Ионнозвуковая турбулентность ионосферы как источник ОНЧ радиоизлучения типа аврорального шипения

2005

НАУЧНЫЙ ВЕСТНИК МГТУ ГА сер. Радиофизика и радиотехника

№ 93

УДК 621.396

Ионнозвуковая турбулентность ионосферы как источник ОНЧ радиоизлучения типа аврорального шипения

О. А. ГОРБАЧЁВ, А.А. ТРУХАН

Статья представлена доктором физико-математических наук, профессором Лукиным Д.С.

В данной работе в рамках теории слабой турбулентности плазмы сделаны оценки интенсивности радиоизлучения в ОНЧ (1^10 кГц) диапазоне из неизотермичной области ионосферы. Механизм излучения обусловлен слиянием двух ионнозвуковых волн с превращением в поперечную электромагнитную волну. Излучение генерируется практически перпендикулярно направлению геомагнитного поля. Показано, что данный процесс может обеспечить интенсивность ОНЧ излучения со спектральной плотностью порядка 10"14^ 10-15 Втм-2Гц-1, регистрируемого в наземных экспериментах, а также объяснить механизм ОНЧ излучения типа аврорального шипения.

1. ВВЕДЕНИЕ

В работе [3] показано, что в авроральной ионосфере могут реализоваться условия для возникновения ионнозвуковой турбулентности на высотах 300^600 км. Требуемые условия неустойчивости, а именно, разбаланс температур электронной и ионной компонент плазмы ( Те > 3 4Т{), достигаются за счёт эффективной потери энергии ионами при резонансной перезарядке на соответствующих нейтральных компонентах плазмы. С другой стороны, в авроральной ионосфере существуют достаточно мощные продольные токи [4], обусловленные динамо-эффектом обтекания плазмосферы Земли солнечным ветром. Продольные токи эффективно нагревают электронную компоненту ионосферной плазмы и являются источником генерации ионного звука.

В субавроральной ионосфере область генерации ионного звука имеет большие масштабы по высоте (от 300 км до 1000 км и выше), так как именно сверху, из так называемой «горячей зоны» плазмосферы [5], идет конвективный нагрев электронной компоненты плазмы. «Горячая зона» появляется во время геомагнитных возмущений, когда кольцевой ток Земли эффективно нагревает за счёт циклотронной неустойчивости [6] экваториальную область плазмосферы. Как показано в работе [7], на высотах верхней субавроральной ионосферы возникает ионнозвуковая турбулентность, которая эффективно препятствует стеканию тепла в нижнюю ионосферу (Ь<200 км). Таким образом, проявляется эффект «ионнозвуковой пробки». В результате этого разбаланс электронной и ионной температур плазмы во внешней ионосфере достигает величин Те « 10Т и зона генерации звука распространяется на большие высоты, что усиливает эффект «ионнозвуковой пробки» [7].

В данной работе оценивается интенсивность радиоизлучения ионнозвуковой турбулентности в авроральной и субавроральной внешней ионосфере в диапазоне очень низких (1^10 кГц) частот.

Оценки интенсивности излучения проводятся на основе теоретической модели ионосферно-плазмосферных взаимодействий [8].

2. ИОННОЗВУКОВАЯ НЕУСТОЙЧИВОСТЬ

Рассмотрим механизм возникновения ионнозвуковой турбулентности в неизотермичной плазме с продольным током.

Частота и инкремент возбуждения ионнозвуковых волн определяются выражениями [9,

о>5 = кУ 5,

где У5 =^мм(1 + Т") - скорость ионного звука в плазме, Те = ш¥е , Т1 = МУг - средние

энергии тепловых электронов и ионов соответственно; к и а>5 - волновой вектор и частота продольных звуковых колебаний плазмы; и = -К- - направленная скорость электронов и /,

епе 11

- значение плотности продольного тока.

Критическое значение направленной скорости электронов относительно ионов определяется выражением [10]:

ТГ.

V Т J

ехр

/_ Т.

