激しいコーラス波形がフラックスの原因

Jun 09, 2023

Scientific Reports volume 12、記事番号: 21717 (2022) この記事を引用

465 アクセス

1 オルトメトリック

メトリクスの詳細

コーラス波は、サイクロトロン共鳴を通じて外部バンアレン電子ベルトのダイナミクスにおいて重要な役割を果たします。ここでは、ヴァン・アレン探査機のデータを使用して、磁気嵐の主要段階中に放射線帯の中心部で励起された強烈なコーラス波の新しくて独特な集団を明らかにします。波の力は通常、嵐前のレベルより約 2 ～ 3 桁大きく、約 10 ～ 100 keV の電子束がケンネルペチェック限界に近づくか超えるときに発生します。これらの強烈なコーラス波は、電子を損失円錐内に急速に散乱させ、電子束を 50 年以上前に Kennel と Petschek が予測した限界に近い値に制限します。私たちの結果は、放射線帯の磁束の限界を理解するために非常に重要であり、正確なモデルにはおそらく、磁束を高める加速機構や源から独立した、このコーラス波による磁束制限プロセスを含める必要があると考えられます。

磁気嵐中に観測された外側ゾーンの電子ヴァン・アレン帯の複雑なダイナミクスの原因となるプロセスを理解することは、依然として活発な研究テーマです。地球のヴァンアレン放射線帯に捕らえられた相対論的電子の流れは、太陽風の強制力に応じて数桁変化する可能性があり(例1)、多くの波動粒子相互作用が観測されたダイナミクスに寄与していると提案されている。たとえば、コーラス波は局所的な加速を担当し（例、2、3、4、5、6、7、8、9、10、11を参照）、より長い周期の超低周波（ULF）波は粒子の加速を担当します。電磁イオンサイクロトロン (EMIC) 波などの他の波動粒子相互作用に加えて、内向き放射状拡散 (例、12、13、14、15、16、17、18、19、20、21 を参照) の結果。放射線帯電子の損失 (例、22、23 を参照)、人工 VLF 送信波 (例、24)、およびプラズマ球ヒス音 (例、25) の原因となるものも、電子を損失円錐内に散乱させ、それに対応して電子束も進化します。この論文では、磁気嵐の際に起こる内側磁気圏の磁束制限プロセスに伴うコーラス波の活動を調べ、Kennel と Petschek26 の理論的予測が外側バンにおける波と電子束の挙動を正確に描写していることを実証します。アレンベルト。

Oliferらによる約10～100keVの電子束のキャッピングに関連した最近の研究27では、外側電子放射帯の高エネルギー電子集団のダイナミクスが再検討され、電子放射帯の電子束に対するエネルギー依存の限界の証拠が明らかになった。ベルト（28およびその中の参考文献も参照）。 Olifer ら 27 は、NASA ヴァン・アレン探査機の運用期間中 (2012 年から 2019 年まで) に発生した 70 件の磁気嵐を分析しました 29,30。 Olifer et al.27 が示したように、磁気嵐の間、外側放射線帯 (\(4< L^* < 6\)) 内の低エネルギー電子 (\(\sim < 700\) keV) の流れが急速に増加します。は最大値に達し、この最大流束は嵐から嵐まで同じです。 Olifer ら 27 はさらに、エネルギー \(\sim 10\)s keV の低エネルギー電子が、高エネルギーの電子よりも先にフラックスキャップに到達することを実証しました。磁束の挙動は Kennel と Petschek26 の磁束制限理論を示唆していますが、適切な波のデータがなければ、その解釈は完全には確認されませんでした。

Kennel と Petschek は、数十から数百 keV のエネルギーを持つ電子束がホイッスラーモード波の作用によって最大レベルまで自己制限される可能性があると提案しました (28 なども参照)。外側放射線帯と一致する地球の磁気圏の低密度領域では、これらの波は一般にホイッスラーモードコーラスとして知られています。ケネル・ペチェックのパラダイムでは、電子束レベルが理論的限界に達すると、自己生成された強力なコーラス波によって大気中への電子の急速な散乱が引き起こされ、それ以上の束の増加が阻止され、束が理論上の限界値に近い値に戻されます。限界。このプロセスが引き起こされる磁束値は、短期電子束の全体的な上限を表すものではありませんが、ケンネル・ペチェックプロセスの作用後に磁束が戻る漸近限界を表します。用語を簡単にするため、また先行文献との一貫性を保つために、この論文の残りの部分では、このレベルの電子束を「KP 限界」と呼びます。

Kennel-Petschek シナリオでは、約 10 ～ 100 keV のエネルギー範囲の外部電子源の間には準定常平衡があり、これが強く駆動される不安定なホイッスラーモード波、ピッチ角での電子の急速な散乱につながります。この強烈なホイッスラーモードのコーラス波集団の存在と、損失円錐内に散乱された「過剰な」電子が上層大気中に失われることです。さらに、波を不安定にするには何らかの形の電子温度異方性が必要ですが、理論上の自己制限プロセスはその形とは無関係です。異方性は、地球の磁気圏 (例 31) で頻繁に見られるように、磁場に平行および垂直な方向の温度差によるもの、あるいは単に大気損失円錐の恒常的な存在によるものである可能性があります 26。自己制限プロセスが開始されると、KP 制限を超える電子束の量と強力なコーラス波の生成との間に明確な関係が存在するはずです。 Olifer et al.27 は、フラックスが KP 限界に達することを実証しましたが、同時に発生するコーラス波の活動の性質については調査しませんでした。今回我々は、50年以上前の理論分析で予測されたとおり、ヴァン・アレン帯の中心部での激しいコーラス波の生成によって電子束が制限されることを示す、多数の磁気嵐からの証拠を提示する。

私たちの結果は、低エネルギー源の電子集団の束（約 10 s keV）が KP 制限束に近づくかそれを超えると、最も強いコーラス波が外側の放射線帯で生成されることを示しています。さらに、これらの激しい波が、嵐の主期の前後で発生が限定されている、独特の新しい個体群をどのように表しているかを示します。この独特の強い波の集団の発生分布は、磁気嵐の主要段階では極端なコーラス波の力が支配的であることを示しています。この解析の結果は、ヴァン・アレン帯で電子束が制限される物理プロセスと、過剰な電子束がどのようにして上層大気へ失われるかを解明する上で極めて重要である。

このセクションでは、Van Allen Probe-A によって観測された、数十 keV のエネルギーを持つ電子束と外側放射線帯におけるコーラス波パワーとの関係を示します。我々は、Van Allen Probe-A 宇宙船に搭載された EMFISIS 機器によって提供される磁場波スペクトルの観測結果を使用しました32。コーラス波のパワー (nT2 単位) を計算するために、電子赤道ジャイロ周波数 0.1 から 0.8 までの EMFISIS 機器からの観測値を統合しました。したがって、コーラス波力 \(P_{ch}\) は、統合されたコーラス磁場波力を意味します。まず、単一の磁気嵐で観測された非常に強力なコーラス波と数十keVの高電子束の同時観測の典型的な例を提示することから始め、その後、重ね合わせエポックアプローチを使用してすべての嵐の統計解析に進みます。このセクションで示した結果を得るために使用した方法論については、「方法」セクションで詳しく説明します。

