Ока трехцилиндровая: Купить LADA (ВАЗ) 1111 Ока с пробегом: продажа автомобилей Лада Ока б/у

Оптические характеристики закаленных БП.

( a – d ) изображение ПОМ ( a ), спектр отражения ( b ), диаграмма Косселя ( c ) и его моделирование ( d ) закаленной пленки BP I. ( e – h ) Изображение ПОМ ( e ), спектр отражения ( f ), диаграмма Косселя ( g ) и ее моделирование ( h ) закаленной пленки BP II.

ТЕМ-наблюдение БП I и II с регулируемой ориентацией

ТЭМ-наблюдение проводилось на ультрамикротомных срезах пленок БП I и II толщиной приблизительно 80 нм. Вырезы делались параллельно плоскости пленки, в результате чего получались тонкие пленки с плоскостью (100), ориентированной параллельно пленке. На рис. 2а, г представлены типичные ПЭМ-изображения, полученные для пленок БП I и II. Сразу можно выделить четырехкратную симметрию наблюдаемых контрастов, которая согласуется с ожидаемой симметрией, когда решетка БП наблюдается с направления [100].Анализ изображений с помощью быстрого преобразования Фурье (БПФ) дает сильный набор пиков с почти четырехкратной симметрией для обоих БП; небольшое отклонение пиков от идеальной четырехкратной симметрии объясняется анизотропным сжатием полимеризованной пленки вдоль разреза микротома (дополнительный рис. S2). Периодичность контраста, оцененная путем измерения периодичности в различных местах, составляет 238 ± 10 нм для BP I и 136 ± 5 нм для BP II (среднее ± стандартное отклонение, N = 50). Эти значения приблизительно соответствуют периодичности пиков, дающих самые высокие интенсивности в шаблоне БПФ; см. вставки к рис.2а, д. Таким образом, в ПЭМ наблюдается периодический контраст с симметрией и периодичностью, согласующимися с полученными из оптических измерений. При более внимательном рассмотрении изображений ПЭМ (рис. 2б, д) обнаруживается различие между двумя БП. В решетке BP I существует двукратная ось вдоль диагонали квадратной элементарной ячейки (как отмечено стрелками на рис. 2а, с периодичностью 168 ± 8 нм, N = 40), тогда как элементарная ячейка BP II только имеет четырехкратную симметрию. Это различие наблюдается в БПФ изображения ПЭМ в том, что набор пиков двукратной симметрии наблюдается только в BP I.Восстановленное изображение после фильтрации непериодических составляющих (рис. 2в, е) подчеркивает эту разницу в контрасте.

Типичные ПЭМ-изображения закаленных БП I и БП II.

( a ) ПЭМ-изображение и соответствующий шаблон БПФ BP I. ( b ) Крупный план центральной области в ( a ). ( c ) Изображение обратного БПФ (IFFT) для ( a ) после фильтрации непериодических компонентов шаблонов FFT, показанных в ( a ).( d ) ТЕМ-изображение и соответствующий шаблон БПФ BP II. ( e ) Крупным планом центральный регион в ( d ). ( f ) Соответствующее изображение IFFT ( d ), отфильтровывающее непериодические компоненты шаблонов FFT, показанных в ( d ). Масштабные линейки, 300 нм.