2 2Тг;

Из (2) следует, что ионный звук неустойчив (у > 0), если и > икр . Основным

механизмом стабилизации ионнозвуковой неустойчивости является нелинейное индуцированное рассеяние ионнозвуковых волн на тепловых ионах плазмы [11, 12].

Уровень турбулентности ионного звука в режиме насыщения определяется формулой [12]:

^ = 10_2 Т-и,

пТ тУе

где - плотность энергии ионного звука; пе - концентрация электронов плазмы.

Для типичных значений плотности продольного тока к « 10 6 ^ 10 4 А  м 2 получаем

следующий уровень турбулентности:

= 10_2 * 10_4.

пТе

Заметим, что верхнее значение характеризует уровень турбулентности в струях дискретных полярных сияний, тогда как нижняя граница соответствует уровням турбулентности в субавроральной ионосфере во время геомагнитных возмущений.

3. МОДЕЛЬ ИОНОСФЕРНО-ПЛАЗМОСФЕРНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ

Моделирование параметров нестационарной системы ионосфера-плазмосфера базируется на работах [8, 13]. В работе [8] получена система гидродинамических уравнений для ионов водорода Н+, ионов кислорода О+ и электронов. В [13] данная система уравнений численно решается вдоль геомагнитной силовой трубки. В используемой модели согласованно с уравнениями гидродинамики рассчитываются источники нагрева плазмы. Такой подход позволяет рассматривать ионосферу и плазмосферу как единую динамикоэнергетическую систему и дает возможность адекватно описывать пространственновременное поведение параметров плазмы. Обычно расчет плазменных температур в рамках согласованных моделей строится на основе численного интегрирования уравнений теплопроводности для электронов и ионов. При этом предполагается, что входящий в эти уравнения поток тепловой энергии 8а описывается законом Фурье:

Sa=_XakTa,

где ха - коэффициент теплопроводности, а = е, г. Данный закон справедлив при выполнении условий макроскопичности

к<< К Та << V

Здесь Л-а, та - длина и время свободного пробега частиц сорта а, а Ь0, t0 -

характерные временной и пространственный (относительно геомагнитного поля) масштабы задачи. Последние неравенства не всегда выполняются в условиях верхней авроральной ионосферы и тогда использование закона Фурье становится некорректным. В этом случае необходимо рассматривать тепловой поток как независимый макроскопический параметр наряду с плотностью плазмы, её гидродинамической скоростью, температурой и т.д. Отсюда следует, что система моделирующих уравнений должна быть дополнена уравнением, описывающим пространственно-временные вариации тепловых потоков.

Таким образом, в стандартный набор уравнений гидродинамики, а именно в уравнения непрерывности, движения и теплопроводности мы включили уравнения, описывающие перенос тепловых потоков электронов и ионов. Учитывая омический и турбулентный нагрев плазмы, а также процесс рассеяния тепловых электронов на ионном звуке, поток тепла, переносимый электронами, описывается уравнением [8]:

^+V, ^+5. {16д2,+7У1М+ 5^=_ ,

дt д1 \ 5 Ы 5 в дt \ 2 т д1 5 &

В 2

где в = — - сечение геомагнитной силовой трубки, равное 1 см у её основания (В=В0); I -

В0

координата вдоль геомагнитной силовой трубки; уе& - суммарная эффективная частота столкновений электронов:

*& =уе+у*,.

13

Здесь Уе=Уее+-V г +УеМ, частоты кулоновского взаимодействия электрон-электрон,

8

электрон-ион, взаимодействия электронов с нейтралами приведены в [14]. Частота

кулоновского рассеяния на ионном звуке определяется [11]:

и Т

V = 10_О — -е-,

рг т

\4пе 2п„

где о. =--------- - плазменная частота ионов.

рг\ М

В модели учитывается омический нагрев электронов плазмы в области генерации ионного звука продольным током. Количество тепла в единицу времени, выделяемое при прохождении тока с плотностью у , определяется формулой [12]:

у 2

О = ± = ^ у = 4,5 -1014 —у,2,

а е пе '' пе 11

где а - проводимость ионосферной плазмы [10].