図 1 は、(a) 周波数範囲 \(0.1< f < 0.8f_{ce}\) の積分コーラス波パワー \(P_{ch}\) (nT2 単位) を示しています。ここで \(f_{ce}\)赤道電子ジャイロ周波数です。および 3 つのエネルギーの差電子束 (cm\(^{-2}\) sr\(^{-1}\) s\(^{-1}\) keV\(^{-1}\))チャネル: (b) 33 keV、(c) 54 keV、(d) 80 keV。観測結果は対数スケールで表示されており、2013 年の聖パトリックの日の磁気嵐の際にヴァンアレン探査機 A 探査機によって得られたものです。 SYM-H の極小時刻（− 132 nT、2013 年 3 月 17 日 20:30 UT）をエポック日 0 とします。強いコーラス波が観測される軌道をパネル (a) に色で示します。波力。興味深いことに、同じ軌道およびそれらの軌道内の同じ L\(^*\) 範囲で、非常に高い電子束も観察されます (パネル b、c、d)。このような非常に強力なコーラス波と電子束の同時観測は、この論文で調査したヴァン・アレン探査機時代 (\(2012 - 2019\)) の 70 個の地磁気嵐すべてを通じて一貫して得られています。「はじめに」セクションで述べたように、Olifer et al.27 が、より低いエネルギー束が KP 制限によって大きく制限されることを統計的に示したのも、これら同じ 70 回の磁気嵐です。図 1 に示す個々のケーススタディにおける強力なコーラス波と電子束の間の強い時空間相関は、数十 keV という大きな値の電子束が、外部で非常に強力なコーラス波を生成する原因物質として機能する可能性があることを直接示唆しています。放射線帯。

(a) 3 つのエネルギーチャネルにおける統合コーラス波パワー \(P_{ch}\) と電子束: (b) 33 keV、(c) 54 keV、および (d) の関数としての対数スケールの 80 keV 2013 年 3 月 17 日の磁気嵐中にヴァンアレン探査機 A によって観測された \(L^*\) と時刻。観測は、SYM-H が最小となる 3 日前 (0 日目、各パネルに垂直の点線でマークされています）最小SYM-Hの3日後まで。右側のカラーバーは、対応する統合コーラス波パワー (パネル a) と対数スケールの電子束 (パネル b ～ d) を示します。パネル(a)には、強いコーラス波(波力は通常 \(> 10^{-4}\) nT2) が観測される軌道番号も示されています。

ここで、エネルギー的な電子束の大きさと激しいコーラス波の存在との間の統計的関係を調べます。特に、10 ～ 100 keV の範囲の 3 つの異なるエネルギーチャネルにわたって、観測された磁束とおおよその KP 限界との差を監視します。この研究では、\(2012 ～ 2019\) の期間に特定された 70 個の磁気嵐を考慮しました。統計分析には、最小 SYM-H の時間として定義されるゼロエポックを使用した重ね合わせエポック分析が含まれます。ここでも、 \(0.1< f < 0.8f_{ce}\) の積分コーラス波パワー \(P_{ch}\) と、観測されたフラックスと KP 制限フラックスの比 (対数スケールで、参照) を使用します。詳細についてはセクション 4)、統計分析を実行します。さらに、ここでは、MLT 範囲 \(0 - 12\) MLT 内で Van Allen Probe-A によって観察されたイベントの結果を示します。過去の研究で時間平均平均振幅コーラス波はローカル時間セクター \(0 - 12\) MLT でより高い強度を持つことが示されているため、分析を今朝の現地時間セクターに限定します (例:33、34、35、 36、37、38）。 \(0 - 12\) MLT と \(12 - 24\) MLT の間の積分コーラス波パワーと電子フラックスの変化の比較は、補足資料に提供されています (図 S1)。

まず、積分コーラス波パワーの時間における統計的変化と、3 つの \(L^*\) 範囲における計算された KP 制限フラックスに対する観測フラックスの比率を調べます。図2は、積分コーラス波パワーの変化（赤い曲線）と、観測されたフラックスと計算されたKP制限フラックスの比（青い曲線）を重ね合わせたエポック（日数）の関数として対数スケールで示しています。 3 つのエネルギーチャネル (33 keV、54 keV、および 80 keV) が各列に表示され、3 つの L\(^*\) 範囲 (\(3 - 4\)、\(4 - 5\)、および \( 5 - 6\)) が各行に表示されます。実線は中央値、影付きの領域は標準偏差です。各パネルで、垂直の黒い破線はゼロエポックを示し、水平の青い破線は、観測されたフラックスが KP 制限に等しい場所を示します。図 2 からいくつかの重要な特徴がわかります。

嵐の主相（エポック日 0 付近）の領域 \(3< L^* < 4\) では、観測されたフラックスは不確実性係数 3 以内で KP 制限フラックスに近くなります (パネル a、d、g) ）。これは Kennel と Petschek26 が元の論文で想定したものと同じ不確実性であることに注意してください。磁束が KP 制限を超えることはありません。統合されたコーラス波パワーは、同じ時間間隔中にいくつかの強いノイズの多いバースト状のピーク (\(P_{ch} \sim 10^{-3}\) nT\(^2\)) を示し、これらはよく相関しています。電子束の強化により。

\(4< L^* < 5\) の領域およびほとんどの嵐では、観測された流束は嵐の主段階中に一貫して KP 制限流束を超えています (パネル b、e、h)。最も低いエネルギーチャネル (33 keV) のフラックスは、他の 2 つのより高いエネルギーチャネルよりも高い値を示します。流束が KP 制限を超えると、 \(\sim\) 1 日以内に制限流束以下になりますが、ゼロエポックから 3 日間は流束が嵐前のレベルまで減衰することはありません。この L\(^*\) 範囲では、コーラス波のパワーは、エポック日 \(\sim -1\) とエポック日 0 の間で嵐前のレベルよりもほぼ 3 桁増加し、エポック日 0 に達します。最大値 (中央値 \(P_{ch} \sim 10^{-2}\) nT2 を使用)。その後、嵐前のレベルに戻るには \(\sim\) 1 日かかります。また、イベントのアンサンブル全体にわたって、数時間程度の短い時間スケールでの回復段階中のコーラス波のパワーとフラックスとの間には強い相関関係があるようです。このような相関関係は中央値だけでなく標準偏差にも見られます。

\(5< L^* < 6\) の領域では、観測された 33 keV 電子のフラックスが嵐の主相中に KP 制限フラックスを超え、ゼロエポック後もほぼ 3 日間制限を超えたままになります (パネル c)。比較すると、54 keV と 80 keV の電子の束は、嵐の主段階で短時間だけ KP 制限束を超え、その後、嵐の回復段階で KP 制限まで徐々に減少します (パネル f と i)。積分コーラス波パワーも嵐のメインフェーズ中に大幅な増加を示し、中央値 \(P_{ch}\) はエポック 0 日目に \(\sim 10^{-2}\) nT\(^2\) に達します。その後、波力は \(\sim\) 1 エポック日後に嵐前のレベルまで減少します。 L\(^*\) の範囲 \(4 - 5\) と同様に、\(P_{ch}\) は回復段階全体で大きな変動を示します。コーラス波のパワーとフラックスの間にも良好な相関関係があります。

積分コーラス波パワー (0.1–0.8 f\(_{ce}\); nT2; 赤い曲線) の重ね合わせエポック解析、および重ね合わせエポックの関数としての対数スケールでの観測された磁束と計算された KP 制限磁束の差 (青の曲線) (日) 3 つの異なる電子エネルギーチャネル: (a – c) 33 keV、(d – f) 54 keV、(g – i) 80 keV、および 3 つの異なる L\(^*\) 範囲: (a, d, e) L\(^*\) = 3–4、(b, e, h) L\(^*\) = 4–5 および (c, f, i) L\(^*\) = 5 ～ 6、0 ～ 12 MLT の間。詳細については本文を参照してください。