Мы утверждаем, что наблюдаемые текстуры являются прямым отражением распределений DTC в двух BP. Предыдущие исследования закаленных жидкокристаллических пленок предложили несколько факторов, влияющих на контраст, проявляющийся в ПЭМ, в том числе различие в плотности массы и толщины ²⁵ , рельеф поверхности, вызванный срезом ²⁰ , анизотропное травление, вызванное электронным излучением ²⁶ и дифракционный контраст ²⁷ .Хотя вклад каждого эффекта в общий контраст не был выяснен, все предыдущие исследования согласились с тем, что изображение просвечивающего электронного микроскопа выглядит ярким, когда директор жидкого кристалла ориентирован перпендикулярно плоскости среза, и темным, когда директор параллелен. Наблюдая за контрастом холестерического жидкого кристалла с длинным шагом (ХЖК), полученного путем регулирования количества хиральной легирующей примеси, мы подтвердили, что наша материальная система согласуется с предыдущими исследованиями (дополнительный рис.S3). Принимая во внимание, что модуляция толщины порядка 10 нм наблюдалась на пленке ChLC с микротомами, мы подозреваем, что модуляция толщины, вызванная разрезом, является одной из наиболее доминирующих причин в создании контраста изображения. На основании вышеизложенного и с учетом того, что директор в среднем ориентирован параллельно оси цилиндра в пределах DTC, коды DTC должны быть яркими там, где они ориентированы перпендикулярно плоскости среза, и темными, если они параллельны. На рис. 3a, d показано теоретически предложенное расположение DTC в направлении [001].Из-за малой толщины (~ 80 нм) среза ПЭМ по сравнению с постоянной решетки ( ₁ = 236 нм и ₂ = 141 нм для БП I и II) количество DTC, содержащихся в одном срез меньше, чем количество кодов неисправности, существующих в элементарной ячейке. Если предположить, что шлифы, заштрихованные зеленым на рис. 3a, d, были получены с помощью процесса ультрамикротомирования, то получаются структуры, показанные на рис. 3b, e. Изменяя контраст рисунка так, чтобы DTC, ориентированные перпендикулярно и параллельно сечению, казались светлыми и темными соответственно, а область без DTC имела промежуточную яркость, можно получить текстуры, показанные на рис.3в, е, которые поразительно похожи на полученные в эксперименте. Картины БПФ также согласуются с экспериментом: BP I имеет два набора сильных пиков с четырехкратной симметрией и один набор пиков с двукратной симметрией, а BP II имеет только два набора пиков с четырехкратной симметрией. Можно утверждать, что неупорядоченные области (дисклинации), которые существуют между DTC, являются еще одной вероятной причиной контраста, потому что такие области имеют пониженный молекулярный порядок ²⁸ и, таким образом, можно считать, что они имеют более низкую плотность, чем основная масса ²⁹ .Однако это исключено, поскольку, если бы дисклинации были причиной контраста, наблюдаемая периодичность была бы отличной от наблюдаемой в эксперименте (дополнительный рис. S4).

Структурная модель БП и структур поперечного сечения.

( a ) Теоретически предсказанное расположение кодов неисправности в BP I при просмотре в направлении [001]. ( b ) Ультратонкий разрез BP I, соответствующий области, заштрихованной зеленым цветом в ( a ), при просмотре в направлении [100].( c ) То же, что ( b ), но с изменением контрастности кодов неисправности в зависимости от ориентации. На вставке показано изображение БПФ. ( d ) Теоретически предсказанное расположение кодов неисправности в BP II, если смотреть вдоль направления [001]. ( e ) Ультратонкий срез BP II, соответствующий области, заштрихованной зеленым цветом в ( d ), если смотреть вдоль направления [100]. ( f ) То же, что ( e ), но с изменением контрастности кодов неисправности в зависимости от ориентации.На вставке показано изображение БПФ.

Наш аргумент дополнительно подтверждается наблюдением за последовательными секциями. Последовательные срезы собирали на сетке с одной прорезью, покрытой формваром, и наблюдали в тех же относительных положениях, используя метку ножа в качестве ориентира. На рис. 4a – d показаны изображения ПЭМ для двух последовательных срезов в BP I и II, соответственно. Несмотря на то, что контраст уменьшается из-за дополнительного слоя формвари на сетке ТЕМ, можно распознать, что для BP I контраст изменяется между последовательными срезами, при этом двойная ось оказывается повернутой на 90 ° (см. Изображения БПФ на вставке ).С другой стороны, для BP II не наблюдается явных изменений. Это можно объяснить, учитывая небольшую толщину микротомированного участка по сравнению с постоянной решетки БП. Если предположить, что первый срез соответствует разделу, заштрихованному красным на рис. 3, а второй срез — разделу, заштрихованному зеленым, для BP I относительные положения DTC, ориентированных перпендикулярно пленке, изменяются по сравнению с теми, которые ориентированы параллельно пленке. (Рис. 3д, е). Как показывают изображения БПФ, это вызывает поворот оси двукратной симметрии на 90 °.Напротив, расположение DTC и, следовательно, шаблоны БПФ остаются постоянными в BP II из-за более высокой симметрии и меньшей постоянной решетки.

ПЭМ-изображения серийных участков закаленных БП I и БП II.