При типичных значениях плотности продольного тока у * (10_4 * 10_6)А  м_ омический

нагрев плазмы имеет следующий порядок величины:

О * (101 * 104)эВ  см-3  с-1.

Результаты исследования теплового режима плазмы и динамика процесса переноса тепла из плазмосферы в ионосферу при наличии в ионосфере области ионнозвуковой неустойчивости проанализированы в работах [3, 7].

4. ГЕНЕРАЦИЯ ОНЧ ИЗЛУЧЕНИЯ

Рассмотрим радиофизические аспекты существования области ионнозвуковой турбулентности на высотах внешней ионосферы. Для этого используем механизм генерации ОНЧ волн типа аврорального шипения (АШ) [15, 16], обусловленный нелинейной трансформацией ионнозвуковых волн. Впервые этот механизм был рассмотрен в работе [17] для объяснения экспериментов по турбулентному нагреву плазмы [18]. Основную роль в данном процессе играет слияние двух продольных ионнозвуковых волн с образованием поперечной электромагнитной волны, £ + £' — /. При этом должны выполняться условия пространственно-временного синхронизма:

—— —— —— а8

— — — ’ к+к' = ц

—— ——

где ю(ц) - частота излучаемого вистлера (свистящего атмосферика) и ц его волновой

—— ——

вектор. Так как а>£ = кУ£ , то в данном механизме излучение вистлера ограничено по

—

частоте ю(ц) < 2ю]Л. Кроме того, поскольку ионнозвуковые волны возбуждаются

—— —— —— ——

продольным током в основном в направлении геомагнитного поля, то при к &-к '

вистлер излучается практически поперек геомагнитного поля ( ц << ).

Из условий (10) видно, что сливаются две ионнозвуковые волны, распространяющиеся в противоположных направлениях. Для появления таких волн необходима достаточно интенсивная изотропизация ионного звука. Темп изотропизации за счет индуцированного рассеяния на ионах определяется выражением [19]:

Ж 2

Ув~пе------£—7~10 , при А0~п.

0 ре пеТе (А©)2

4пе2 п„

ре ‘ т

плазменная частота электронов; 0 - угол между волновым вектором

к и направлением геомагнитного поля.

Из (11) видно, что полная изотропизация ионнозвуковых волн происходит через промежуток времени не более 10-2с. Отсюда следует, что в области ионнозвуковой турбулентности на высотах внешней ионосферы существуют ионнозвуковые волны, распространяющиеся в противоположных направлениях и возможна генерация ОНЧ волн типа вистлеров.

В предположении, что интенсивность ОНЧ волны (вистлера) невелика (Ж << Ж), её можно оценить в рамках теории слабой турбулентности [10, 20, 21]:

-г- = Тр

Л к

Ж Ж \дВ\

где Ык = —- и N = ——-« ------------—- - число квантов ионного звука и вистлеров

О?

о

о А ччс1

соответственно. Здесь о(д) = —-— оВе - частота излучаемого вистлера; оВе - циклотронная

О

ре

частота электронов; 5Бц - амплитуда излучения вистлера; с - скорость света. Применяя стандартную технику [10], можно получить выражение для вероятности излучения [17]:

Р( і. q ) = п

ар I Л Л Л Л Л Aq .і Re QA, SI a(q)-а(і)-а(і-q) I-

о

Л

где Q - матрица перехода процесса £ + £' ^ ї

Л

Q =

' У q2 q.2 neMc

2

і q2+q.2

q*qv + iqqz ql+q.2

a, .і = q -

O

4 і

qq + iqqz 0

O

0 0

4 I

Л

У

а

4

vS>D y

q.+q-

4 і

—Л

A*

Aq .і

комплексно сопряженный и транспонированный вектор ,к,

а

q. =

pe

а

- дебаевский радиус, оВе - циклотронная частота электрона.

