частицы, B0 ( индукция поля в вершине силовой линии и b 1 нТл (
амплитуда циклотронных волн. Для ионов КТ эти времена составляют от
десятков минут до десятков часов, т.е. по порядку величины совпадают с
характерными временами перезарядки, причём, как и в механизме перезарядки,
для ионов O+ эти времена получаются в несколько раз больше, чем для ионов
H+.
В предельном режиме сильной питч-угловой диффузии, когда потоки частиц
близки к критическим и анизотропия A ( 0, время жизни частиц КТ в дипольной
ловушке

0 = a L4 E(1/2,

где a = 8.41ћ10(3 для электронов и 0.36 Mi1/2для ионов, [0] = мин и [E] =
кэВ (Kennel and Petschek, 1966).
Энергетическая диффузия ионов, вызываемая циклотронной неустойчивостью,
намного слабее (медленнее) питч-угловой диффузии. Она приводит к
сглаживанию нерегулярностей (максимумов и минимумов) в спектрах ионов КТ,
но практически не влияют на среднюю крутизну спектров в широком
энергетическом диапазоне (см., например, (Kistler et al., 1989)). По
сравнению с ионами, для электронов энергетическая диффузия идёт гораздо
быстрее и приводит к существенному смягчению их спектров.
Теория циклотронной неустойчивости КТ хорошо подтверждается
многочисленными экспериментальными данными. Так, по данным ИСЗ Молния-1
установлены корреляционные зависимости между динамикой потоков и
анизотропией питч-угловых распределений протонов КТ и на этой основе, с
привлечением наземных данных, локализована по E и L область генерации
когерентных электромагнитных пульсаций ("жемчужин") в диапазоне Рс 1
(Kovtyukh et al., 1975; Ковтюх и др., 1975).
По данным Freja, во время главной фазы бури циклотронные волны диапазона
Pc 1 с частотой меньше гирочастоты ионов O+ наблюдались на L = 2(3 (в
предполуночном секторе), а на фазе восстановления бури область генерации
этих волн смещалась на L ( 4 (Braysy et al., 1998). В соответствии с
результатами наземных наблюдений, эти волны появлялись только в конце фазы
восстановления бури.
Поскольку во внешней части КТ (на L 57) потоки протонов и электронов с
энергиями от нескольких десятков до нескольких сотен кэВ близки к
критическим уровням (Mozer, 1972; Ковтюх и др., 1977a), их питч-угловые
распределения почти изотропны (Lyons and Williams, 1984). С другой стороны,
потоки многозарядных ионов солнечного происхождения не достигают
критических уровней и могут иметь в этой области сильно анизотропные
распределения. С этим обстоятельством можно связать более плавный характер
и небольшую по сравнению с потоками ионов группы CNO амплитуду
долговременных (с периодом ( 1 месяца) вариаций потоков протонов и
электронов КТ в районе ГСО (Ковтюх и др., 1990; Ковтюх и Власова, 1996).
Теория циклотронной неустойчивости КТ подтверждается также одновременными

измерениями потоков и спектров частиц КТ и электромагнитных волн во время
бурь на ИСЗ Explorer-45 и других спутниках (см., например, (Williams et
al., 1976)).
Электромагнитные циклотронные волны наиболее эффективно генерируются на
внутренней кромке КТ (в районе вечернего выступа плазмопаузы), а
электростатические волны ( в районе максимума и на внешней кромке КТ
(Coroniti et al., 1972), что подтверждается наблюдениями питч-угловых
распределений ионов (Williams and Lyons, 1974a, 1974b), широтными профилями
потоков высыпающихся ионов (S(raas, 1972) и положением среднеширотных
красных дуг (SAR) (Williams et al., 1976; Kozyra et al., 1997).
В результате развития циклотронной неустойчивости в области вечернего
выступа плазмосферы формируется азимутальная асимметрия внутренней кромки
КТ на фазе восстановления бурь (Ковтюх и др., 1978; Беспалов и др., 1990);
чем меньше энергия частиц, тем больше влияние питч-угловой диффузии на
долготную асимметрию потоков КТ.
Циклотронная неустойчивость КТ в районе плазмопаузы ( основная причина
совпадения внутренней кромки ионного КТ с усреднённым по LT положением
плазмопаузы на фазе восстановления бурь, когда плазмопауза постепенно
сдвигается от Земли и наползает на КТ; такой эффект наблюдался на многих
ИСЗ (Frank, 1971; Smith and Hoffman, 1974; Williams et al., 1976; Burke et
al., 1998). Во время суббурь и на главной фазе бурь совпадение внутренней
кромки КТ с плазмопаузой объясняется экранированием поля конвекции.
Некоторый вклад в распад КТ на фазе восстановления бурь могут вносить
также быстрые магнитозвуковые волны (Horne et al., 2000).
Кроме циклотронных, в геомагнитной ловушке генерируются гидромагнитные
волны более низких частот (в диапазонах Pc 3(5). Эти волны не оказывают
значительного влияния на равновесие КТ в целом, но могут вызывать большие
кратковременные (от нескольких десятков минут до нескольких часов)
квазипериодические вариации потоков частиц во внешней части ловушки. При
определённых условиях такие волны могут вступать в

резонанс с ионами КТ и формировать локальные особенности в их
распределениях. Так, по данным ИСЗ Горизонт-35 обнаружено, что во время
сильных магнитных возмущений в спектрах ионов H+, He2+ и O+ может
формироваться узкий пик при E/Qi ( 130 кэВ; всем основным особенностям
такого эффекта удовлетворяет дрейфово-зеркальная неустойчивость КТ;
показано, что в области ГСО складываются наиболее благоприятные условия для
взаимодействия ионов КТ с дрейфовыми волнами (Ковтюх, 1998).
Расчётные времена затухания КТ, учитывающие перезарядку и высыпание
ионов, соответствуют продолжительности фазы восстановления бурь и
составляют от 1 до 1015 дней (в среднем тем больше, чем больше maxDst).
Электронная компонента КТ затухает гораздо быстрее в результате развития
сильной питч-угловой диффузии электронов.
Для типичных бурь расчётные скорости затухания ионного КТ, связанные с
перезарядкой и циклотронной неустойчивостью, примерно одинаковы. Но при
этом следует учитывать, что с уменьшением потоков ионов КТ режим генерации
циклотронных волн может поддерживаться только за счёт роста анизотропии
потоков, который обеспечивается благодаря процессам перезарядки ионов
(Ковтюх и др., 1975). Поэтому при анализе основных закономерностей
затухания КТ на фазе восстановления типичных бурь можно ограничиться
рассмотрением перезарядки ионов, усредняя (ce по E и (0 частиц КТ.
Время жизни [pic] ионного КТ (как целого), связанное с перезарядкой,
определяется двумя конкурирующими эффектами: а) с уменьшением L
концентрация атомов экзосферы (nH) растёт и времена жизни ионов КТ
уменьшаются; б) чем ближе КТ подходит к Земле, тем больше средняя энергия
составляющих его ионов (бетатронное ускорение) и больше времена их жизни (с
ростом энергии частиц сечение перезарядки (ce уменьшается). При достаточно
быстром уменьшении (ce с ростом E второй эффект будет доминировать.
Точки отражения большинства ионов КТ лежат при (m < 30o. В этих пределах
изменением nH вдоль магнитных силовых линий можно пренебречь, nH ( L(4, (v(
( L(3/2 и при E/Mi > 10 кэВ ((ce( ( (E((m ( L3m (Claflin, 1970; Smith et
al., 1976; Phaneuf et al., 1978). Следовательно, на данной L характерное
время перезарядки большей части ионов КТ

[pic].