したがって、全体として、図 2 は、観測されたフラックスが KP 制限を超える場合 (\(4< L^* < 6\) の場合)、または特定の不確実性係数 (\( \sim 3\)) の極限 (\(3< L^* < 4\) と同様)。強烈なコーラス波の生成と KP 限界を超える電子束との関係は、\(3< L^* < 4\) よりも \(4< L^* < 6\) の場合の方がはるかに強いことに注意してください。以下では、外側放射線帯の中心を覆う領域 \(4< L^* < 6\) に焦点を当ててさらに分析します。

強力なコーラス波とソース電子集団のフラックスとの関係をさらに強調するために、図 3 に中央値 (上の行) と両方の統合コーラス波パワーの確率分布関数 (PDF) (2 番目の行) を示します。 33 keV、54 keV、および 80 keV エネルギーの電子に対する観測および計算された KP 限界の比 (3 行目から 5 行目)。対数スケールが使用され、0 ～ 12 MLT 内の L* 値 4 ～ 5 (左パネル) および 5 ～ 6 (右パネル) の領域を考慮します。図 3 のパネル (a および h) には、図 2 の中段および下段と同じデータの一部が含まれており、さらなる洞察を提供するために確率分布関数 (PDF) を追加しています。 PDF を構築するために、4 時間の時間枠を取り、垂直ビン幅 0.2 で対数コーラス波パワーと対数磁束比 (KP 制限に対する観測磁束) の正規化されたヒストグラムを提示しました。指定されたタイムスライスの合計は 100% になります。パネル (f) と (m) は、\(P_{ch}>10^{-4}\) nT2、または 3 つのエネルギーチャネルのそれぞれの電子束が関連する値を超える各垂直スライス内のイベントの割合を示しています。 KP制限。下のパネル (g および n) は、極地運用環境衛星 (POES) によって観測された、対応する L* 範囲内の 2 つの特定の L シェルにおける 30 keV 以上の電子の降水フラックスを示しています。これらのパネルでは、ヴァンアレン探査機時代の 70 個の磁気嵐の同じセットを考慮し、0° 望遠鏡を使用して夜明け領域 (0 ～ 12 MLT) の降水フラックスを明らかにしました。これらの L シェルでは、0° 望遠鏡は赤道ピッチ角が約 1.5° の沈降粒子のみを測定します。

中央値 (a、h) 積分コーラス波パワー (nT2; 赤)、および 33 keV (青)、54 keV (緑)、および 80 keV (紺) の電子の観測および計算された KP 制限束の差。 (b, i) 積分コーラス波パワーと、(c, j) 33 keV、(d, k) 54 keV、(e, l) 80 keV 電子の KP 制限磁束の差と観測値の差の確率分布関数 (PDF)対数スケール。 (f, m) 積分コーラス波パワー \(> 10^{-4}\) nT2 と、33 keV (青)、54 keV (緑)、および 80 keV (紺) の KP 制限磁束を超える観測磁束を見つける割合L\(^*\) 範囲 4 ～ 5 (左パネル) および 5 ～ 6 (右パネル) 内の電子。 \(0 - 12\) MLT 間の重ね合わせエポック (日数) の関数として、(g) L = 4.5 および (n) L = 5.5 で > 30 keV 電子について POES によって観察された析出束。各パネルで、垂直破線はゼロエポックを示し、パネル (c ～ e) および (j ～ l) の水平破線は、KP 制限磁束に等しい観測された磁束を示します。右側のカラーバーは PDF を示しているため、各垂直スライスでイベントが見つかる確率は合計で 100% になります。パネル (g、n) では、黒い散布図は電子束の中央値を示し、エラーバーは重ね合わせたエポック統計の上位四半期と下位四半期を表します。

まず、\(4< L^* < 5\) 領域に焦点を当てます。これは、コーラス波が最も強い場所であるためです (図 3a と図 3h を比較)。嵐のメインフェーズの前後、エポック日 - 3 から - 1 の間、およびエポック日 1 ～ 3 では、コーラス波は \(P_{ch}<10^{-4}\) nT2 を持つ可能性が高くなります (図 1)。 3b)。エポック日 - 1 から + 1 までの嵐のメイン段階では、\(P_{ch}>10^{-4}\) nT2 が観測される確率が大幅に増加します。エポック日 -1 からエポック日 0 まで時間が進むにつれて、\(P_{ch}\) は劇的に増加し、エポック日 0 では、ほぼすべての \(P_{ch}\) が \(> 10^{-4} になります。 \) nT2、エポック日 1 でほぼ嵐前のレベルに戻る前。図 3c–e から、エポック日 \(\sim -1\) より前に、磁束比が KP 制限を下回っており、 PDFは幅が広いです。エポック日 \(\sim -1\) 以降、KP 制限を超える観測フラックスが見つかる確率は、すべてのエネルギーについて増加し始めます。エポック 0 日目では、KP 制限を超える値で確率が最大になります。嵐のメイン段階の前後の最も重要な違いは、エポック 0 日目以降、電子束の PDF が大幅に集中し、観測された束が KP 制限束に近づく確率が非常に高くなるということです。パネル (g) から、エポック日 -0.5 から始まって、L = 4.5 で > 30 keV のエネルギーを有する電子の析出束が増加し始め、エポック日 0 で最大に達し、その後減少し始めることがわかります。エポック 1 日目の後、降水フラックスは減少して嵐前のレベルに戻ります。これは、積分コーラス波パワー (パネル b) と電子束 (パネル c ～ e) の両方の変動と強い相関関係があり、観測された数十 keV 電子の束が理論的に予測された KP 制限束を超えると、 Kennel と Petschek が 1966 年の論文で予測したとおり、大気損失円錐内への電子の降下につながる強力なコーラス波が生成されます26。

図3パネル（a～e）に示された観察は、嵐の主段階中に流束がKP制限を超えると、嵐の回復段階では基本的に制限値で制限されること、および制限を引き起こすプロセスが次のことに関連していることを示唆しています。激しい合唱活動。前の段落で議論したように、パネル g はさらに、大気中の電子の沈殿を引き起こすのは激しいコーラス波との波動粒子相互作用であり、それによって放射線帯のフラックスを理論的に予測される限界に制限するというこの理論を支持しています。この特徴を明確に理解するために、コーラス波パワー\(P_{ch}>10^{-4}\) nT2 を見つける割合をチェックし、KP制限を超えるフラックスを観察しました。これを図3fに示します。 \(10^{-4}\) nT2 の値は、図 2 の嵐の重畳エポック応答の検査に基づいて選択されました。このパネルから、\(P_{ch を見つける可能性が高いことがわかります) } > 10^{-4}\) nT2 (赤い曲線) は嵐のメインフェーズ中に増加し、エポック 0 日目に最大値 (\(\sim 85\%\)) になります。嵐前のレベル。興味深いことに、観測されたフラックスが KP 制限フラックス (青、緑、紺色の破線の曲線) よりも大きい可能性は、3 つのエネルギーチャネルすべてでほぼ同じ挙動を示します。特に \(E=33\) keV の場合、KP 制限を超える磁束値が見られる確率と、強烈なコーラス波パワーが見られる変化の間には強い相関関係があるようです。全体として、これは、嵐の主相中に理論的に導出された限界を超えて電子束の絶対値が増大することが、\(4< L^* < 5\ の強力なコーラス波パワーの生成の原因であるという仮説を強く支持しています) ）。