При изотропном спектре ионнозвуковой турбулентности уравнение (12) упрощается и принимает вид [17]:

ÔBq

W2

Bn пМс

4

где т - время излучения вистлера:

т =

1

V",

qг

'«II 2ю

Так как продольный размер области генерации ионного звука / > 100 км, то, подставляя

значения параметров плазмы верхней ионосферы ю «6-106с-1, Те «0,2эВ, ~ 1 ,

Ш 170

(2 ^ 3)юВе в (16), получаем следующую оценку амплитуды излучения вистлера

а

1e В e

2

3 -10-9 Втм-2.

8Вд«3 -10 нТл, которая соответствует потоку энергии порядка

Соответствующая спектральная плотность излучения для частот ОНЧ диапазона

f =

а

2п

403 -И04 с 1 имеет значение (10 14 -И0 15) Вт-м" Гц , что близко к наблюдаемым

значениям интенсивности ОНЧ шумов (см. например [2]), типа аврорального шипения.

Оценим напряженность электрического поля в вистлере, учитывая, что в системе СГС 8Б = 8И и А-м-1=1.26-10-2 Э:

5Е

ÔH

= Rx. где Rx = 120п B • A

ÔE * 3 -10-3 B • м-1.

Отметим, что данный нелинейный механизм генерации вистлеров работает в областях как втекающего, так и вытекающего продольных токов, так как уровень турбулентности ионного звука не зависит от направления тока, а определяется только его интенсивностью.

2

т

Так, интенсивность излучения вистлеров в области втекающего тока на порядок меньше интенсивности в области вытекающего тока. В субавроральной внешней ионосфере излучение вистлеров возможно только во время сильных геомагнитных возмущений и

15 2 1

ограничено спектральной плотностью 10 Вт-м" -Гц" .

Оценим влияние предложенного механизма генерации ОНЧ волн на работоспособность глобальных систем радионавигации (РНС), работающих в этом диапазоне. При мощности передатчика 10 кВт [22] уровень сигнала в приемнике РНС на максимальной дальности 10000 км в килогерцовом диапазоне не превышает 10" Вт-м" -Гц" . Это означает, что ОНЧ излучение типа вистлера может серьезно влиять на функционирование глобальных РНС.

Проведем оценку влияния напряженности электрического поля вистлера на работоспособность радионавигационного приемника, используя очевидное соотношение:

U = 5Е - 1Д,

где 1д - действующая высоты антенны. Учитывая, что для большинства современных

летательных аппаратов действующая высота антенны ^20мм, формула (18) дает значение U = 6 -10-5 B. Сравнение этой величины со стандартной чувствительностью радионавигационного приемника икр = 10-6 B показывает, что ОНЧ сигнал типа вистлера может создавать значительные помехи функционированию приемников глобальных РНС.

5. ВЫВОДЫ

Основной вывод данной работы состоит в том, что в диапазоне высот 300^500 км в авроральной ионосфере имеется регулярный источник ОНЧ излучения, обусловленный нелинейным процессом слияния ионнозвуковых волн с образованием поперечной электромагнитной волны. Образующиеся вистлеры излучаются практически поперек геомагнитного поля Земли и имеют непрерывный спектр. Предложенный механизм генерации ОНЧ волн может объяснить регистрируемое радиоизлучение типа аврорального шипения в килогерцовом диапазоне. Интенсивность излучения достаточна для того, чтобы влиять на работоспособность глобальных РНС дальнего действия и других авиационных радиотехнических систем, работающих в ОНЧ диапазоне.

ЛИТЕРАТУРА

1. Mishin E.V., Schleger K. On incoherent scatter plasma lines in Auroral. // J. Geophys. Res., V. 99, № 6, 1994.

2. Вершинин Е.Ф. Исследование широтного распределения интенсивности непрерывного ОНЧ излучения. // Ионосферные исследования, № 22, 1975.

3. Трухан А.А., Горбачёв О.А. Механизм ионнозвуковой неустойчивости во внешней авроральной ионосфере. // Геомaгнетизм и аэрономия. Т. 37, № 1, 1997.

4. Волокитин А.С, Красносельских В.В., Мишин Р.В., и др. О мелкомасштабной структуре интенсивных продольных токов в высоких широтах. // Космические исследования. Т. 22, 1984.