Для различных ионных компонент КТ величины [pic] существенно различаются.
Так, для ионов группы CNO с Qi = 1 она значительно меньше, чем для
протонов.
В ходе распада КТ под действием перезарядки ионный состав, спектры и ПУР
КТ изменяются и величины [pic] непрерывно эволюционируют. Эта эволюция
существенно различается на разных L. Поэтому уменьшение полной энергии КТ
на фазе восстановления бурь, связанное с перезарядкой ионов, не описывается
экспоненциальным законом.
При m > 11/6 ( 2 время [pic] увеличивается, а при меньших m - уменьшается
с уменьшением L. Для протонной компоненты КТ m > 2 и (m( ( 3.5 (m ( 2.6 при
E ( 30(80 кэВ и m ( 4.3 при E > 80 кэВ (Claflin, 1970). Поэтому для бурь с
maxDst < 200 нТл, когда основной вклад в энергию КТ вносят протоны, фаза
восстановления тем дольше, чем глубже КТ внедряется в ловушку. Однако на
главной фазе и в начале фазы восстановления более сильных бурь основной
вклад в энергию КТ могут вносить ионы O+, для которых m ( 0.6 при E > 20
кэВ (Phaneuf et al., 1978; Fok et al., 1995), и эффект обратной: чем глубже
КТ внедряется в ловушку, тем быстрее вымирают ионы O+.
Поэтому начальную быструю стадию фазы восстановления очень сильных бурь
можно связать с распадом кислородной компоненты КТ, а последующую медленную
стадию ( с распадом протонной компоненты КТ. Более полный анализ
показывает, что экспериментальные данные, полученные во время сильных бурь,
лучше согласуются с расчётами в предположении, что на быстрой стадии распад
КТ определяется перезарядкой ионов O+ и циклотронной неустойчивостью КТ, а
на медленной стадии перезарядка становится основным механизмом потерь
(Jordanova et al., 1996, 1999; Kozyra et al., 1997; Kozyra et al., 1998;
Daglis et al., 1999).
В качестве механизмов быстрой стадии фазы восстановления гигантских бурь
рассматривались также быстрый распад внутренней части токового слоя
магнитосферного хвоста (Alekseev et al., 1996) и внезапный поворот ММП на
север в конце главной фазы бури, что может приводить к обращению
электрического поля конвекции и выталкиванию КТ из внешних областей ловушки
(Ebihara and Ejiri, 1998).

3.3.4 Магнитное поле кольцевого тока

В соответствии с расчётами (Chapman and Ferraro, 1930; Akasofu and Chapman,
1961) для магнитного поля КТ по данным ИСЗ установлено, что вблизи
экваториальной плоскости ослабление магнитного поля ловушки во время бурь
максимально на L ( 2.5(3.5, где

локализован максимум плотности энергии КТ, и не зависит от L в области
между внутренней кромкой КТ и поверхностью Земли, а на L ( 6(7 (на внешней
кромке КТ) поле немного усиливается (Hoffman and Bracken, 1965; Sugiura and
Poros, 1973).
Для отношения давления Pp плазмы к давлению Pm магнитного поля в
максимуме буревого КТ с типичной шириной внутренней кромки ((L ( 0.1(Lm)
получено следующее теоретическое выражение (Тверской, 1997):

Pp /Pm = 1.3/Lm.

По данным ИСЗ Интеркосмос-17 положение максимума Lm в радиальном профиле
плотности энергии КТ связано с Dst следующим соотношением (Kuznetsov,
1996):

Dst (нТ) ( 3.1ћ103Lm(2.73.

По современным представлениям, кроме КТ в Dst вносят вклад и другие токи
(см. раздел 3.1). В линейном приближении для дипольной ловушки вклад в Dst
симметричного КТ (в спокойные периоды и на фазе восстановления бурь) и
связанных с ним индукционных (в земной коре) токов составляет

[pic](нТ) ( ( 4(10(30 W (кэВ),

где W(t) ( суммарная кинетическая энергия всех частиц КТ (Dessler and
Parker, 1959; Akasofu and Chapman, 1961; Sckopke, 1966; Ebihara and Ejiri,
1998). С учётом энергии магнитного поля КТ (нелинейное обобщение) [pic]
увеличивается на ( 10(15% (Sckopke, 1972; Carovillano and Siscoe, 1973).
Это соотношение учитывает ток, связанный с магнитным дрейфом частиц
(направлен на запад), и диамагнитные токи, связанные с радиальными
градиентами КТ (направлены на запад на внешней и на восток на внутренней
кромке КТ) и применимо для бурь с

maxDst < 2000 нТл (Тверской, 1997).
Согласно прямым экспериментальным данным, на фазе восстановления
умеренных (maxDst < 100 нТл) бурь [pic]/Dst ( 0.7(0.9 (Hoffman and Bracken,
1965; Ковтюх и др., 1977b, Hamilton et al., 1988; Chen et al., 1994; Kozyra
et al., 1998; Greenspan and Hamilton, 2000), а во время гигантских бурь эта
величина уменьшается до ( 0.5 (Roeder et al., 1996; Kozyra et al., 1997,
1998). Очень хорошая корреляционная зависимость между полной энергией
частиц КТ и Dst в максимуме бури получена в результате анализа 80 бурь
разной интенсивности по данным AMPTE/CCE (Greenspan and Hamilton, 2000).
Физические процессы взаимодействия солнечного ветра с магнитосферой,
приводящие к развитию геомагнитных бурь и генерации токовых систем,
включающих КТ, а также современные методы моделирования Dst(вариаций по
вариациям параметров межпланетной среды подробно рассматриваются в разделе
3.1.

3.3.5 Модели кольцевого тока

По данным AMPTE/CCE, для периода солнечного минимума (1985(1987), построена
квазистационарная модель усредненных по экваториальному питч-углу 0 (в
пределах 90 20o) потоков протонов с E = 10300 кэВ на L = 2.57.5 (Sheldon
and Hamilton, 1993).
Перспективный и хорошо зарекомендовавший себя метод моделирования КТ
основан на измерениях потоков быстрых атомов, вылетающих из геомагнитной
ловушки в результате перезарядки ионов КТ с атомами экзосферы. По данным о
потоках таких атомов строятся глобальные компьютерные образы КТ и
прослеживается буревая и суббуревая динамика ионного КТ (см., например,
(Roelof, 1987; Henderson et al., 1997; Jorgensen et al., 2000)). Таким
методом было установлено, например, что во время главной фазы сильных бурь
асимметрия КТ может быть очень большой: отношение потоков ионов КТ
полночь/полдень достигает 20(30 (Roelof, 1987). Среднестатистическое
распределение всплесков потоков энергичных атомов по LT (Jorgensen et al.,
2000) хорошо согласуется с установленной в (Lopez et al., 1990)
локализацией суббуревой области инжекции КТ.
Разрабатываются также двумерные и трёхмерные теоретические модели КТ.
Двумерные теоретические модели, основанные на вычислениях дрейфовых
траекторий и ускорения частиц в магнитном и электрическом полях, построены,
например, в (Roederer and Hones, 1974; Smith et al., 1979). В таких моделях
временные вариации пространственно-энергетических распределений частиц КТ в
экваториальной плоскости управляются вариациями параметров полей (свободных
параметров).
Для описания квазистационарной конвекции горячей плазмы в ловушке
используется полуфеноменологическая модель электрического поля Волланда-
Стерна (Volland, 1973; Stern, 1973, 1977):
U = U0 Lpsin( ( U( L(1,