L* 値が 5 ～ 6 の領域 (図 3、パネル i ～ l) では、フラックス PDF の全体的な特徴は L\(^* = 4 ～ 5\) の場合と同じままですが、顕著な違い。波については、図 3 のパネル (i) は、エポック日 \(\sim -1\) より前に、コーラス波のパワーがほとんど \(10^{-4}\) nT2 を下回り、その後増加し始めることを示しています。エポック日 0 で最大 (波力 \(\sim 10^{-2}\) nT2) になります。ただし、エポック日 0 以降は、 \(4< L^* < 5\) とは異なり、 \(P_{ ch}\) は、その後 3 日間にわたって高水準に留まり、嵐前のレベルまで低下しない可能性が高くなります。波力は嵐の回復段階 (1 ～ 3 日目) にも大きな変動を示し、以前よりもはるかに広い分布を示します。 \(5< L^* < 6\) の場合、図 3j–l は、観測されたフラックスがエポック日 \(\sim -1\) より前の 3 つのエネルギーチャネルすべてについて KP 制限を下回っていることを示しています。このより高い \(L^*\) 範囲では、PDF は広くはなく、むしろ観測された流束は KP 制限に近いものの、KP 制限を下回っている可能性が高くなります。エポック日 \(\sim -1\) 以降、KP 制限を超える観測フラックスが見つかる確率は増加し、エポック日 0 で最大になります。エポック日 0 以降、54 keV と 80 keV の電子の観測フラックスが観測されました (図 1)。 3 つのパネル k および l) は、L* 範囲 \(4 - 5\) と同様の動作を示します。つまり、それらは KP 制限で制限され、PDF は KP 制限に近い値で大幅に狭まります。しかし、33 keVの電子の場合（図3j、エポック0日目以降、観察されたフラックスは長期間にわたってKP制限フラックスを超える可能性があり、PDFはこのエネルギーチャネルでより広く分布しています。この特徴はより明確に見ることができます）図 3m. KP 限界 (青色の破線) を超える 33 keV 電子の観測フラックスが見つかる確率は、嵐の主相中に再び増加し、エポック 0 日目で最大になります。減少傾向にありますが、依然として高いままで、いくつかの山と谷が繰り返し見られます。興味深いことに、嵐の回復段階で高いコーラス波パワー (赤い曲線) が観察されるのは、同じ山の間です。これは、コーラス波の間に強い相関関係があることを示唆しています。また、33 keV の電子束は変動にもかかわらず存在し、嵐の主相の外側で維持できるため、高エネルギーの電子束が KP 限界を超えると、いつでもどこでも、激しいコーラス波が発生する可能性が高くなります。この L* 範囲 (パネル n) の析出フラックスも、L* 範囲 4 ～ 5 (パネル g) の析出フラックスと顕著な違いを示していますが、トラップされたフラックス (パネル j ～ l) と良好な相関関係があります。パネル (n) は、L = 5.5 での降水フラックスがエポック日 − 1 から増加し始め、エポック日 0 で最大となり、その後は高いままである可能性が高く、嵐前のレベルまで低下しないことを示しています。これは、ヴァン・アレン探査機によって観察された、捕捉された 33 keV の磁束変化とよく一致しています (パネル j)。 PDF (パネル j) と散布図 (パネル n) の両方で見られるような嵐ごとの変動さえもよく相関しており、これは、捕捉フラックスを予測値に維持するのは波と粒子の相互作用から生じる降水であるという事実を裏付けています。 KP制限。

私たちの最後の統計的テストは、嵐の進化に関する一時的な情報を削除し、高い値の電子束が激しいコーラス波を引き起こす確率を研究することです。 L* 範囲の 3 つのエネルギーチャネル (33 keV、54 keV、および 80 keV) について、統合コーラス波パワーと対数対数空間での KP 制限に対する観測フラックスの比の 2 次元ヒストグラムと PDF を提供します \( 4 - 5\) (図 4) および \(5 - 6\) (図 5)。 2D ヒストグラムと正規化された PDF を構築するために、この対数対数空間でビン幅 0.2 × 0.2 のビンを取得しました。両方の図において。図 4 と 5 のパネル (a ～ c) は、選択した 70 個の嵐にわたる 2D ビン内の観測数の分布を示し、パネル (d ～ f) は正規化された PDF を示します。ここでは、さまざまな強度でのコーラスパワーのパーセンテージが、観測されたフラックスと KP 制限の比の関数としてプロットされています。

(a – c) 観測されたフラックスと計算された KP 制限の比の対数に対する統合コーラス波パワーの 2 次元ヒストグラムと (d – f) 確率分布関数 (PDF)。プロットは、L* 範囲 \(4 - 5\) 内の (a、d) 33 keV、(b、e) 54 keV、および (c、f) 80 keV のエネルギー電子の対数対数空間にあります。下部のカラーバーは、log-log で 0.2 × 0.2 のビン幅を持つビンを使用して、所定の磁束比で所定のコーラス波パワーが見つかるデータポイントの分布 (数) (左の列) と確率 (右の列) を示します。空間。各パネルの垂直破線は、観測された流束が KP 制限に等しいことを示します。

図 2 および図 3 の 2 次元ヒストグラムと PDF は次のとおりです。図 4 と 5 は、電子束が KP 制限未満 (白破線の左側) の場合と、電子束が KP 制限を超える場合 (白破線の右側) では、波の挙動が大きく異なることを示しています。。特に PDF パネル (d ～ f) は、磁束が KP 制限を下回る場合、波は \(P_{ch}<10^{-4}\) nT2 を持つ可能性が最も高く、その分布は次のとおりであることを示しています。磁束の値には依存しません。 KP 制限を超える電子束の場合、波の確率分布関数は劇的に高い値にシフトし、電子束がどの程度 KP 制限を超えるかに強い依存性を示します。パネル (d ～ f) の PDF のピークは、KP 制限 (白い破線) を超えると桁違いにジャンプします。 KP 制限を超えると、コーラスパワーと電子束の間にべき乗則の関係の証拠がいくつかあり、PDF は傾き \(\sim 2\) の直線で近似できます。

図 4 と同じですが、L* 範囲 \(5 - 6\) です。

嵐の一時的な挙動が取り除かれると、\(4< L^* < 5\) と \(5< L^* < 6\) の間の波と流束の関係にはほとんど違いがなく、根底にある物理的性質がプロセスは同じです (図 4 と 5 を比較してください)。コーラスパワーには明らかに 2 つの非常に異なる集団があり、電子束が KP 限界に近いかどうかによって分けられます。磁束が KP 制限を大幅に下回る場合、コーラス波の発生分布は変動しますが、磁束の大きさによって強く制御されるわけではありません。これは、プラズマの温度異方性により存在するコーラス波パワーの周囲レベルに関連している可能性があります 31。ただし、電子束が KP 制限を超えると、コーラス波のパワー発生分布はほぼ独占的に最も強い波だけで構成されます。図 6 では、この非常に高出力のコーラス波の集団が低出力のバックグラウンド分布とは実際に異なっており、この遷移は磁束が KP 制限に達すると発生することを示しています。図 6a と図 6c は、エポック 0 日 (\(\pm 3\) 日、黒線) を中心とした嵐全体の \(P_{ch}\) の分布と \(P_{ch}\) の分布を比較しています。嵐の前段階（-3日から-0.5日、赤線）。嵐の前段階では、低電力コーラス (\(P_{ch} \sim 10^{-6}\) nT2) の可能性が大幅に高くなり、\(10) で電力が観測される可能性が大幅に減少します。 ^{-4}\) - \(10^{-2}\) nT2 の範囲。図6bとdで嵐前（赤）、メインフェーズ（青）、回復フェーズ（緑）を分離して嵐の進行をさらに調査すると、メインフェーズのコーラスは非常に異なる発生分布を示し、嵐の存在を示します。他では存在しない激しいコーラスウェーブを追加配信。したがって、図 6 は、極端な波力を持つコーラス波の発生が、電子束が KP 限界を超える可能性が非常に高い期間に優先的に発生するという事実を証明しています。