( a, b ) ПЭМ-изображения и соответствующие шаблоны БПФ последовательных участков BP I. ( c, d ) ПЭМ-изображения и соответствующие шаблоны БПФ последовательных участков BP II. ( e, f ) Распределение DTC в тонком срезе BP I после настройки контраста, как на рис.3c. Сечения соответствуют тем, которые заштрихованы красным ( e ) и зеленым ( f ) на рис. 3a. ( g , h ) Распределение DTC в тонком срезе BP II после регулировки контраста, как на рис. 3f. Сечения соответствуют тем, которые заштрихованы красным ( g ) и зеленым ( h ) на рис. 3d. Масштабные линейки, 300 нм.

Наблюдение доменов BP I и BP II, выращенных на одноосно натертых подложках

На рис. 5a, b показаны ПЭМ-изображения BP I и II при немного меньшем увеличении, чем на предыдущих рисунках.Несмотря на то, что они были выращены на подложках с одинаковыми условиями выравнивания, два образца демонстрируют явное различие в размере домена. В БП I образец полидоменный, с изменением азимутальной ориентации элементарных ячеек на величину порядка нескольких мкм. Напротив, в BPII не наблюдается доменных границ, и образец выглядит полностью монодоменным. Мы наблюдали другие места внутри пленки и обнаружили, что BP II не имеет границ доменов (дополнительный рис. S5). Это различие также очевидно в шаблонах БПФ двух выборок (вставка на рис.5a, b), поскольку пики БПФ образуют полосу, которая распределена квазиизотропно в BP I, тогда как они демонстрируют четкую четырехкратную симметрию в BP II (деформация в шаблоне БПФ снова возникает из-за сжатия, вызванного срезанием с помощью микротома, см. дополнительный рисунок S6). Размер домена BP I, измеренный на 58 доменах, имел логарифмически нормальное распределение с модой 6,7 мкм ² и логарифмическим стандартным отклонением 0,97, что означает, что скорость роста не зависит от размера. Количественное измерение азимутальной ориентации в 98 доменах дополнительно подтверждает слабую тенденцию BP I ориентироваться вдоль направления трения (дополнительный рис.S7). Это резко контрастирует с BP II, который, как видно, выравнивает одну из своих осей <100> вдоль направления трения. Поведение также противоречит интуиции, поскольку BP I, выращенный из холестерической фазы с более низкой температурой с однородным выравниванием, является полидоменным, а BP II, выращенный из изотропной жидкости без предпочтительной ориентации, является монодоменным.

Изображения ПЭМ с широким полем поля и схематическая иллюстрация линий дисклинации BPs I и II.

( a ) Широкопольное изображение ПЭМ погашенного БП I и соответствующего шаблона БПФ.( b ) Широкопольное изображение ПЭМ погашенного БП II и соответствующего шаблона БПФ. Стрелками указано направление ориентационного трения. Шкала 3 мкм. ( c ) Элементарная ячейка BP I с 7 независимыми линиями дисклинации, показанными красным. ( d ) Элементарная ячейка BP II с сетью дисклинации, показанной красным.

Важный вопрос, который следует рассмотреть, заключается в том, откуда возникает разница в поведении выравнивания. Поскольку обе фазы выращиваются на подложках с одинаковыми условиями закрепления, мы предполагаем, что это явление объясняется различием в структуре, или, точнее, различием в конфигурации линий дисклинации в двух БП.На рис. 5c, d показаны линии дисклинации, которые, как предполагается, должны присутствовать в элементарных ячейках BPs ¹⁵ . В элементарной ячейке BP I есть 7 линий дисклинации, проходящих через элементарную ячейку, но не пересекающихся друг с другом, в то время как в BP II дисклинации соединены и образуют сеть с алмазоподобной структурой. Дисклинации являются топологически защищенными и эластичными по своей природе, поэтому границы доменов образуются за счет энергетических затрат на изгиб, прекращение или создание дисклинации.Поскольку свободная энергия БП, содержащего доменные границы, выше, чем у идеального кристалла, создается упругий крутящий момент, уменьшающий несоответствие ориентации кристалла. Однако в BP I, где дисклинации разделены, имеется много локальных минимумов свободной энергии, потому что исправление одной дисклинации требует деформации другой дисклинации и, таким образом, требует дополнительных затрат энергии. Напротив, для BP II, в котором только одна дисклинация существует в виде сети, несоответствие в азимутальной ориентации может быть уменьшено просто за счет сокращения длины дисклинации.Единственный минимум свободной энергии — это глобальный минимум, в котором все элементарные ячейки имеют одинаковую ориентацию, т.е. получается монодомен. На различие в тенденциях двух БП к образованию монодомена на натертых субстратах указали Кизель и Прохоров, исследовавшие оптическую активность БП ¹⁶ . Наши результаты обеспечивают не только реальное космическое подтверждение их результатов, но и количественную информацию о распределении размеров доменов и азимутальной ориентации.Такая информация в сочетании с теоретическим моделированием может в будущем помочь прояснить механизм ориентации БП и его связь с параметрами материала.