где U ( потенциал поля в экваториальной плоскости, ( ( долгота
(отсчитывается от полуночного меридиана на восток). Первый член этого
выражения описывает поле конвекции, второй ( постоянное радиальное поле,
которое генерируется в результате вращения замагниченной планеты (U( =
const). Показатель p (p ( 1) учитывает экранировку электрического поля
плазмосферой. При p = 1 электрическое поле однородно, направлено с утра на
вечер и не экранируется плазмосферой (модель Альвена). При увеличении p
экранировка усиливается, напряженность конвективного электрического поля
внутри плазмосферы уменьшается и форма альвеновского слоя приближается к
окружности. Обычно

параметр p задаётся в пределах от 1 до 3. Так, наилучшие результаты
моделирования

эволюции положения плазмопаузы во время бурь (по данным Explorer-45)
достигаются при p = 2.4 (Ejiri et al., 1978). Динамика "носовой" структуры
в КТ лучше всего описывается при p = 2 (Ejiri et al., 1978; Kistler et al.,
1989; Jordanova et al., 1998, 1999). Ночная низкоширотная граница диффузных
полярных сияний хорошо описывается моделью с p = 3 (Nakai and Kamide,
1983).
Зависимость поля конвекции от уровня геомагнитной активности учитывается
в

коэффициенте U0. Согласно полуэмпирическим моделям (Ejiri et al., 1978) при
p = 1

U (кВ) = 0.45 (1 ( 0.1Kp )(2 L sin(,

а с учётом экранирования поля плазмосферой, при p = 2,


U (кВ) = 0.045 (1 ( 0.16Kp + 0.01Kp2 )(3L2 sin(.

Картина квазистационарной конвекции имеет ось симметрии. Для конвекции в
поле Волланда-Стерна и дипольном (или любом квазидипольном поле
симметричном относительно плоскости день-ночь) магнитном поле эта ось
проходит через 6 и 18 ч LT. Однако экспериментальные данные свидетельствуют
о некотором дополнительном повороте этой оси на восток; для учёта этого
эффекта модель Волланда-Стерна вводится угол (0:

U = U0 Lp sin(( ( (0) ( U( L(1.

При малых Kp магнитосферное электрическое поле очень слабое и картина
дрейфовых траекторий частиц почти не зависит от величины (0, при 2 < Kp < 5
угол (0 лежит в пределах от 30 до 45о, что соответствует 2(3 ч по LT
(см., например, (Kistler et al., 1989; Christon et al., 1994; Jordanova et
al., 1998, 1999)). Буревая динамика спектров ионов КТ лучше всего
описывается при p ( 2 и (0 ( 30(45o (Kistler et al., 1989; Jordanova et
al., 1999).
Достаточно быстрые флуктуации электрического поля не экранируются
плазмопаузой (Nishida, 1966) и при моделировании нестационарной конвекции
частиц КТ к правой

части потенциала Волланда-Стерна добавляют член, который описывает
изменяющееся

однородное поле, направленное с утра на вечер (Chen et al., 1994, 2000).
Реальное электрическое поле во время бурь/суббурь может значительно
отличаться от модели Волланда-Стерна и в настоящее время разрабатываются
другие модели. Так,

на базе данных ИСЗ DE-2 разработана среднестатистическая модель
электрических полей (Weimer, 1995). По сравнению с моделью Волланда-Стерна,
она обеспечивает лучшее

согласие результатов моделирования конвекции с экспериментальными данными
по

буревым вариациям энергетических спектров КТ в некоторых областях
пространства

{L, MLT, E, (0} (Kistler and Larson, 2000). Однако в других областях с
экспериментом лучше согласуется модель Волланда-Стерна.
При моделировании конвекции горячей плазмы на L < 6 во время типичных (не
слишком сильных) бурь можно использовать дипольную модель магнитного поля:
в этой

области поправки на траектории частиц КТ, связанные с отклонением
магнитного поля от дипольной конфигурации, незначительны по сравнению с
изменениями этих траекторий, связанными с вариациями параметров модельных
электрических полей (см., например, (Kistler and Larson, 2000)).
Во многих работах проводилось моделирование конвекции КТ во время бурь с
учётом ионизационных потерь и питч-угловой диффузии частиц в конус потерь
(см., например, (Kozyra et al., 1997).
Модели конвекции объясняют многие локальные особенности (минимумы и
максимумы), наблюдаемые в спектрах ионов КТ/АП вблизи экваториальной
плоскости и на средних широтах (McIlwain, 1972; Lennartsson et al., 1981;
Kistler et al., 1989; Jordanova et al., 1999), а также в суточном ходе
потоков частиц КТ в области ГСО (Kremser et al., 1988; Christon et al.,
1994). Такие особенности наблюдаются даже в сравнительно спокойные

периоды и свидетельствуют о практически непрерывном воздействии конвекции
на

движение частиц КТ/АП.
В рамках моделей нестационарной конвекции, учитывающих ионизационные
потери и высыпание ионов, можно объяснить и скейлинг ионных спектров КТ по
зарядам частиц в диапазоне E/Qi от нескольких десятков до нескольких сотен
кэВ (Ковтюх, 2000a). Такой эффект связан с тем, что ионы с разными /Qi
приходят в точку наблюдения по разным траекториям, причём для промежуточных
значений /Qi в некоторой области ловушки

(в предполуденном секторе) ни одна из возможных траекторий конвекции не
соединяет точку наблюдения с внутренней кромкой ПС. Индукционные
электрические поля, возникающие при коллапсировании магнитных полей, не
нарушают скейлинг ионных спектров с (i = Qi (но и не способствуют ему).
Поскольку современные модели конвекции горячей плазмы в геомагнитной
ловушке достаточно хорошо описывают как пространственно-энергетическую
структуру, так и суббуревые вариации потоков и спектров КТ, можно ставить и
обратную задачу: изучать структуру и динамику геомагнитного и
геоэлектрического полей по наблюдаемым вариациям потоков и энергетических
спектров КТ. Для такого анализа наиболее благоприятна ГСО, на которой
обычно функционируют несколько спутников, разнесенных по LT, и

на величину B оказывают примерно равноценное влияние все основные
магнитосферные токовые системы (КТ, токи в нейтрального слоя и токи на
магнитопаузе).
В различных областях внешней части ловушки всплески потоков частиц в
начале взрывной фазы суббурь имеют различный характер: в предполуночные и
утренние часы ГСО потоки увеличиваются одновременно для частиц разных
энергий (в широком энергетическом диапазоне), а на других участках ГСО
начальный момент таких всплесков зависит от энергии частиц (McIlwain, 1972;
Mauk and Meng, 1986; Baker and McPherron, 1990). Для описания и
моделирования таких эффектов вводится понятие о резкой суббуревой границе
инжекции в ночной части ловушки (McIlwain, 1972; Mauk and Meng, 1986).