L* 範囲 4 ～ 5 (a、b) および 5 ～ 6 (c、d) の異なる時間間隔での正規化されたコーラス波パワー発生分布。対数スケールのコーラス波パワーが x 軸に沿ってプロットされ、正規化された発生分布が y 軸に沿ってプロットされます。

ここで示した統計的観測は、磁気嵐中に磁束が KP 制限を超えると、いつでもどこでも、通常、激しいコーラス波が生成されることを示しています。 Kennel と Petschek は、磁気圏に安定に捕捉された電子の流れが、急速に大きな振幅に成長し、電子を損失円錐内に散乱させて上層大気中に沈殿する強力なコーラス波の作用によって制限されることを示唆しました。重要なのは、この研究により、外側放射線帯におけるコーラス波の 2 つの重要な領域の存在が明らかになったということです。 1 つ目の、より一般的な領域は、10 ～ 100 keV の電子束が KP 制限を下回る領域です。この研究では、この体制は磁気嵐前の 3 日間と、メインフェーズ後の回復期間の大部分をカバーしています。おそらく、磁気嵐を特徴とする短期間以外のほとんどの時間間隔では、10 ～ 100 keV の電子束レベルが KP 制限を下回っていると考えられます。このようなとき、コーラス波のパワーが \(10^{-4}\) nT2 を超えることはほとんどありません。典型的な条件下でのホイッスラーモード波の発生メカニズムは、典型的には垂直温度異方性の結果であることが以前に確認されています 31。波の振幅は、温かいプラズマ成分の部分数密度を増加させることによって強化される可能性があります1。また、ピッチ角の異方性から生じる不安定性の強さによっても強化される可能性がありますが、私たちの統計分析では、統合されたコーラスパワーの量は、コーラスパワーの値とほとんど関係がないことを示しています。この最初の領域では、別々のエネルギーチャネル内の磁束が変化します。

2 番目の状態ははるかにまれで、電子束が KP 制限を超えたときに発生します。この場合、Kennel と Petschek 26 は、波の不安定性に必要な異方性の原因は重要ではない、と示唆しました。コーラスの成長率はフラックスの絶対値に依存するため高くなり、これが異常に高くなると、波の成長率も高くなります。粒子の散乱率は波のパワーに依存し、波のパワーは波がソース領域から伝播する前にどれだけ速く成長できるかによって決まります39、40。 KP 制限を超えると、半径方向拡散やサブストーム電子注入などの外部ソースが KP 制限を超えるフラックスレベルを維持する場合、プラズマはコーラス波の成長に対して非常に不安定になると予測されます。次に、電子を損失コーン内に急速に散乱させる強力なコーラス波が生成されます。 KP 制限を超える「過剰なプラズマ」は大気中に失われ、波は磁場の近くに導かれてその領域から遠ざかるように伝播します 40,41。流束レベルが KP 制限を超えている限り、急速な波の成長、ピッチ角散乱、および降水損失の準定常バランスが維持されます。重要なのは、私たちの観察が示すように、この状態では、波のパワーは磁束がどの程度KP制限を超えるかによって決まります。 2 つの領域の存在と、電子束が KP 限界をどれだけ超えるかに対する波力の依存性は、50 年以上前に Kennel と Petschek によって予測された電子束制限プロセスが磁気嵐の際の地球磁気圏で作用するという直接的な証拠を提供します。。

全体的な結果をより明確に要約するために、統合コーラス波パワー (nT2 単位) の中央値と、重ね合わせたエポック (前後 3 日間の) の関数として観測されたフラックスと KP 制限の中央値の比率の散布図をさらに示します。嵐の極小値 Sym-H におけるエポック時間ゼロ）を、それぞれの 2 次元平面に投影した 3 次元空間内で、L* 範囲 \(4 - 5\) 内で表現します (図 7)。図 7 は、嵐の過程における激しいコーラス波の生成と数十 keV の電子束のダイナミクスとの関係を明確に示しています。激しいコーラス波が生成されるのは、ストームのメインフェーズ中のみであり、電子束が KP 制限を超えた場合のみです。嵐前の期間では、フラックスが KP 制限を下回っている場合、コーラス波のパワーははるかに低くなります (10\(^{-6}\) から 10\(^{-5}\) nT2 程度)そして、独立した、より明確な、よりアンビエントな集団を表します。回復段階では、メイン段階でフラックスが KP 制限を超えると激しいコーラス波が生成される期間に続き、コーラス波のパワーは再び別個の明確な低パワーおよびより周囲の集団に戻ります。磁気嵐の過程における磁束と統合コーラス波力の両方の進行を視覚化するために、補足資料にムービーを用意しました（図S2）。

積分コーラス波パワーの中央値 (nT2 単位) と、L* 範囲 4 ～ 5 の 33 keV 電子の観測フラックスと KP 制限フラックスの比 (対数スケール) の散布図。 3 次元空間 (ドットはデータを示し、カラースケールは重ね合わされたエポック時間を示します - 右軸)。それぞれの 2 次元平面への投影を灰色でプロットします。カラーバーは重ね合わされたエポックを日単位で示します。

非常に大きな振幅のホイッスラーモード波は、外側放射線帯の両方で以前に観察されており42、43、44、45、46、47、48、49、50、実際に \(L=10\) までの閉鎖磁気圏領域全体で観察されています。 45. これらの研究は高振幅ホイスラーモード波の大規模なデータセットを提供しており、そこから統計的な空間範囲がよく知られていますが、そのような大振幅波の発生のメカニズムはよく理解されていません。私たちの見解では、この強力な磁気圏波動活動のサブセットには、Kennel と Petschek が示唆したプロセスによる磁束制限の期間が含まれている可能性があります。今後の研究では、このような強烈なコーラス波の生成が KP プロセスによって説明できるかどうか、あるいは他の生成メカニズムも可能かどうかを検討する予定です。この研究における大振幅の波は、元の Kennel-Petschek 解析の基礎となっている準線形理論があまり適用できないほど大きいと考えられます。しかし、観測結果は、磁束制限プロセスの一般的な予測が磁気圏で観測されること、つまり、特定のしきい値を超えると、特定のエネルギーにおける磁束の量がホイッスラーモード波のサイズに関連することを示しています。将来の解析には、閾値に達した後に波と粒子の相互作用に何が起こるかを説明する平衡方程式を導き出すために、大振幅の波（例：51、52、53、54、55、56、57）の非線形効果を含める必要があります。ここでの観測分析は、準線形理論によって決定された閾値の値が、地球の内部磁気圏で経験される条件の合理的な近似であることを示しています。

波動粒子相互作用のフォッカー・プランク記述に基づく放射線帯の数値モデルは、過去の地磁気現象の科学的分析58、数十年にわたる歴史的データの再分析59、および宇宙天気の数値予測（例えば、60を参照）に世界中で広く使用されている。我々の知る限り、いくつかの研究 (例: 55,61) を除いて、これらのモデルはどれも、我々の観察で実証された急速な光束制限を提供するために必要な拡散モデルを具体的に組み込んでいません。今後の研究では、数値放射帯モデルに組み込むのに適した記述を作成することに加えて、より高いエネルギー（たとえば \(>1\) MeV）の電子に対する磁束制限の強いコーラス波の影響も特定する必要があります。全体として、私たちの研究は、50 年以上前に Kennel と Petschek26 が最初に予測したとおり、放射線帯の電子束の自然な自己制限の一部として強烈なコーラス波が励起されていることを示しています。

