Physics of auroral phenomena : proceedings of the 35th Annual seminar, Apatity, 28 Februaru – 02 March, 2012 / [ed. board: A. G. Yahnin, A. A. Mochalov]. - Апатиты : Издательство Кольского научного центра РАН, 2012. - 187 с. : ил., табл.

А.А. Любчич вечернем секторе генерация КУП вызывается преимущественно долготным дрейфом инжектированных в ночном секторе энергичных протонов. Расчеты, демонстрирующие подобную возможность, проводились Lin and Parks [1976], но носили преимущественно качественный характер. В этой работе мы будем моделировать генерацию КУП облаком дрейфующих ионов, используя другую модель инжекции и эмпирические модели распределения фоновой холодной плазмы и фоновых потоков энергичных частиц. Теория ионно-циклотронной неустойчивости и используемые модели Будем рассматривать плазму, состоящую из энергичных протонов и двух сортов холодных ионов (протоны и ионы Не+). Обобщая модель генерации Kennel and Petschek [1966] на этот случай, получаем выражение для локального инкремента УНЧ волн / ( ® p ) / Q p = л ' т1р / \ 0.5 -с о ' ( 1 - « р Ь ----------■ 2 —со* (0.25-®;)2 р (i-ш ;)2 Здесь у - локальный инкремент неустойчивости, Qp - протонная гирочастота, Г|р - доля резонансных энергичных протонов, Ар- их питч-угловая анизотропия, = co/Qp - нормированная частота УНЧ волн, а р - доля протонов в холодной фоновой плазме (доля холодных ионов гелия равна 1-сср). Как известно, в двуионной плазме УНЧ волны могут существовать в двух частотных диапазонах: 0<со'р <0.25 и 1-0.75 -а р < < 1. Диапазоны разделены запрещенной областью 0.25 < со^ < 1- 0 .7 5 - а р , где коэффициент преломления волн мнимый. Используя метод Cornilleau-Wehrlin et al. [1985] перехода от функции распределения энергичных частиц к их дифференциальным потокам, то есть, к величинам, непосредственно измеряемым на спутниках, получаем: я/2 ( 1 ) 1 _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ V * = Пр(ЕЯр)= ——- я - ^ - М р -Е Кр • J tg a -jp(oc,E)-da N п/2 /л/2 A p = A p ( e Rp) = f r a - ^ -dcx/ j 2 - t g a - j p( a, E) - da ( 2 ) ( 3 ) Здесь Ne - электронная плотность (холодная плазма предполагается электрически нейтральной), Мр - протонная масса, ERp- энергия резонансных протонов, j p- дифференциальный поток энергичных протонов, a - питч-угол. Интегрирование проводится при постоянной продольной энергии частиц, равной ERp. То есть, для питч-угла а надо брать поток jp на энергии Е = ЕКр/ cos2а . При этом, при вычислении частной производной 3jp(a,E )/3a надо иметь в виду, что энергия Е является независимой фиксированной переменной. Резонансная энергия связана с резонансной скоростью энергичных протонов VRp соотношением ЕКр = Ес •( v ^ / v ^ ) 2. В двуионной плазме V r p = V Ap — - 1 V р [(0 .25-co ’p)-(l-(o 'p) 1- 0 . 7 5 - a p -c o ’p v a p = ВоД/4-л-Мр -Ne - протонная альвеновская скорость, Ec = B^/ 8 -ji-N t - магнитная энергия, приходящаяся на один ион, В 0 - величина магнитного поля. В данной работе мы ограничимся вычислением инкремента в экваториальной плоскости магнитосферы, поэтому для всех величин, меняющихся вдоль магнитной силовой линии, будем брать их значения на геомагнитном экваторе. Модель распределения холодной плазмы Будем предполагать, что концентрация фоновой холодной плазмы на расстоянии г 0 (выражено в земных радиусах RE) и долготе h (выражена в часах LT) равна N o = N sh - ~ ( N sh - N .r )- (l + сот(ф+ я))- [l + th 4 •(г 0 -4.25)], где Ф : h - 7.7- + 12 п 12 Здесь мы используем комбинацию двух эмпирических моделей Sheeley et al. [2001] для концентрации внутри плазмосферы Nsh и вне ее Ntr: Nsh=1390' Vro = 124- 4 + 36- V J o , J o , ■C O S ф , и дополнительно учитываем эмпирическое распределение «оторвавшихся» трубок повышенной концентрации вне плазмосферы ( Moldwin et al., 2004). N 0 определяет суммарную концентрацию холодных ионов. Концентрация протонов N p = a p N 0 и ионов гелия N H<;4 = ( l - a p)-N 0. 80