В экваториальной плоскости она имеет спиральную форму (приближается к Земле
с увеличением LT, пересекая ГСО в вечернем секторе) и в первом приближении
описывается следующим выражением (Mauk and McIlwain, 1974):

Lb = (122 ( 10Kp)/(LT( ( 7.3),

где LT( = LT в вечерние и LT( = LT + 24 в утренние часы. В некоторых
моделях расстояние границы инжекции от Земли минимально в полночь и она
симметрична относительно полуночного меридиана (Mauk and Meng 83, Панасюк и
Пищиков, 1988):

Lb = (7.3 ( 0.6Kp)/(1 ( (/250),

где ( ( долгота в градусах, отсчитываемая от полуночного меридиана. Модели
суббуревой динамики КТ с границей инжекции можно отнести к промежуточным
между моделями второго и третьего типов.
Трёхмерные теоретические модели описывают динамику КТ в самосогласованных

нестационарных полях (см., например, (Harel et al., 1981)). Такие модели
учитывают магнитосферно-ионосферные связи, теоретические основы которых
заложены Б. А. Тверским (Tverskoy, 1970). При построении таких моделей
используется реалистичная модель магнитного поля и методом последовательных
приближений вычисляются функции распределения и давление частиц КТ (при
заданных граничных условиях), поперечные и продольные токи, электрические
поля в ионосфере и в экваториальной плоскости магнитосферы. При этом
ионосферные электрические поля проецируются вдоль силовых линий магнитного
поля в экваториальную плоскость магнитосферы.
Кроме эмпирических и теоретических моделей разрабатываются также
полуфеноменологические модели КТ, опирающиеся на экспериментальные данные и
описывающие пространственные, энергетические и питч-угловые распределений
частиц КТ с учётом эмпирических и математических моделей магнитного поля,
механизмов ускорения частиц, их источников и потерь. Так, по данным ИСЗ
Горизонт-21 и Горизонт-35 и эмпирическим моделям магнитного поля построена
адиабатическая модель суточного хода потоков и спектров ионов КТ/РП на ГСО
(Власова и др., 1989; Ковтюх и Мартыненко 1996a, 1996b). Для спокойных
периодов она объясняет монотонный рост потоков ионов от полуночи к полудню,
рост амплитуды суточного хода потоков с увеличением энергии ионов до E/Qi (
70 кэВ и неизменность её при бСльших энергиях. С учётом реальной структуры
и динамики магнитного и электрического полей построена динамическая модель
вариаций ПУР ионов КТ/РП (Башкиров и Ковтюх, 1995), которая объясняет
многие нетривиальные особенности эволюцию ПУР ионов КТ/РП, наблюдаемые на
ИСЗ во время бурь.

3.3.6 Заключение. Нерешённые вопросы

В последние 10(15 лет в исследованиях КТ, особенно его ионного состава,
получены очень значительные экспериментальные результаты. Изучены и
получили убедительную количественную интерпретацию многие особенности
пространственно-энергетических распределений и динами КТ. Достаточно
подробно изучены процессы распада КТ во время фазы восстановления бурь.
Разрабатываются очень интересные и глубокие теоретические подходы. Успешно
развивается компьютерное моделирование КТ.
Вместе с тем, многие детали механизма формированию КТ во время
магнитосферных активизаций, процессов ускорения и переноса ионов от
различных источников изучены пока недостаточно. Во время магнитных
активизаций локализация КТ и его конфигурация быстро меняются, причём
характерные времена этих изменений во много раз меньше или (в лучшем
случае) соизмеримы с периодами обращения ИСЗ. Сильно варьируют и ионный
состав КТ, его энергетические и питч-угловые распределения, причём в разных
областях КТ эти изменения могут проходить по-разному. Между тем, в поле
зрения прибора на

одном ИСЗ попадает только небольшая часть КТ. Поэтому для создания
адекватной

картины эволюции КТ во время бурь/суббурь необходимо проведение
одновременных

комплексных измерений на нескольких ИСЗ с разными орбитами и эти измерения
должны сопровождаться детальным математическим моделированием динамики КТ.
Для полного понимания динамики КТ необходимы дальнейшие экспериментальные
и теоретические исследования по следующим направлениям:
(дальнейшее изучение ролей различных электрических полей в динамике КТ;
(подробный анализ динамики асимметричного КТ;
(изучение взаимосвязей КТ и ПС магнитосферного хвоста;
(изучение роли различных плазменных неустойчивостей, электромагнитных,
электростатических и гидромагнитных волн в динамике КТ;
(изучение особенностей динамики КТ в различных магнитных бурях;
(детальный анализ роли суббурь в динамике буревого КТ;
(подробный анализ динамики КТ и его ионного состава во время гигантских
бурь;
(изучение солнечно-циклических вариаций ионного состава КТ;
(дальнейший анализ соотношений вкладов КТ, токов магнитосферного хвоста и
токов на магнитопаузе в вариациях индекса Dst во время различных бурь;
(прояснение роли полярного каспа в динамике КТ.

ЛИТЕРАТУРА

антонова е. е. и б. а. тверской, о роли полярной ионосферы как источника
ионов в магнитосфере, геомагнетизм и аэрономия, 19, 178(182, 1979.
Башкиров В. Ф. и А. С. Ковтюх, Динамика питч-угловых распределений ионов
кольцевого тока и радиационных поясов во время главной фазы бури,
Геомагнетизм и аэрономия, 35, ? 5, 56(62, 1995.
Беспалов П. А., А. Графе, А. Г. Демехов и В. Ю. Трахтенгерц, Некоторые
аспекты динамики несимметричного кольцевого тока, Геомагнетизм и
аэрономия, 30, 740(746, 1990.
Власова Н. А., А. С. Ковтюх, М. И. Панасюк, Э. Н. Сосновец и др., Ионный
кольцевой ток во время магнитных возмущений по наблюдениям на
геостационарной орбите: 2. Вариации энергетических и зарядовых спектров
ионов во время умеренных бурь, Космич. исслед., 26, 746(752, 1988a.
Власова Н. А., А. С. Ковтюх, М. И. Панасюк, Э. Н. Сосновец и др., Ионный
кольцевой ток во время магнитных возмущений по наблюдениям на
геостационарной орбите: 3. Вариации ионного состава во время слабых
магнитных возмущений, Космич. исслед., 26, 881(889, 1988b.
Власова Н. А., А. С. Ковтюх, М. И. Панасюк, С. Я. Рейзман, Э. Н. Сосновец и
др., Взаимосвязь пространственных, угловых и энергетических распределений
частиц на геостационарной орбите, Космич. исслед., 27, 94(101, 1989a
Власова Н. А., А. С. Ковтюх, М. И. Панасюк, Э. Н. Сосновец и др., Суточные
вариации и энергетические спектры ионов кольцевого тока на геостационарной
орбите, Космич. исслед., 27, 411(418, 1989b.
Золотухина Н. А., Н. М. Полех, Р. А. Рахматуллин и И. П. Харченко,
Среднеширотные геомагнитные пульсации в бурю

18-19 октября 1995 г., Геомагнетизм и аэрономия, 39, 47(54, 1999.
Ковтюх А. С., Э. Т. Матвеева, М. И. Панасюк и Э. Н. Сосновец, и др.,
Сравнение вариаций потоков и анизотропии протонов, измеренных на спутнике
«Молния-1», с наземными измерениями геомагнитных пульсаций типа Pc 1
("жемчужины"), Космич. исслед., 13, 942(945, 1975.
Ковтюх А. С., М. И. Панасюк и Э. Н. Сосновец, Сравнение потоков протонов
малых энергий с критическими уровнями вблизи внешней границы радиационных
поясов Земли, Космич. исслед., 15, 102(108, 1977a
Ковтюх А. С., М. И. Панасюк и Э. Н. Сосновец, Магнитный эффект
асимметричного кольцевого тока протонов, Космич. исслед., 15, 559(565,
1977b.
Ковтюх А. С., М. И. Панасюк и Э. Н. Сосновец, Динамика протонов кольцевого
тока во время бури 25. I. 1974 г., Космич. исслед., 16, 226(237, 1978.
Ковтюх А. С., В. Д. Маслов, М. И. Панасюк, С. Я. Рейзман и Э. Н. Сосновец,
Измерение радиации на ИСЗ «Космос-900»:

