ICI-­‐3搭載LEP-­‐ESAによる電離圏カスプ領域	  低エネルギー電子の観測	
東京大学大学院 理学系研究科 地球惑星科学専攻 	  宇宙惑星科学大講座 齋藤義文研究室	  竹島順平	

研究背景と目的	

カスプ領域は太陽風の電子が磁力線に沿って直接、電離圏まで降り注ぐ特殊な領域である。昼間側	  において降下電子を観測するとenergy-­‐0me	  dispersionと呼ばれるエネルギー分散構造を示す電子降下現象が確認されることがある。energy-­‐0me	  dispersionは速い電子が遅い電子に比べて先に観測される	  ことでE-­‐t(Energy-­‐0me)図で時間分散を示す。人工衛星やロケットによる観測ではよく下に凸のようなenergy-­‐0me	  dispersionが観測され(図1)、生成要因として過去の研究よりIner0al	  Alfven	  Waves(IAWs)に	  よる沿磁力線加速が有力視されている。	  
ICI-­‐3観測ロケットはノルウェーの観測ロケットで搭載された低エネルギー電子観測機(LEP-­‐ESA)により	  オーロラ電子の高時間分解能観測に成功した。取得されたデータから従来とは異なる上に凸形energy	  -­‐0me	  dispersionが多数観測された(図2)。本研究では上に凸形のenergy-­‐0me	  dispersionがどのような加速高度分布であれば観測されるのか、また、IAWsで生成可能であるかどうかを位相速度分布を計算す
A10S13
CHEN ET AL.: ELECTRON DISPERSION
A10S13ることで調べた。	  

下に凸の形	
図1:過去に観測ロケットにより観測されたenergy-­‐0me	  dispersionの例(Chen	  et	  al.,2005)	

Figure 1.
Electron dispersion events from the HIBAR rocket flight. The inverted-V energy is about
14 keV. The dispersion time is about 0.7 s from 10 keV to 200 eV. The flux intensity is more enhanced
below 1 keV for most dispersion traces, except for a few most intense events.

rop represented by a 20 mV/m parallel electric field
xtending upward over 1000 km from 1 R E altitude,
Temerin et al., 1993] injected plasma sheet hot electrons
rom above the potential drop, and after acceleration by theDC potential drop, allowed these electrons to produce
ackscattered and secondary electrons. Their wave model
was based on a previous model [Temerin et al., 1986] whichnvoked standing electromagnetic ion cyclotron (EMIC)
waves (the finite frequency version of inertial Alfvénwaves). In their model, the standing EMIC waves possessvery specific amplitude profile, amplitudes decreasing
with decreasing altitudes from immediately below the DC
otential drop. They found that the 20 keV inverted-V
lectrons are modulated by the standing waves and that
eld-aligned electron beams up to !6 keV are produced.
heir study showed that the special wave amplitude profile
an give rise to field-aligned electron bursts, but they did
ot address the questions of whether such a wave amplitude
rofile is really necessary and what would happen if thewaves are not standing or if they come from above the DC
otential rather than below. McFadden et al. [1987] pointed
ut that the model by Temerin et al. [1986] has difficulty
ccelerating electrons to greater than a few keV whenealistic wave amplitudes are used, while field-aligned fluxes
were measured up to 18 keV in their rocket experiment.
McFadden et al. [1987] also pointed out that the fieldligned fluxes measured in their rocket experiment nearlylways extended out to the energy flux peak, which is also
ot completely addressed by Temerin et al.’s [1986] model.
[ 5 ] Enhanced field-aligned electron fluxes below
nverted-V structures have been observed by the FAST
atellite at altitudes of 3000 – 4000 km and modeled by
Chaston et al. [2002]. These electrons, when arriving at theocket altitudes, would be time dispersed, and hence the22henomenon appears to be the same as the one addressed
ere. Theof Chaston et al. [2002] used a time⊥ modele
tationary potential drop distributed uniformly over theltitude range from 6000 km to 24,000 km. They continuallynjected plasma sheet electrons from the magnetosphericoundary and distributed ionospheric cold electrons along
he field line from the ionosphere up to the bottom of the DC
otential drop. Their model waveform was taken from thewave data measured by FAST and scaled to the altitude of