Окский кризис: факты, рабочие листы, события и последствия для детей

Загрузить этот образец

Этот образец предназначен исключительно для участников KidsKonnect!
Чтобы загрузить этот рабочий лист, нажмите кнопку ниже, чтобы зарегистрироваться бесплатно (это займет всего минуту), и вы вернетесь на эту страницу, чтобы начать загрузку!

Зарегистрируйтесь

Окинский кризис , также известный как Сопротивление Канесатаке или Сопротивление могавков в Канесатаке, было 78-дневным противостоянием между протестующими ирокезами, полицией Квебека, КККП и канадской армией.

См. Файл фактов ниже для получения дополнительной информации об Окском кризисе или, в качестве альтернативы, вы можете загрузить 21-страничный пакет рабочих листов Окского кризиса для использования в классе или дома.

Основные факты и информация

СОБЫТИЯ, КОТОРЫЕ ВЫВОДИЛИ СТЕНДОРФ

• Город Ока долгое время был оккупирован племенем могавков, еще до того, как британские колонизаторы правили Канадой.Туземцы настаивали на признании своего права на землю с 1761 года.
• Великобритания отвергла их претензии, и долгое время могавки продолжали бороться за свои права. В 1851 году они подали прошение лорду Элджину, генерал-губернатору Канады, с просьбой признать их право на землю. И снова им было отказано.
• Вместо этого провинция Канады дала сульпиция официальное право собственности на землю в 1859 году.
• Девять лет спустя правительство официально отрицало, что первоначальный грант могавков зарезервировал землю специально для них.
• Федеральное правительство также классифицировало Канесатаке (поселение могавков на берегу озера Двух гор на юго-западе Квебека) как «временную наземную базу», а не заповедник.
• Следовательно, он не отвечал критериям «Закона об индейцах». Закон мог предоставить племени могавков и остальным органам местного самоуправления коренных народов права владеть землями резерватов.
• Битва за земельные права также достигла канадских судов, но право собственности по-прежнему оставалось за сульпицианскими миссионерами до их отъезда в конце Второй мировой войны.
• В 1975 году могавки из Канаваке, Канесатаке и Аквесасне заявили права аборигенов на свои исконные земли, но их притязания снова были отклонены.
• Поскольку они не владели землей постоянно с незапамятных времен, суд аннулировал их титул аборигенов.
• Второй земельный иск был подан группой Канесатаке и все еще был отклонен на том основании, что он не отвечал всем юридическим критериям.
• В 1961 году ирокезы потеряли еще одну часть своей земли, когда правительство одобрило строительство поля для гольфа.
• Как только поле для гольфа было построено, мэр Оки Жан Уэллетт объявил о его расширении и другом плане строительства особняка в соснах и над кладбищем предков Канесатаке.
• Ирокезы Канесатаке протестовали, и министр окружающей среды Квебека и министр по делам коренных народов выразили свою обеспокоенность. Несмотря на это, строительство было запланировано начать в марте 1990 года.

КРИЗИС ОКА

• Сопротивление нарастало по мере увеличения поддержки коренного населения, присоединившись к воинам-могавкам в баррикаде на мосту Мерсье в поддержку.Это перекрыло доступ между южным пригородом Монреаля и островом Монреаль.
• Это привело к ухудшению отношений между коренными и некоренными общинами в этом районе.
• Полиция провинции, Sûreté du Québec (SQ), построила свои собственные блокады и контрольно-пропускные пункты на дорогах, ведущих в Оку и Канесатаке.
• В июле 1990 года Королевская канадская конная полиция (RCMP) и 4000 солдат кандайских вооруженных сил вмешались и окружили этот район.
• Под сильным давлением осталось 40 воинов-могавков, поэтому армия продвинулась вперед и смогла убрать баррикады.
• Когда офицеры SQ и солдаты высадились на острове Текаквита, их встретили сотни могавков.
• Могавки бросали камни и нападали на солдат, которые применили слезоточивый газ и предупредительные выстрелы, а также напали на могавков прикладами своих винтовок.
• Этот хаос оставил много раненых солдат и по крайней мере 75 раненых могавков.