2. Спектрометрия протонов средних энергий, Космич. исслед., 18, 397(401,
1980.
Ковтюх А. С., Л. З. Сизова и А. Д. Шевнин, Магнитный эффект спокойного
кольцевого тока, Геомагнетизм и аэрономия, 21, 755(757, 1981.
Ковтюх А. С., М. И. Панасюк, Н. А. Власова и Э. Н. Сосновец, Сравнительный
анализ долговременных вариаций многокомпонентного ионного кольцевого тока
по данным геостационарного ИСЗ «Горизонт», Космич. исслед., 28, 743(749,
1990.
Ковтюх А. С., М. И. Панасюк, Н. А. Власова и Э. Н. Сосновец, Динамика
многокомпонентного ионного кольцевого тока во время бури 12(13.VIII 1985
г. по результатам измерений на ИСЗ «Горизонт» и АМРТЕ/ССЕ, Космич.
исслед., 29, 559(566, 1991.
Ковтюх А. С., Г. Б. Мартыненко, Э. Н. Сосновец и др., Вариации
энергетических спектров ионов H+, He2+ и О+ кольцевого тока в
околополуночном секторе геостационарной орбиты, Космич. исслед., 33,
237(242, 1995a.
Ковтюх А. С., Г. Б. Мартыненко и Э. Н. Сосновец, Суточный ход
энергетических спектров ионов H+, He2+ и О+ кольцевого тока на
геостационарной орбите по данным ИСЗ «Горизонт-35», Космич. исслед., 33,
455(462, 1995b.
Ковтюх А. С. и Г. Б. Мартыненко, Вариации жёсткости спектров солнечного и
ионосферного компонентов ионов кольцевого тока, Космич. исслед., 33,
599(607, 1995.
Ковтюх А. С. и Г. Б. Мартыненко, Корреляция вариаций потоков ионов
многокомпонентного кольцевого тока с Kp(индексом, Космич. исслед., 34,
3(14, 1996a.
Ковтюх А. С. и Г. Б. Мартыненко, Статистический анализ вариаций
энергетических спектров ионов кольцевого тока для геостационарной орбиты,
Космич. исслед., 34, 115(124, 1996b.
Ковтюх А. С. и Н. А. Власова, Корреляция потоков электронов и ионов
кольцевого тока с индексами геомагнитной активности и параметрами
межпланетной среды, Геомагнетизм и аэрономия, 36, ? 3, 1(12, 1996.
Ковтюх А. С., Г. Б. Мартыненко, Э. Н. Сосновец и М. Ю. Смирнов, Особенности
динамики энергетических спектров ионного кольцевого тока во время сильных
бурь, Космич. исслед., 36, 369(375, 1998.
Ковтюх А. С., Солнечно-циклические вариации инвариантных параметров
энергетических спектров ионов радиационных поясов Земли, Космич. исслед.,
37, 57(69, 1999.
Ковтюх А. С., Н. А. Власова, Н. Н. Павлов, Э. Н. Сосновец и М. В. Тельцов,
Суббуревые вариации потоков и энергетических спектров протонов в диапазоне
0.1(133 кэВ на геостационарной орбите, Космич. исслед., 37, 463(469, 1999.
Ковтюх А. С., Суббуревая динамика основных параметров и механизмы
формирования ионных спектров кольцевого тока, Космич. исслед., 38, 42(53,
2000a.
Ковтюх А. С., Соотношения вкладов ионосферного и солнечного источников
ионов в кольцевой ток и плазменный слой геомагнитосферы: Новый метод
анализа, Космич. исслед., 38, 233(243, 2000b.
Ковтюх А. С., Соотношения вкладов ионосферного и солнечного источников
ионов в кольцевой ток и плазменный слой геомагнитосферы: Анализ
экспериментальных данных новым методом, Космич. исслед., 38, 347(362,
2000c.
Ковтюх А. С., Геокорона горячей плазмы, Космич. исслед., 39, 563(596, 2001.
Козелова Т. В. и Л. Л. Лазутин, Инжекция протонов на 6.6 RE в ранние
вечерние часы и связанные с ней явления, Геомагнетизм и аэрономия, 34,
37(44, 1994.
Лазарев В. И., Л. В. Тверская, М. В. Тельцов и О. В. Хорошева,
Асимметричная инжекция протонов кольцевого тока во время бури 6 июля 1974
г., Геомагнетизм и аэрономия, 17, 159(161, 1977.
Панасюк М. И. и В. П. Пищиков, Ионы с энергиями 0.03(50 МэВ в
высокоширотной ионосфере, Космич. исслед., 24, 569(572, 1988.
Tверскoй Б. А., Устойчивость радиационных поясов Земли, Геомагнетизм и
аэрономия, 7, 226(242, 1967.
Tверскoй Б. А., Механизм формирования структуры кольцевого тока магнитных
бурь, Геомагнетизм и аэрономия, 37, 29(34, 1997.

Akasofu S.-I. and S. Chapman, Solar-Terrestrial Physics, Oxford: Clarendon
Press, 1972.
Alexeev I. I., E. S. Belenkaya, V. V. Kalegaev, Ya. I. Feldstein and A.
Grafe, Magnetic storms and magnetotail currents, J. Geophys. Res., 101,
7737(7747, 1996.
Baker D. N. and R. L. McPherron, Extreme energetic particle decreases near
geostationary orbit: A manifestation of current diversion within the inner
plasma sheet, J. Geophys. Res., 95, 6591(6599, 1990.
Banks P. M. and T. E. Holzer, High-latitude plasma transport: The polar
wind, J. Geophys. Res., 74, 6317(6332, 1969.
Baumjohann W., G. Haerendel and F. Melzner, Magnetospheric convection
observed between 0600 and 2100 LT: Variations with Kp, J. Geophys. Res.,
90, 393(398, 1985.
Bishop J., Multiple charge exchange and ionization collisions within the
ring current-geocorona-plasmasphere system: Generation of a secondary ring
current on inner L shells, J. Geophys. Res., 101, 17,325(17,336, 1996.
Borovsky J. E., M. F. Thomsen and R. C. Elphic, The driving of the plasma
sheet by the solar wind, J. Geophys. Res., 103, 17,617(17,639, 1998.
Braysy T. K., K. Mursula and G. Marklund, Ion cyclotron waves during a
great magnetic storm observed by Freja double-probe electric field
instrument, J. Geophys. Res., 103, 4145, 1998.
Burke W. J., N. C. Maynard, M. P. Hagan, R. A. Wolf et al., Electrodynamics
of inner magnetosphere observed in the dusk sector by CRRES and DMSP
during the magnetic storm of June 4(6, 1991, J. Geophys. Res., 103,
29,399(29,418, 1998.
Cannata R. W. and T. I. Gombosi, Modelling of the solar cycle dependence of
quiet-time ion upwelling at high geomagnetic latitudes, Geophys. Res.
Lett., 16, 1141(1144, 1989.
Carovillano R. L., and G. L., Siscoe Energy and momentum theorems in the
magnetospheric processes, Rev. Geophys. Space Phys., 11, 289(353, 1973.
Chapman S. and V. C. Ferraro, A new theory of magnetic storms, Nature, 126,
129(130, 1930.
Chen M. W., L. R. Lyons and M. Schulz, Simulation of phase space
distributions of storm time proton ring current, J. Geophys. Res., 99,
5745(5759, 1994.
Chen M. W., L. R. Lyons and M. Schulz, Stormtime ring-current formation: A
comparison between single-and double-dip model storms with similar
transport, J. Geophys. Res., 105, 27,755(27,765, 2000.
Christon S. P., D. C. Hamilton, G. Gloeckler, T. E. Eastman and F. M.
Ipavich, High charge state carbon and oxygen ions in Earth's equatorial
quasi-trapping region, J. Geophys. Res., 99, 13,465(13,488, 1994.
Claflin E. S., Charge Exchange Cross Section for Hydrogen and Helium Ions
Incident on Atomic Hydrogen: 1 to 1000 keV,