この研究では、ヴァンアレンプローブ A 宇宙船に搭載された磁気電子イオン分光計 (MagEIS) 装置からの電子束の観察を使用しました。 MagEIS 装置は、エネルギー粒子、組成、および熱プラズマスイート (ECT30) の一部であり、25 電子エネルギーチャネルでのスピン平均 (レベル 2) およびピッチ角分解 (レベル 3) の電子束測定の 11 秒分解能を提供します。この研究では、バン内で 70 回の磁気嵐が発生した際に、3 つの最も低いエネルギーチャネル、つまり 33 keV、54 keV、および 80 keV で \(90^\circ\) ピッチ角で測定されたレベル 3 電子束データを考慮しました。アレン・プローブ時代 (\(2012 - 2019\))。嵐は、それぞれが \(-50\) nT 未満の最小 SYM-H インデックスを持つ孤立したイベントであるという基準で選択されます。嵐の詳細については、Olifer et al.27 を参照してください。

Mauk と Fox28 によって導入された方法論を使用して、KP 制限フラックスを計算します。これは、Olifer et al.27 の元の論文でも、ヴァンアレン探査機時代に SYM-H \(\le -\)50 nT を使用して 70 個の孤立した地磁気嵐を分析するために使用されました。この嵐のセットは、この論文で使用したものと同じです。勉強。 Mauk と Fox28 による KP 限界の計算アルゴリズムは、Schulz と Davidson による初期の研究 62 に従って微分磁束の観点から問題を定式化し、Summers らによる相対論的補正を組み込んでいます 63、64、65。元の KP 論文と同様に、Mauk と Fox28 は、電子の KP 限界は、ピッチ角の異方性によってコーラス波の生成が維持され、電離層での波の部分反射による損失のバランスがとれる電子束レベルとして定義されると述べています。 KP 制限は、電離層からの部分反射と赤道領域での反射波の追加成長のバランスをとることによって定義されます。これにより、条件 \(G \cdot R=1\) が得られます。ここで、G は磁力線に沿ったホイッスラー波振幅の正味利得、R は電離層反射係数です。 Mauk と Fox28 は、この条件と、Xiao ら 66 によって導入された e フォールディング時間成長率の式を使用して、観察された電子束スペクトルに基づいて KP 限界を計算します。 KP 限界での差磁束を推定するために使用されるアプローチのより詳細な説明については、元の Mauk と Fox28 の論文を参照してください。

この研究の目的のために、我々は、Olifer et al.27 によって導入された、結果として得られる KP 限界に関して重ね合わせたエポック電子束を計算するために同様のアプローチを使用します。観測されたフラックスと KP 制限の両方は、L* 1.0 から 7.5 の間の 50 個の L* ビンと、各嵐の \(-3\) から 3 つの重ね合わせエポック日の間の 120 個の重ね合わせエポックビンにビン化されます。ゼロエポックは嵐の時間を示します。すべてのイベントで最小 SYM-H。次に、選択した各嵐の異なるエネルギーチャネルのビン分けされた電子束とその比を使用して、各ビンの中央値と標準偏差が決定されます。

コーラス波の活動を調査するために、電気・磁場計測器スイートから \(\sim 1\) Hz から \(\sim 12\) kHz までの 65 対数間隔の周波数間隔で提供される 6 秒分解能の波磁場測定を行いました。ヴァンアレン探査機 A 宇宙船に搭載された統合科学 (EMFISIS;32)。観測された波が確かにコーラス波であることを確認するために、ヴァン・アレン探査機に搭載されたEMFISIS機器で測定されたバックグラウンド・プラズマ密度を調べ、宇宙船がプラズマ圏の外にあるときの波を選択しました。次に、波動磁場の測定値から、周波数範囲 0.1 ～ 0.8 f\(_{ce}\) での 5 分間の平均積分コーラス波パワーを計算しました。ここで、f\(_{ce}\) は赤道電子ジャイロ周波数です。。フラックスに使用したのと同じ 50 個の L* ビンと 120 個の重ね合わせたエポックビンを使用しました。同様に、選択された各嵐のビン化された統合コーラス波パワーを使用して、各ビンの中央値と標準偏差が計算されます。

この研究で使用されたデータセットは一般に公開されています。惑星間パラメータと地磁気指数は、ウェブサイト https://cdaweb.gsfc.nasa.gov/cgi-bin/eval2.cgi から取得できます。この研究で使用されたヴァンアレンプローブデータは、EMFIIS の場合は Web サイト http://emfisis.physics.uiowa.edu/Flight/、ECT の場合は http://www.rbsp-ect.lanl.gov/data_pub/ で入手できます。。この研究で使用された POES データは、https://www.ngdc.noaa.gov/stp/satellite/poes/dataaccess.html で見つけることができます。

Gao, X. et al. 離散的でヒス状のホイッスラーモード波の生成メカニズムに関する新たな証拠。地球物理学。解像度レット。 41、4805–4811 (2014)。

記事 ADS Google Scholar

Summers, D.、Thorne, RM & Xiao, F. 磁気圏における電子加速への応用による波動粒子共鳴拡散の相対論的理論。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 103、20487–20500 (1998)。

記事 ADS CAS Google Scholar

アルテミエフ、A.ら。地球の内部磁気圏における斜めのホイッスラーモード波: エネルギー分布、起源、放射線帯力学における役割。宇宙科学。改訂 200、1–10 (2016)。

記事 Google Scholar

Horne, RB & Thorne, RM 磁気嵐中の相対論的電子散乱と確率的加速の潜在波。地球物理学。解像度レット。 25、3011–3014 (1998)。

記事 ADS Google Scholar

ホーン、RBら。バンアレン放射線帯における電子の波加速。 Nature 437、227–230 (2005)。

記事 ADS CAS Google Scholar

ソーン、RM、Ni、B.、タオ、X.、ホーン、RB、メレディス、NP 拡散オーロラ降水の主な原因としてのコーラス波による散乱。ネイチャー 467、943–947 (2010)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Millan, RM & Baker, DN 地球の放射線帯における粒子の高エネルギーへの加速。宇宙科学。改訂 173、130–131 (2012)。

記事 Google Scholar

AY州ウホルスキーとミシガン州シトノフ放射線帯粒子のダイナミクス。宇宙科学。改訂 179、545–578 (2013)。

記事 ADS Google Scholar

Allanson, O.、Watt, CEJ、Allison, HJ & Ratcliffe, H. ホイッスラーモード波との非線形相互作用中の電子の拡散と移流。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 126、28793 (2021)。

記事 ADS Google Scholar

Gao, X. et al. 地球磁気圏における斜角ウィスラーモード波の発生源領域と発生機構に関する研究。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 127、e2022JA030804 (2022)。

記事 ADS Google Scholar

Gao, X. et al. 繰り返しのコーラス音の起源を示す観察証拠。地球物理学。解像度レット。 49、e2022GL099000 (2022)。

記事 ADS Google Scholar

Elkington, SR、Hudson, MK & Chan, AA トロイダルモード Pc-5 ULF 振動とのドリフト共鳴相互作用による相対論的電子の加速。地球物理学。解像度レット。 26、3273–3276 (1999)。

記事 ADS Google Scholar

Elkington、SR、Hudson、MK、Chan、AA 非対称地磁場におけるアウターゾーン電子の共鳴加速と拡散。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 108、3 (2003)。

記事 Google Scholar

Hudson, M.、Elkington, S.、Lyon, J. & Goodrich, C. 内部磁気圏における相対論的電子束の増加: ULF 波動モード構造。上級スペース解像度 25、2327–2337 (2000)。

記事 ADS Google Scholar

マン、IRら。地球のヴァン・アレン放射線帯における地球物理学的シンクロトロンの活動の発見。ナット。共通。 4、1–6 (2013)。

記事 Google Scholar

ジェインズ、AN et al. 外側放射線帯における超相対論的電子の高速拡散: 2015 年 3 月 17 日の嵐イベント。地球物理学。解像度レット。 45、10874–10882 (2018)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Zhao, H.、Baker, DN、Li, X.、Jaynes, AN & カネカル, SG 2017 年 4 月 21 日の小から中程度の嵐の間の超相対論的電子の加速。Geophys. 解像度レット。 45、5818–5825 (2018)。