КОНЕЦ СОПРОТИВЛЕНИЯ И ОБЩЕСТВЕННЫЙ ОТВЕТ

• В ответ на кризис премьер-министр Малруни пообещал удовлетворить некоторые из неопределенных требований могавков.
• Сопротивление прекратилось 26 сентября 1990 г., но в результате освещения в СМИ об этом стало известно стране. Общественное мнение по этому поводу было разным.
• В отношении тех, кто непосредственно пострадал от блокады, 10 000 человек протестовали в соседнем городе Шатоге, требуя снятия блокады моста Мерсье. Они повесили и сожгли чучело воина-могавка.
• С другой стороны, сочувствующие также провели акции протеста по всей стране в поддержку могавков.

ДЕЙСТВИЯ ПРАВИТЕЛЬСТВА И ПОСЛЕДСТВИЯ

• Вскоре после Окского кризиса премьер-министром Малруни учредил Королевскую комиссию по делам коренных народов. Он был направлен на изучение вопросов о статусе индейцев и других проблем.
• Были подписаны новые соглашения между правительствами и коренными народами, в том числе Paix des Braves (Мир храбрых) между Великим советом кри и правительством Квебека.
• После сопротивления правительство стало лучше осознавать территориальные права коренных народов и необходимость консультироваться с коренными народами при рассмотрении проектов развития.

Это фантастический набор, который включает все, что вам нужно знать об Окском кризисе, на 21 странице с подробным описанием. Это готовых к использованию рабочих листов по Окинскому кризису, которые идеально подходят для ознакомления студентов с Окским кризисом, также известным как Сопротивление Канесатаке или Сопротивление ирокезов в Канесатаке, которое было 78-дневным противостоянием между протестующими ирокезами, полицией Квебека, RCMP и канадская армия.

Полный список включенных рабочих листов

• Факты о кризисе в Окке
• Шесть Наций
• Племя могавков
• Причины кризиса
• Кризисное реагирование
• Кризисное реагирование
• 9034 9034 Канадские пословицы 904
• 30+ лет спустя
• Wordfind

Ссылка / ссылка на эту страницу

Если вы ссылаетесь на какой-либо контент на этой странице на своем собственном веб-сайте, используйте приведенный ниже код, чтобы указать эту страницу в качестве исходного источника.

Ссылка будет отображаться как «Факты и рабочие листы Окинского кризиса»: https://kidskonnect.com — KidsKonnect, 29 апреля 2021 г.

Использование с любой учебной программой

Эти рабочие листы были специально разработаны для использования с любой международной учебной программой. Вы можете использовать эти рабочие листы как есть или редактировать их с помощью Google Slides, чтобы сделать их более конкретными в соответствии с вашими уровнями способностей учащихся и стандартами учебной программы.

ⓘ Ока, легковая. Лада Ока — городской автомобиль, разработанный в Советском Союзе в конце семидесятых годов на АвтоВАЗе. Производство началось в 1988 году. Двигатель ..

1. История

Этот доступный, легкий и простой автомобиль заменил заднемоторный ЗАЗ Запорожец 966-968 с воздушным охлаждением как «народный автомобиль». Завод SeAZ специализировался на производстве специальных автомобилей для водителей-инвалидов, и к 1970-м годам их предложением был S-3D, спартанский квадратный двухместный седан с двигателем мотоцикла.Несмотря на то, что S-3D был шумным и дымным, он пользовался большой популярностью у водителей с ограниченными физическими возможностями, многие из которых были ветеранами Второй мировой войны и поэтому получали свои автомобили бесплатно. Когда инженеры в Серпухове под руководством директора завода Александра Попова, который сообщил Минавтопрому, что министерству автомобилестроения СеАЗ нужен новый продукт, задумали «Оку», они обратились за помощью к своим коллегам по ВАЗу. Проект был утвержден в 1983 году. До появления Оки конструкторы ВАЗа работали над рядом микрокаров, в том числе похожим на вид вариантом ВАЗ-1101, предложенным конструктором Юрием Даниловым в 1971 году, но эти модели не вошли в производство. производство.