30,000 km, and then propagated toward the ionosphere.
Their model results show enhancements of field-aligned
electron fluxes from 10 eV up to !3 keV without discernible
time dispersion at FAST altitudes of !3600 – 3700 km. The
field-aligned electrons observed by FAST, however, didshow visible dispersion [Chaston et al., 2002, Figure 3].
The electron dispersion below inverted-V energies observedby FAST therefore was not fully addressed by the simulationin the work of Chaston et al. [2002].
[6] In the absence of inverted-V electrons, Kletzing andHu [2001] have shown that Alfvén wave pulses propagatingfrom the magnetosphere to the ionosphere can accelerate
electrons and produce time-dispersed signatures. Their initial unperturbed plasma consists of a cold ionosphericcomponent with density varying along the field lines and aplasma sheet component with constant density. They showedthat the wave pulse resonantly accelerates electrons withdifferent energies at different altitudes, as the Alfvén speed
varies along a field line. They concluded that the dispersion
is caused by electron acceleration over a range of altitudes
2
rather than by injection
over a broad energy range at a singleeis consistent with the analysis⊥ conclusion//altitude. //This
performed on electron flux variations in different energy⊥2channels for 2
dispersion
events by McFadden et al. [1987].
⊥ [7] In summary,⊥to bee ⊥ the following questions remain
further investigated. How do the altitude and width of theDC potential affect dispersion characteristics? How dodifferent wave properties, where waves are generated, wave
speed profiles, propagating or standing, result in different
electron signatures? What factors determine the highest
energy to which electrons can be accelerated? To addressthese questions, we systematically vary the relevant parameters, including the wave speed profile, wave amplitude,
altitude and width of the DC potential drop, and source
electron population to establish the roles and their range ofeffectiveness in producing electron dispersions below
inverted-V energies.

上に凸形	

図2:ICI-­‐3で観測されたenergy-­‐0me	  dispersionの例	

IAWsモデルによる加速メカニズム	
2 2u分散関係と電場	 ω 2 = k// v A

1 + k⊥2 λ2e22k ⊥2 λ2e << 1 の時	
ω = k// v AE// =k λ ≥ 1 の時	

ΔV = V// −Ve

Vfinal =Ve + 2ΔV = 2V// −VeV// =Va

1+ λe2 k⊥22Va =Bµo ρEEk k λ=k // k⊥ λ2e1+ λ kλe =cω pek =2πλE// = 0(理想MHDのアルフベン波)	

E⊥

沿磁力線方向の電場を持つ	

1 + λ2e k⊥2w加速過程	

2.
Observed Characteristics of Electron
Dispersion[ ] We present in Figure 1 electron dispersion events
1.沿磁力線方向の電場を持ったIAWsが伝播	  from the HIBAR rocket flight flown in January 2003 from2.ポテンシャル構造内で電子は沿磁力線方向の位相速度と	  2 of
16同じ速度になると反射(反射されるまでに得る速度はΔV = V// −Ve )	  3.反射された電子はポテンシャル構造から抜けるまでにさらに	  ΔV 加速される	  4.最終的に電子の速度は沿磁力線方向のIAWsの位相速度	  の最大二倍	8結果・考察	u時間変化と空間変化の判別	

加速電場が時間的に発生した場合、ピッチ角の小さい電子はピッチ角の大きい電子に比べ、時間的に早く観測されるはずである。また、空間変化である場合、全てのピッチ角が同時に観測されるはずである。本研究ではピッチ角と観測時間の関係から時間変化と空間変化の判別を行った。	
ピッチ角と観測時間の関係式	
m x11Δt =−ds∫2E x0 1− B(s)sin 2 (α l arge ) / B0
1− B(s)sin 2 (α small ) / B0
始まり	

終わり	

図3:ピッチ角と観測時間の関係を計算した図		  図4:dispersion観測時のピッチ角と観測時間の図	
energy-time dispersionの観測の始まりは時間変化、終わりが空間変化と判別	è 加速電場は時間的に発生	

u形状について	
TOF分析により加速高度分布を計算した結果	  ・高エネルギーほどより高高度で加速	  ・高いエネルギーの電子が7000kmと高い高度で加速	  ê	  高いエネルギーの電子が高高度から加速するすることで、高エネルギー側で観測時間の差が長くなり、上に凸形のenergy-­‐0me	  dispersionが観測されたと考えることができる。	  	  図5:TOF分析から計算した加速高度分布	

uIAWsによる上に凸形のenergy-time dispersionの生成の可能性	
・IAWsモデルで得られたエネルギーを沿磁力線方向の	  IAWs位相速度の二倍と仮定	  ・図5の加速高度分布からエネルギーを位相速度に換算	  することで高度に対する位相速度分布を計算	  ê	  沿磁力線方向のIAWsの位相速度分布の結果	  沿磁力線方向のIAWsの位相速度が高度7000kmまで増加	  し 、高度7000kmで8000km/sに達すれば可能	  	  プラズマ密度分布	  位相速度分布よりプラズマ密度分布を計算した結果、図6のような沿磁力線方向の位相速度分布になるには高度	  7000kmまで長くプラズマ密度が減少し続ければならないことがわかった。	

図6:沿磁力線方向のIAWsの位相速度分
布とプラズマ密度分布	

まとめ	
ICI-­‐3では従来とは異なる上に凸形のenergy-­‐0me	  dispersionが観測され、形状及び、IAWsによる生成の可能性を調べた。	  
TOF分析より、上に凸形のenergy-­‐0me	  dispersionが観測される加速高度分布を示した。	  
また、IAWsと仮定した場合の沿磁力線方向のIAWsの位相速度分布を計算し、IAWsで生成可能であることを示した。