記事 ADS Google Scholar

オゼケ、LG 他 ULF 波由来の放射帯の半径方向拡散係数。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 117、4 (2012)。

記事 Google Scholar

Ozeke, LG、Mann, IR、Murphy, KR、Jonathan Rae, I. & Milling, DK ULF 波動放射帯の半径方向拡散係数の解析式。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 119、1587–1605 (2014)。

記事 ADS Google Scholar

オゼケ、LG 他ヴァン・アレン帯における磁気圏界面の陰影とULF波の放射状拡散によるクロスLシェルの影響をモデル化します。地球物理学。解像度レット。 41、6556–6562 (2014)。

記事 ADS Google Scholar

オゼケ、LG 他 2015 年 3 月と 2013 年 3 月の嵐の間の急速な外側放射線帯の磁束ドロップアウトと高速加速: 動的外側境界からの超低周波輸送の役割。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 125、027179 (2020)。

記事 Google Scholar

Shprits、YYら。ヴァン・アレン放射線帯における超相対論的電子の波による損失。ナット。共通。 7、1–7 (2016)。

記事 Google Scholar

ドロズドフ、AYら。マルチ MeV 電子の枯渇とそれらの会合による位相空間密度の最小化。地球物理学。解像度レット。 49、e2021GL097620 (2022)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Hua, M. et al. 超低周波送信機は、地球に近い空間の高エネルギー電子ベルトを分岐させます。ナット。共通。 11、1–9 (2020)。

記事 ADS Google Scholar

Zhao、H.ら。プラズマ球のヒス波は、放射線帯の電子の逆エネルギースペクトルを生成します。ナット。物理学。 15、367–372 (2019)。

記事 CAS Google Scholar

Kennel, CF & Petschek, HE 安定して捕捉された粒子フラックスの制限。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度 1896 ～ 1977 年 (71)、1 ～ 28 (1966)。

記事 ADS Google Scholar

Olifer, L. et al. 2 つの放射線帯の物語: 自己制限電子空間放射線のエネルギー依存性。地球物理学。解像度レット。 48、095779 (2021)。

記事 Google Scholar

バージニア州マウクおよびニュージャージー州フォックス太陽系の電子放射帯。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 115、12 (2010)。

記事 Google Scholar

ベイカー、DN et al. 放射線帯嵐探査機 (RBSP) 宇宙船に搭載された相対論的電子陽子望遠鏡 (REPT) 機器: 地球の放射線帯高エネルギー粒子集団の特性評価。宇宙科学。改訂 179、337–381 (2013)。

記事 ADS CAS Google Scholar

スペンス、H.E. et al. NASA のヴァンアレン探査ミッションにおける放射線帯嵐探査機 (RBSP) のエネルギー粒子、組成、および熱プラズマ (ECT) スイートの科学目標と概要。宇宙科学。改訂 179、311–336 (2013)。

記事 ADS CAS Google Scholar

リー、W.ら。コーラス励起の原因となる観測された赤道電子分布のTHEMIS分析。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 115、6 (2010)。

Google スカラー

カリフォルニア州クレツィングら。 RBSP の電場および磁場機器スイートおよび統合科学 (EMFISIS)。宇宙科学。改訂 179、127–181 (2013)。

記事 ADS Google Scholar

リー、W.ら。 THEMIS探査機で観測されたホイッスラーモードコーラス波の全球分布。地球物理学。解像度レット。 36、9 (2009)。

記事 CAS Google Scholar

メレディス、NP 他。複数の衛星観測から得られた低域および高域コーラスのグローバルモデル。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 117、10 (2012)。

記事 Google Scholar

Meredith, NP、Horne, RB、Li, W.、Thorne, RM & Sicard-Piet, A. 複数の衛星観測による低周波コーラス (fLHR < f < 0.1fce) のグローバルモデル。地球物理学。解像度レット。 41、280–286 (2014)。

記事 ADS Google Scholar

Meredith, NP、Horne, RB、Shen, X.-C.、Li, W. & Bortnik, J. 赤道付近の領域におけるホイッスラーモードコーラスのグローバルモデル (\(\lambda _m < 18^\circ\) ）。地球物理学。解像度レット。 47、087311 (2020)。

記事 Google Scholar

アーリアン、H.ら。 Ae と太陽風のパラメータを使用した内部磁気圏のコーラス波分布の統計的研究。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 119、6131–6144 (2014)。

記事 ADS Google Scholar

Aryan, H.、Sibeck, D.、Balikhin, M.、Agapitov, O. & Kletzing, C. ヴァン・アレン探査機によるコーラス波の観測: 太陽風のパラメータとスケールサイズへの依存性。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 121、7608–7621 (2016)。

記事 ADS Google Scholar

LeDocq、MJ、Gurnett、DA、Hospodarsky、GB 極探査機による VLF ポインティング磁束測定からのコーラス源の位置。地球物理学。解像度レット。 25、4063–4066 (1998)。

記事 ADS Google Scholar

Watt, CEJ、Rankin, R. & Degeling, AW 正午の磁気圏におけるウィスラーモード波の成長と伝播。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 117、6 (2012)。

記事 Google Scholar

Bortnik, J.、Thorne, RM & Meredith, NP 個別のコーラス放射からのプラズマ球ヒスノイズの予期せぬ起源。 Nature 452、1–10 (2008)。

記事 Google Scholar

Cattell, C. et al. 地球の放射線帯で非常に大きな振幅のホイッスラーモード波を発見。地球物理学。解像度レット。 35、1 (2008)。

記事 Google Scholar

Cully、CM、Bonnell、JW、Ergun、RE THEMIS による、内部磁気圏における大振幅のホイッスラー波の長寿命領域の観測。地球物理学。解像度レット。 35、17 (2008)。

記事 Google Scholar

ブレネマン、A.ら。 L \(<\) 2 の地球内部プラズマ圏における大振幅の送信機関連および雷関連のホイッスラー波。 J. Geophys. 解像度宇宙物理学。 116、6 (2011)。

記事 Google Scholar

PJ ケロッグ、カリフォルニア州キャッテル、K. ゲッツ、SJ モンソン、LB III ウィルソン。大振幅ホイッスラーによる電子トラップと電荷輸送。地球物理学。解像度レット。 37、20 (2010)。

記事 Google Scholar

Li, W.、Bortnik, J.、Thorne, RM & Angelopoulos, V. THEMIS 波動観測を使用したコーラス波の波振幅と波法線角度のグローバル分布。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 116、12 (2011)。

記事 Google Scholar

ウィルソン、LB III。他。磁気圏における大振幅ホイスラーモード波の特性: 伝播と地磁気活動との関係。地球物理学。解像度レット。 38、17 (2011)。

記事 Google Scholar

ワット、CEJら。外側放射線帯における波動粒子相互作用のパラメータ化。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 122、9545–9551 (2017)。

記事 ADS Google Scholar

タイラー、E. et al. 外側放射線帯における高振幅ホイッスラーモード波の統計的な発生と分布。地球物理学。解像度レット。 46、2328–2336 (2019)。

記事 ADS Google Scholar

ワット、CEJら。プラズマ球ヒスに対する準線形拡散係数の変動性。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 124、8488–8506 (2019)。

記事 ADS Google Scholar

Zheng, Q.、Zheng, Y.、Fok, M.-C. & Lui、AT 非線形電子コーラス波相互作用による電子エネルギーの拡散と移流。Ｊ．アトモス。太陽光発電物理学。 80、152–160 (2012)。