Rep. TR(0059 (6260(20)(1, Aerosp. Corp. El Segundo, Calif., 1970.
Coroniti F. V., R. W. Fredricks and R. White, Instability of ring current
protons beyond the plasmapause during injection events,

J. Geophys. Res., 77, 6243(6248, 1972.
Daglis I. A. and W. I. Axford, Fast ionospheric response to enhanced
activity in geospace: Ion feeding of the inner magnetotail,

J. Geophys. Res., 101, 5047(5065, 1996.
Daglis I. A., The role of magnetosphere-ionosphere coupling in magnetic
storm dynamics, Magnetic Storms, Eds. B. Tsurutani et al., Geophys.
Monogr. Ser., Washington: AGU, 98, 107(116, 1997.
Daglis I. A., R. M. Thorne, W. Baumjohann and S. Orsini, The terrestrial
ring current: Origin, formation, and decay, Rev. Geophys., 37, 407(438,
1999.
Daglis I. A., E. T. Sarris and B. Wilken, AMPTE/CCE CHEM observations of
the energetic ion population at geosynchronous altitudes, Ann. Geophys.,
11, 685(696, 1993.
Dessler A. J. and E. N. Parker, Hydromagnetic theory of geomagnetic storms,
J. Geophys. Res., 64, 2239(2252, 1959.
Ebihara Y. and M. Ejiri, Modeling of solar wind control of ring current
buildup: A case study of the magnetic storms in April 1997, Geophys. Res.
Lett., 25, 3751(3754, 1998.
Ejiri M., R. A. Hoffman and P. H. Smith, The convection electric field
model for the magnetosphere based on Explorer 45 observations, J. Geophys.
Res., 83, 4811(4815, 1978.
Fok M.-C., T. E. Moore, J. U. Kozyra, G. C. Ho and D. C. Hamilton, Three-
dimensional ring current decay model, J. Geophys. Res., 100, 9619(9632,
1995.
Frank L. A., On the extraterrestrial ring current during geomagnetic
storms, J. Geophys. Res., 72, 3753(3768, 1967.
Frank L. A., Direct detection of asymmetric increases of extraterrestrial
'ring current' proton intensities in the outer radiation zone,

J. Geophys. Res., 75, 1263(1268, 1970.
Frank L. A., Relationship of the plasma sheet, ring current, trapping
boundary, and plasmapause near the magnetic equator and local midnight, J.
Geophys. Res., 76, 2265(2275, 1971.
Fritz T. A., P. H. Smith, D. J. Williams, R. A. Hoffman and L. J. Cahill,
Jr., Initial observations of magnetospheric boundaries by Explorer 45
(S3), Correlated Interplanetary and Magnetospheric Observations, Ed. D. E.
Page, Dordrecht(Holland: D. Reidel, 485(506, 1974.
Gazey N. G., M. Lockwood, M. Grande, C. H. Perry et al., EISCAT/CRRES
observations: Nightside ionospheric ion outflow and oxygen-rich substorm
injections, Ann. Geophys., 14, 1032(1043, 1996.
Geiss J., H. Balsiger, P. Eberhardt, H. P. Walker et al., Dynamics of
magnetospheric ion composition as observed by the GEOS mass spectrometer,
Space Sci. Rev., 22, 537(566, 1978.
Gloeckler G. and D. C. Hamilton, AMPTE ion composition results, Phys.
Scripta, 18, 73(84, 1987.
Gonzalez W. D., B. T. Tsurutani, A. L. C. Gonzalez, E. J. Smith, F. Tang
and S.-I. Akasofu, Solar wind-magnetosphere coupling during intense
magnetic storms (1978(1979), J. Geophys. Res., 94, 8835(8851, 1989.
Gonzalez W. D., J. A. Joselyn, Y. Kamide, H. W. Kroehl, G. Rostoker, B. T.
Tsurutani and V. M. Vasyliunas, What is a geomagnetic storm? J. Geophys.
Res., 99, 5771(5792, 1994.
Grande M., C. H. Perry, D. S. Hall, B. Wilken et al., Composition
signatures of substorm injections, Proc. of the International Conference
on Substorms (ICS-1), ESA SP(335, 485(490, 1992.
Greenspan M. E. and D. E. Hamilton, A test of Dessler-Parker-Sckopke
relation during magnetic storms, J. Geophys. Res., 105, 5419(5430, 2000.
Hamilton D. C., G. Gloeckler, F. M. Ipavich et al., Ring current
development during the great geomagnetic storm of February 1986, J.
Geophys. Res., 93, 14,343(14,355, 1988.
Harel M. R., R. A. Wolf, R. W. Spiro, P. H. Reiff, C.-K. Chen, W. J. Burke,
F. J. Rich, M. Smiddy, Quantitative simulation of a magnetospheric
substorm, 2, Comparison with observations, J. Geophys. Res., 86,
2242(2260, 1981.
Henderson M. G., G. D. Reeves, H. E. Spence, R. B. Sheldon, A. M.
Jorgensen, J. B. Blake and J. F. Fennell, First energetic neutral atom
images from Polar, Geophys. Res. Lett., 24, 1167(1170, 1997.
Hoffman R. A. and P. A. Bracken, Magnetic effects of the quiet-time proton
belt, J. Geophys. Res., 70, 3541(3556, 1965.
Horne R. B., G. V. Wheeler and H. St. C. K. Alleyne, Proton and electron
heating by radially propagating fast magnetosonic waves, J. Geophys. Res.,
105, 27,597(27,610, 2000.
Hovestadt D. and M. Scholer, Radiation belt ( produced energetic hydrogen
in interplanetary space, J. Geophys. Res., 81, 5039(5042, 1976.
Hultqvist B., On the acceleration of electrons and positive ions in the
same direction along magnetic field by parallel electric fields,