5. Besrukikh V.V., Gringauz K.I. The hot zone in the outer plasmosphere of the Earth. // J. Atmos. Terr. Phys,

V. 38, №. 11, 1976.

6. Kennel C.F., Petcher H.E. Limit on stable trapped partide fluxes. // J. Geophys. Res., V. 71, № 1, 1966.

7. Горбачёв О.А., Трухан А.А. Ионнозвуковая неустойчивость ионосферной плазмы, сопряженной с кольцевым током Земли. // Геомагнетизм и аэрономия. Т. 35, № 4, 1995.

8. Gorbachev O.A., Khazanov G. V., Gamayunov K. V., Krivorutsky E.N. A theoretical model for the ring

current interaction with the Earth’s plasmosphere. // Planet. Space Sci., V. 37, № 10, 1992.

9. Михайловский А.Б. Теория плазменных неустойчивостей. Т.1. М.: Атомиздат, 1975.

10. Электродинамика плазмы. // Под ред. А.И. Ахиезера. М.: Наука, 1974.

11. Галеев А.А., Сагдеев Р.З. Основы физики плазмы. М.: Наука, 1984.

12. Арцимович Л.А., Сагдеев Р.З. Физика плазмы для физиков. М.: Атомиздат, 1979.

13. Gorbachev O.A., Konikov Yu.V., Sidorov I.M., Khazanov G.V. Allowance for thermal flux variation in the model of ionosphere-plasmasphere interactions // Planet. Space Sci., V. 39, 1991.

14. Горбачев О. А. Влияние кольцевого тока на тепловой режим плазмосферы и ионосферы Земли. /Дис. канд. физ-мат. наук. Иркутск, 1990.

15. Hellivell R.A. Wistler and related ionospheric phynomena. Standford: Standfort University Press, 1965.

16. Распопов О.М., Клейменова Н.Г. Возмущения электромагнитного поля Земли. Л.: ЛГУ, 1997.

17. Кингесеп А.С. Нелинейное взаимодействие ионнозвуковых волн и геликонов в плазме. // ПМТФ, № 6,

1970.

18. Калинин Ю.Г., Лин Д.Н., Рудаков Л.И. и др. Наблюдение шумов плазмы при турбулентном нагреве. // ДАН СССР, Т. 189, № 2, 1969.

19. Натанзон А.М. О влиянии индуцированного рассеяния волн на спектр ионно-звуковой турбулентности. М.: ИКИ, 1983.

20. Галеев А.А., Сагдеев Р.З. Нелинейная теория плазмы. // Вопросы физики плазмы. Т. 7, 1979.

21. Цытович В.Н. Теория турбулентной плазмы. М.: Атомиздат, 1971.

22. Авиационная радионавигация: Справочник; Под ред. А.А. Сосновского. М.: Транспорт, 1990.

O.A. Gorbachev, A.A. Truhan

Ion-acoustic turbulence of an ionosphere as a source VLF radio emissions of type auroral hissings

In the given work within the framework of the theory of weak turbulence of plasma in VLF (1^10 kHz) a range estimations of intensity of a radio emission are made of not isothermal area of an ionosphere. The mechanism of radiation is caused by merge of two ion-acoustic waves with transformation into a cross-section electromagnetic wave. Radiation is generated practically perpendicularly to a direction of a geomagnetic field. It is shown, that the given process can provide intensity VLF of radiation with spectral density about 10-14^ 10-15 Wm-2. The Hz - 1, registered in ground experiments and also to explain mechanism VLF of radiation of type auroral hissings.

Сведения об авторах

Горбачев Олег Анатольевич, 1959 г.р., окончил ИГУ (1982), доцент, кандидат физико-математических наук, заведующий кафедрой авиационного радиоэлектрооборудования Иркутского филиала МГТУ ГА, автор 20 научных работ, область научных интересов - радиофизика, радионавигация.

Трухан Александр Алексеевич, 1947 г.р., окончил МГУ (1971), кандидат физико-математических наук, доцент кафедры авиационного радиоэлектрооборудования Иркутского филиала МГТУ ГА, автор 52 научных работ, область научных интересов - физика плазмы, радиофизика.