Крошечный автомобиль должен был стать заменой S-3D и, как и его предшественник, отличался простым мотоциклетным двигателем. Андрей Розов, один из ведущих конструкторов двигателей ВАЗ, предложил новый трехцилиндровый двигатель, но из-за нехватки времени этот двигатель не был разработан, и было принято решение использовать двухцилиндровый вариант четырехцилиндрового ВАЗ-2108. -цилиндровый двигатель, по сути рубив последний пополам. Шел 1983 год, и первый советский переднеприводный автомобиль 2108 был готов к выходу на рынок.«Ока» быстро стала следующим проектом «народных автомобилей», автомобилем, который «может себе позволить каждый заводской инженер».

Вдохновением для Юрия Верещагина, дизайнера экстерьера ВАЗа, написавшего «Оку», послужили японские кей-кары, такие как Daihatsu Cuore, которые в свою очередь, а также похожие на вид Fiat Uno и Fiat Panda напоминали по стилю. культового французского супермини Renault 5; Однако вдохновение ограничивалось только размером и общими пропорциями, а автомобиль отличался по дизайну.Советское министерство предпочло «Оку» другим трехдверным микрокарам, разработанным СеАЗом и НАМИ, а также другому, футуристическому варианту новой машины, предложенной Верещагиным в 1984 году. у творения было мало шансов увидеть производство.

В этом случае, однако, он оказался неправ, поскольку общие приемлемые рабочие характеристики Okas и низкая цена привели к тому, что около 700 000 экземпляров сошло с конвейера в течение почти двух десятилетий.Во время тест-драйвов на дорогах и в горах Кавказа автомобиль показал хорошую управляемость, устойчивость на дороге и, что удивительно для автомобиля таких размеров, отличные внедорожные качества.

На Московском международном автосалоне 1989 года ВАЗ представил аккумуляторно-электрическую версию ВАЗ-111Е. Автомобиль производился по специальному заказу до 1998 года. Аккумуляторы на 120 В хранились в моторном отсеке, под сиденьями и в грузовом отсеке, что давало автомобилю запас хода около 100 км.

В 2002 году автомобиль получил ноль звезд из возможных четырех по российской программе оценки безопасности ARCAP; версия, построенная на заводе ЗМА, оказалась ненамного безопаснее, чем версия, построенная на СеАЗе.

По состоянию на 2006 год распространялось четыре версии «Оки»: базовая ВАЗ-11113 «Ока» производства ЗМА Набережные Челны или завода СеАЗ (33 л.с., 125 км / ч макс. 78 миль / ч, 3,2 литра на 100 км), «кастомный» ВАЗ. -11301 Astro 49 л.с. и ВАЗ-11113-27 Toyma — легкая машина доставки с грузовым отсеком вместо двух задних сидений.

Серийное производство «Оки» в России закончилось в 2008 году, когда СеАЗ выпустил последнюю партию Okas с китайскими двигателями EURO-2.

Рассеяние электронов низкочастотными волнами вистлера при ударе из носа Земли

Электроны ускоряются до нетепловых энергий при ударах в космосе и в астрофизических средах. В переходном слое головной ударной волны Земли и межпланетных толчках и вокруг него было обнаружено «резкое» усиление энергичных электронов, например, до ∼100 кэВ, особенно когда угол ударной волны (угол между нормальным направлением ударной волны и восходящим потоком) магнитное поле) большое (например,г., Fan et al. 1964; Андерсон 1969; Цурутани и Лин 1985; Гослинг и др. 1989). Эти наблюдения были интерпретированы в рамках ускорения ударного дрейфа (SDA) при магнитных градиентах (также называемых быстрым Ферми) (например, Sarris & van Allen 1974; Chen & Armstrong 1975; Holman & Pesses 1983; Leroy & Mangeney 1984; Wu 1984).

Однако энергетические спектры электронов в квазиперпендикулярной головной скачке уплотнения имеют степенную форму (например, Gosling et al.1989; Oka et al.2006), и такую ​​форму трудно объяснить одним лишь механизмом SDA (например, Gosling et al. 1989; Vandas 2001). Поэтому было высказано предположение, что SDA поддерживается случайным процессом через волны и / или турбулентность (например, Krauss-Varban 1994; Vandas 2001), потому что стохастический процесс может легко объяснить степенные законы (например, Fermi 1949; Blandford & Eichler 1987). И наоборот, SDA может способствовать случайному процессу (например, Jokipii 1987).