J. Geophys. Res., 93, 9777(9784, 1988.
Hultqvist B., On the acceleration of positive ions by high-latitude large-
amplitude electric field fluctuations, J. Geophys. Res., 101,
27,111(27,121, 1996.
Jordanova V. K., J. U. Kozyra and A. F. Nagy, Effects of heavy ions on the
quasi-linear diffusion coefficients from resonant interactions with EMIC
waves, J. Geophys. Res., 101, 19,771(19,778, 1996.
Jordanova V. K., C. J. Farrugia, L. Janoo, J. M. Quinn et al., Otober 1995
magnetic cloud and accompanying storm activity: Ring current evolution, J.
Geophys. Res., 103, 79(92, 1998.
Jordanova V. K., C. J. Farrugia, J. M. Quinn, R. B. Torbert et al.,
Simulation of off-equatorial ring current ion spectra measured by Polar
for a moderate storm at solar minimum, J. Geophys. Res., 104, 429(436,
1999.
Kamide Y., N. Yokoyama, W. D. Gonzalez, B. T. Tsurutani et al., Two-step
development of geomagnetic storms, J. Geophys. Res., 103, 6917(6921, 1998.
Kennel C. F. and H. E. Petschek, Limit on stably trapped particle fluxes,
J. Geophys. Res., 71, 1(28, 1966.
Kistler L. M., F. M. Ipavich, D. C. Hamilton, G. Gloeckler, B. Wilken, G.
Kremser, W. St(demann, Energy spectra of the major ion species in the ring
current during geomagnetic storms, J. Geophys. Res., 94, 3579(3599, 1989.
Korth A., R. H. W. Friedel, C. G. Mouikis, J. F. Fennell, J. R.Wygant and
H. Korth, Comprehensive particle and field observations of magnetic storms
at different local times from the CRRES spacecraft, J. Geophys. Res., 105,
18729(18740, 2000.
Kovtyukh A. S., M. I. Panasyuk and E. N. Sosnovets, Strong pitch-angle
diffusion of protons during the magnetic storm of 19 Mach 1973, Space
Res., 15, 485(489, 1975.
Kovtyukh A. S., M. I. Panasyuk, E. N. Sosnovets, L. V. Tverskaya and O. V.
Khorosheva, Enhancement of proton ring current during magnetic storms and
local time asymmetry of low-latitude magnetic disturbances, Space Res.,
16, 519(522, 1976.
Kozyra J. U., V. K. Jordanova, R. B. Horne and R. M. Thorne, Modeling of
the contribution of electromagnetic ion cyclotron (EMIC) waves to
stormtime ring current erosion, Magnetic Storms, Eds. B. T. Tsurutani et
al., Geophys. Monogr. Ser., V. 98, Washington, D. C., 187(202, 1997.
Kozyra J. U., J. E. Borovsky, M. W. Chen, M.-C. Fok and V. K. Jordanova,
Plasma sheet preconditioning, enhanced convection, and ring current
development, Substorms-4, Eds. S. Kokubun and Y. Kamide, Tokyo: Terra
Sci., 755(760, 1998.
Kremser G., W. St(demann, B. Wilken, G. Gloeckler et al., Charge state
distributions of oxygen and carbon in the energy range from 1 to 300 keV/e
observed with AMPTE/CCE in the magnetosphere, Geophys. Res. Lett., 12,
847(850, 1985.
Kremser G., W. St(demann, B. Wilken, G. Gloeckler et al. Observations of
energetic oxygen and carbon ions with charge states between 3 and 6 in the
magnetosphere, Ann. Geophys., 6, 325(334, 1988.
Kremser G., B. Wilken, G. Gloeckler, D. C. Hamilton et al., Origin,
transport, and losses of energetic He+ and He2+ ions in the magnetosphere
of the Earth: AMPTE/CCE observations, Ann. Geophys., 11, 354(365, 1993.
Krimigis S. M., G. Gloeckler, R. W. McEntire, T. A. Potemra, F. L. Scarf
and E. G. Shelley, Magnetic storm of September 4, 1984: A synthesis of
ring current spectra and energy densities measured with AMPTE/CCE,
Geophys. Res. Lett., 12, 329(332, 1985.
Kuznetsov S. N., A model of ring current based on the Dessler-Parker-
Sckopke theorem, Radiation Measurements, 26, 403(404, 1996.
Lennartsson W., R. D. Sharp, E.G. Shelley, R. G. Johnson, H. Balsiger, Ion
composition and energy distribution during 10 magnetic storms, J. Geophys.
Res., 86, 4628(4638, 1981.
Lennartsson W., Energetic (0.1( to 16 keV/e) magnetospheric ion composition
at different levels of solar F10.7, J. Geophys. Res., 94, 3600(3610, 1989.
Lopez R. E., A. T. Y. Lui, D. J. Sibeck, K. Takahashi et al., On the
relationship between the energetic particle flux morphology and the change
in the magnetic field magnitude during substorms, J. Geophys. Res., 94,
17105(17119, 1989.
Lui A. T. Y., D. J. Williams, R. W. McEntier, E. C. Roelof and D. G.
Mitchell, First composition measurements of energetic neutral atoms,
Geophys. Res. Lett., 23, 2641(2644, 1996.
Lundin R., L. R. Lyons and N. Pissarenko, Observations of the ring current
composition at L < 4, Geophys. Res. Lett., 7, 425(428, 1980.
Lundin R., L. Eliasson, B. Hultqvist and K. Stasiewicz, Plasma energization
on auroral field lines as observed by the Viking spacecraft, Geophys. Res.
Lett.,, 14, 443(446, 1987.
Lundin R., G. Gustafsson, A. I. Eriksson and G. T. Marklund, On the
importance of high-altitude low-frequency electric fluctuations for the
escape of ionospheric ions, J. Geophys. Res., 95, 5905(5919, 1990.
Lyons L. R. and D. J. Williams, Quantitative Aspects of Magnetospheric
Physics, Norwell. Mass.: D. Reidel., 1984.
M(lkki A. and R. Lundin, Altitude distributions of upward ion beams and
solitary wave structures on the Viking data, Geophys. Res. Lett., 21,
2243(2246, 1994.
Mauk B. H. and C. E. McIlwain, Correlation of Kp with the substorm-injected
plasma boundary, J. Geophys. Res., 79, 3193(3196, 1974.
Mauk B. H. and C.-I. Meng, Characterisation of geostationary particles
signatures based on the "injection boundary" model,

J. Geophys. Res., 88, 3055(3071, 1983.
Mauk B. H. and C.-I. Meng, Macroscopic ion acceleration associated with the
formation of the ring current in the Earth's magnetosphere, Ion
Acceleration in the Magnetosphere and Ionosphere, Ed. T. Chang,
Washington, 351(361, 1986.
Maynard N. C., T. L. Aggson and J. P. Heppner, The plasmaspheric electric
field measured by ISEE 1, J. Geophys. Res., 88, 3991(4003, 1983.
McIlwain C. E., Plasma convection in the vicinity of the geosynchronous
orbit, Earth's Magnetospheric Processes, Ed. B. M. McCormac, Dordrecht-
Holland: D. Reidel, 268(279, 1972.
Mizera P. F. and J. B. Blake, Observations of ring current protons at low
altitudes, J. Geophys. Res., 78, 1058(1062, 1973.
Mozer F. S., Particle-flux limits in the synchronous orbit, J. Geophys.
Res., 77, 2401(2403, 1972.
Nakai H. and Y. Kamide, Response of nightside auroral-oval boundaries to
the interplanetary magnetic field, J. Geophys. Res., 88, 4005, 1983.
Nishida A., Formation of a plasmapause, or magnetospheric plasma knee by
combined action of magnetosphere convection and plasma escape from the
tail, J. Geophys. Res., 71, 5669(5679, 1966.
Pellinen R. J. and W. J. Heikkila, Energization of charged particles to
high energies by an induced substorm electric field within the
magnetotail, J. Geophys. Res., 83, 1540(1550, 1978.
Pellinen R. J., W. Baumjohann, W. J. Heikkila, V. A. Sergeev, A. G. Yahnin
et al., Event study of pre-substorm phases and their relation to the
energy coupling between solar wind and magnetosphere, Planet. Space Sci.,
30, 371(388, 1982.
Phaneuf R. A., F. W. Meyer and R. H. McKnight, Single-electron capture by
multiply charged ions of carbon, nitrogen, and oxygen in atomic and
molecular hydrogen, Phys. Rev., A17, 534(545, 1978.
Roeder J. L., J. F. Fennell, M. W. Chen, M. Schulz et al., CRRES
observations of the composition of the ring-current ion populations, Adv.
Space Res., 17, 17(24, 1996.
Roederer J. G. and E. W. Hones, Jr., Motion of magnetospheric particle
clouds in a time-dependent electric field model, J. Geophys. Res., 79,
1432(1438, 1974.
Roelof E. C., D. G. Mitchell and D. J. Williams, Energetic neutral atoms (E
( 50 keV) from the ring current: IMP-7/8 and ISEE-1,