記事 ADS Google Scholar

Artemyev、AV、Neishtadt、AI、Vasiliev、AA & Mourenas、D. ホイッスラーモード波との非線形共鳴相互作用による電子分布関数の長期進化。Ｊ．プラズマ物理学。 84、2 (2018)。

記事 Google Scholar

Vainchtein, D. et al. 強力な場に整列したコーラス波による非線形共鳴によって駆動される電子分布の進化。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 123、8149–8169 (2018)。

記事 ADS Google Scholar

モレナス、D. et al. 短く強力な平行コーラス波パケットによる電子の非線形共鳴相互作用。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 123、4979–4999 (2018)。

記事 ADS Google Scholar

Zheng, L.、Chen, L.、Zhu, H. 電磁イオンサイクロトロン波による高エネルギー電子非線形波-粒子相互作用のモデル化。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 124、3436–3453 (2019)。

記事 ADS Google Scholar

ガン、L.ら。放射帯の電子とコーラス波の間の非線形相互作用: 波の振幅変調への依存。地球物理学。解像度レット。 47、e2019GL085987 (2020)。

記事 ADS Google Scholar

Allanson, O.、Elsden, T.、Watt, C. & Neukirch, T. マルコフ法による相対論的波動粒子相互作用の弱い乱流と準線形拡散。フロント。アストロン。宇宙科学。 8 (2022)。

Ma、Q.ら。 GEM チャレンジイベント中の放射状拡散と局所加速プロセスの定量的評価。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 123、1938–1952 (2018)。

記事 ADS CAS Google Scholar

SA グラウアート、RB ホーン、NP メレディス外側電子放射帯の 30 年間のシミュレーション。宇宙天気 16、1498–1522 (2018)。

記事 ADS Google Scholar

ホーン、RBら。宇宙天気は衛星に影響を与え、SPACECAST を使用して地球の電子放射帯を予測します。宇宙天気 11、169–186 (2013)。

記事 ADS Google Scholar

Zheng、L.ら。断熱不変座標における放射線帯の 3 次元確率モデリング。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 119、7615–7635 (2014)。

記事 ADS CAS Google Scholar

Schulz, M. & Davidson, GT 飽和放射線帯のエネルギースペクトルの制限。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 93、59–76 (1988)。

記事 ADS Google Scholar

Summers, D.、Tang, R. & Thorne, RM 惑星磁気圏で安定して捕捉される粒子束の制限。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 114、1–10 (2009)。

記事 Google Scholar

Summers, D. & Shi, R. 電子放射帯のエネルギースペクトルの限界。Ｊ．Ｇｅｏｐｈｙｓ．解像度宇宙物理学。 119、6313–6326 (2014)。

記事 ADS Google Scholar

Summers, D. & Stone, S. 放射線帯「キラー」電子エネルギースペクトルの分析. J. Geophys. Res. Space Phys. 127、e2022JA030698 (2022)。

記事 ADS Google Scholar

Xiao, F.、Thorne, RM & Summers, D. 相対論的プラズマにおける電磁 r モード波の不安定性。物理学。プラズマ 5、2489–2497。 https://doi.org/10.1063/1.872932 (1998)。

論文 ADS MathSciNet CAS Google Scholar

リファレンスをダウンロードする

惑星間パラメータと地磁気指数はウェブサイト (https://cdaweb.gsfc.nasa.gov/cgi-bin/eval2.cgi) から取得できます。この研究で使用された Van Allen プローブデータは、Web サイト (EMFIISIS の場合は http://emfisis.physics.uiowa.edu/Flight/、EMFIIS の場合は http://www.rbsp-ect.lanl.gov/data_pub/) で入手できます。 ECT.この研究で使用された POES データは、https://www.ngdc.noaa.gov/stp/satellite/poes/dataaccess.html で見つけることができます。著者らは、ヴァンアレン探査機の MagEIS チームと EMFISIS チームのすべてに感謝します。、およびデータの POES チーム。SC は STFC Grant ST/V006320/1 および NERC Grant NE/V002554/2 および NE/P017185/2 によってサポートされています。IRM は王立協会ウォルフソン訪問フェローシップによってサポートされています。IRM もサポートされていますカナダ宇宙庁 (CSA)、カナダ NSERC、および DND/NSERC Discovery Grant Supplement によるもの。CEJW は STFC Grant ST/W000369/1 および NERC Grant NE/V0002759/2 によって部分的にサポートされています。IJR は部分的にサポートされています。 STFC Grant ST/V006320/1 および NERC Grant NE/V002554/2 および NE/P017185/2 による JKS は、NERC Grant NE/P017185/2、NE/V002554/2 および STFC 376 Grant ST/V006320/1 からのサポートを認めます。

ノーサンブリア大学、数学、物理学および電気工学科、ニューカッスル・アポン・タイン、英国

S. チャクラボルティ、IR マン、CEJ ワット、IJ レイ、JK サンドゥ

アルバータ大学物理学科、エドモントン、アルバータ州、カナダ

IRマン、L.オリファー、LGオゼケ

応用物理学研究所、ジョンズ・ホプキンス大学、米国メリーランド州ローレル

BH モーク

地球海洋宇宙研究所、ニューハンプシャー大学、米国ニューハンプシャー州ダーラム

H・スペンス

PubMed Google Scholar でこの著者を検索することもできます

SCは分析を行い、IRM、CEJW、IJRLOと協議して論文の初稿を執筆し、KP制限フラックスを計算しました。 LGO、JKS、BHM、および HAS がこの論文を読み、論文のレイアウトの改善に役立つ貴重なコメントを提供してくれました。

S. チャクラボルティへの通信。

著者らは競合する利害関係を宣言していません。

シュプリンガーネイチャーは、発行された地図および所属機関における管轄権の主張に関して中立を保ちます。

オープンアクセスこの記事はクリエイティブコモンズ表示 4.0 国際ライセンスに基づいてライセンスされており、元の著者と情報源に適切なクレジットを表示する限り、あらゆる媒体または形式での使用、共有、翻案、配布、複製が許可されます。クリエイティブコモンズライセンスへのリンクを提供し、変更が加えられたかどうかを示します。この記事内の画像またはその他のサードパーティ素材は、素材のクレジットラインに別段の記載がない限り、記事のクリエイティブコモンズライセンスに含まれています。素材が記事のクリエイティブコモンズライセンスに含まれておらず、意図した使用が法的規制で許可されていない場合、または許可されている使用を超えている場合は、著作権所有者から直接許可を得る必要があります。このライセンスのコピーを表示するには、http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/ にアクセスしてください。

転載と許可

Chakraborty, S.、Mann, IR、Watt、CEJ 他激しいコーラス波は、外側放射線帯の中心部で磁束制限を引き起こす原因となります。 Sci Rep 12、21717 (2022)。 https://doi.org/10.1038/s41598-022-26189-9

引用をダウンロード

受信日: 2022 年 10 月 19 日

受理日: 2022 年 12 月 12 日

公開日: 2022 年 12 月 15 日

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-26189-9

次のリンクを共有すると、誰でもこのコンテンツを読むことができます。

申し訳ございませんが、現在この記事の共有リンクは利用できません。

Springer Nature SharedIt コンテンツ共有イニシアチブによって提供

コメントを送信すると、利用規約とコミュニティガイドラインに従うことに同意したことになります。虐待的なもの、または当社の規約やガイドラインに準拠していないものを見つけた場合は、不適切としてフラグを立ててください。

前: ロリ・ハーヴェイ、プレッピーなシャネルのミニドレスとパールのウエストチェーンでオールドマネーの雰囲気を漂わせる次: マーゴット・ロビーはブラとチェーンを組み合わせています

お問い合わせを送信

送信