J. Geophys. Res., 90, 10,991(11,008, 1985.
Roelof E. C., Energetic neutral atom imaging of a storm-time ring current,
Geophys. Res. Lett., 14, 652(655, 1987.
Rowland D. and J. R. Wygant, Dependence of the large-scale, inner
magnetospheric electric field on geomagnetic activity,

J. Geophys. Res., 103, 14959(14964, 1998.
Sauvaud J.-A., J. P. Treilhom, A. Saint-Mare, J. Dandouras et al., Large
scale response of the magnetosphere to a southward turning of the
interplanetary magnetic field, J. Geophys. Res., 92, 2365(2376, 1987.
Sckopke N., A general relation between the energy of trapped particles and
the disturbance field near the Earth, J. Geophys. Res., 71, 3125(3130,
1966.
Sckopke N., A study of self-consistent ring current models, Cosmic
Electrodyn., 3, 330(348, 1972.
Sharp R. D., R. G. Johnson, W. Lennartsson, W. K. Peterson, E. G. Shelley,
Hot plasma composition results from the ISEE 1 spacecraft, Energetic Ion
Composition in the Earth's Magnetosphere, Ed. R. G. Johnson, Tokyo: Terra
Sci., 231(261, 1983.
Sheldon R. B. and D. C. Hamilton, Ion transport and loss in the Earth's
quiet ring current, 1, Data and standard model, J. Geophys. Res., 98,
13491(13508, 1993.
Shelley E. G., D. M. Klumpar, W. K. Peterson, A. Ghielmetti et al.,
AMPTE/CCE observation of the plasma composition below 17 keV during the
September 4, 1984 magnetic storm, Geophys. Res. Lett., 12, 321(324, 1985.
Shepherd G. G., R. Bostrom, H. Derblom, C.-G. F(lthammar, R. Gendrin et
al., Plasma and field signatures of poleward propagating auroral
precipitation observed at the foot of the GEOS 2 field line, J. Geophys.
Res., 85, 4587(4601, 1980.
Sibeck D. G., R. W. McEntire, A. T. Y. Lui and S. M. Krimigis, A
statistical study of ion pitch-angle distributions, Magnetotail Physics,
Ed. A. T. Y. Lui, Baltimore, Md.: John Hopkins University Press, 225(230,
1987.
Smith P. H. and R. A. Hoffman, Ring current particle distributions during
the magnetic storms of December 16(18, 1971,

J. Geophys. Res., 78, 4731(4737, 1973.
Smith P. H. and R. A., Hoffman, Direct observations in the dusk hours of
the characteristics of the storm time ring current particles during the
beginning of magnetic storms, J. Geophys. Res., 79, 966(971, 1974.
Smith P. H., R. A. Hoffman and T. A. Fritz, Ring current proton decay by
charge exchange, J. Geophys. Res., 81, 2701(2708, 1976.
Smith P. H., N. K. Bewtra and R. A. Hoffman, Motions of charged particles
in the magnetosphere under the influence of time-varying large scale
convection electric field, Quantitative Modeling of Magnetospheric
Processes, Ed. W. P. Olson, Washington: D. C., 513(535, 1979.
S(raas F., ESRO 1A/B observations at high latitutes of trapped and
precipitating protons with energies above 100 keV, Earth's Magnetosperic
Processes, Ed. B. M. McCormac, Norwell. Mass.: D. Reidel., 120(132, 1972.
Stern D. P., A study of the electric field in an open magnetospheric model,
J. Geophys. Res., 78, 7292(7305, 1973.
Stern D. P., Large-scale electric fields in the Earth's magnetosphere, Rev.
Geophys., 15, 156(194, 1977.
Sugiura M., Equatorial current sheet in the magnetosphere, J. Geophys.
Res., 77, 6093(6103, 1972.
Sugiura M. and D. J. Poros, A magnetospheric field model incorporating the
OGO 3 and 5 magnetic field observations, Planet. Space Sci., 21,
1763(1773, 1973.
Takahashi S., M. Takeda and Y. Yamada, Simulation of storm-time partial
ring current system and the dawn-dusk asymmetry of geomagnetic variation,
Planet. Space Sci., 39, 821, 1991.
Tverskoy B. A., Electric fields in the magnetosphere and the origin of
trapped radiation, Solar-Terrestrial Physics, Ed. E. R. Dyer, Dordrecht,
Holland: D. Reidel, 297(317, 1970.
Volland H., A semiempirical model of large-scale magnetospheric electric
fields, J. Geophys. Res., 78, 171(180, 1973.
Weimer D. R., Models of high-latitude electric potentials derived with a
least error fit of spherical harmonic coefficients, J. Geophys. Res., 100,
19595(19607, 1995.
Wilken B., I. A. Daglis and S. Livi, Observations of geomagnetic storms by
the CRRES satellite, EOS Trans. AGU, 73, 457, 1992.
Williams D. J. and L. R. Lyons, The proton ring current and its interaction
with the plasmapause: Storm recovery phase, J. Geophys. Res., 79,
4195(4207, 1974a.
Williams D. J. and L. R. Lyons, Further aspects of the proton ring current
interaction with the plasmapause: Main and recovery phases, J. Geophys.
Res., 79, 4791(4796, 1974b.
Williams D. J., G. Hernandez and L. R. Lyons, Simultaneous observations of
the proton ring current and stable auroral red arcs,

J. Geophys. Res., 81, 608(616, 1976.
Williams D. J., Ring current composition and sources: An update, Planet.
Space Sci., 29, 1195(1203, 1981.
Williams D. J., Dynamics of the Earth's ring current: Theory and
observation, Space Sci. Rev., 42, 375(396, 1985.
Williams D. J., Ring current and radiation belts, Rev. Geophys., 25,
570(578, 1987.
Wodnicka E. B., What does the magnetic storm development depend on? Planet.
Space Sci., 39, 1163, 1991.
Wygant J. R., D. Rowland, H. J. Singer, M. Temerin et al., Experimental
evidence on the role of the large spatial scale electric field in creating
the ring current, J. Geophys. Res., 103, 29527(29544, 1998.
Young D. T., H. Balsiger and J. Geiss, Observed increase in the abundance
of kilovolt O+ in the magnetosphere due to solar cycle effects, Adv. Space
Res., 1, 309(312, 1981.

-----------------------
[pic]

[pic]