На самом деле было высказано предположение, что свистовые волны играют важную роль через рассеяние в процессе ускорения электронов на ударах (например,g., Shimada et al. 1998; Ока и др. 2006, 2009; Амано и Хосино 2010; Рикельме и Спитковский 2011; Wilson et al. 2012; Мацукиё и Мацумото 2015; Мастерс и др. 2016; Katou & Amano 2019). В то время как некоторые теории предполагали возможное значение циклотронного резонанса (например, Amano & Hoshino 2010; Katou & Amano 2019) для рассеяния электронов, другие исследования предполагали важность резонанса Ландау (например, Wilson et al.2012). Моделирование квазиперпендикулярной ударной волны с помощью частиц в ячейках показало, что электроны могут получать энергию от параллельного электрического поля низкочастотных наклонных свистовых волн, растущих в переходном слое ударной волны (Riquelme & Spitkovsky 2011).

В переходном слое головной ударной волны Земли косые свистящие волны часто встречаются в частотном диапазоне ниже нижнегибридной частоты (например, Rodriguez & Gurnett 1975; Wilson 2016). Эти низкочастотные свистящие волны могут быть возбуждены из-за дисперсионного характера скачка (например, Красносельских и др., 2002 и ссылки в нем) и / или кинетической нестабильности, такой как нижнегибридная дрейфовая нестабильность и модифицированная двухпотоковая неустойчивость (например, Wu et al.1984; Matsukiyo & Scholer 2006; Hull et al.2012 и ссылки в нем). Кроме того, более высокочастотные (обычно 0,1–0,5, где — циклотронная частота), параллельно распространяющиеся свистящие волны также были обнаружены в переходном слое ударной волны и вокруг него (например, Zhang et al. 1999; Hull et al. 2012; Oka и др., 2017). Эти волны могут быть возбуждены анизотропным (например, Токар и др., 1984) или кольцевым (например, Амано и Хошино, 2010) распределением электронов.

Следовательно, следующим шагом будет изучение того, могут ли электроны взаимодействовать с этими двумя типами свистовых волн при ударах и каким образом.Мы уже сообщали о прямых доказательствах циклотронного резонанса между нетепловыми электронами и высокочастотными свистовыми волнами (Ока и др., 2017), и теперь мы сосредоточимся на низкочастотных свистовых волнах в этой статье. Мы покажем, что при правильной нормировке динамические частотные спектры потока нетепловых электронов демонстрируют особенности, аналогичные спектрам свистовых волн, что указывает на то, что электроны рассеиваются (и ускоряются при удержании) свистовыми волнами.

2.1. Обзор

Наши наблюдения были выполнены с помощью миссии НАСА с четырьмя космическими аппаратами, Магнитосферная многомасштабная (MMS) , которая измеряет распределение электронов на 30 мс, т.е.е., в 100 раз быстрее, чем предыдущие миссии, в сочетании с более точными измерениями магнитных и электрических полей (Burch et al., 2016). Хотя распределения электронов получают с помощью быстрого исследования плазмы (FPI; выборка 30 мс; Pollock et al., 2016), мы также используем данные, полученные с помощью Electron Drift Instrument (EDI), поскольку его частота дискретизации выше, т. Е. 1 мс (Torbert et al. 2016; Аргалл и др. 2018). Основная цель EDI — измерить окружающее электрическое поле на основе расчетов скорости дрейфа электронов путем испускания двух слабых пучков электронов с противоположных сторон космического корабля и повторного захвата их после одного или нескольких вращений.Однако в качестве альтернативы детектор пучка можно использовать для измерения окружающих электронов с разрешением по времени 1 мс с ограниченным полем обзора и угловым охватом. Фактически, энергетический охват выбирается на уровне ∼0,5 кэВ (с разрешением ∼10%), что находится в нетепловом диапазоне энергий. В целом, энергетический спектр электронов имеет степенной закон выше ∼0,2 кэВ в ударном переходном слое и вокруг него (например, Gosling et al. 1989; Oka et al. 2006, 2017). Для магнитного поля составляющая постоянного тока получается с помощью феррозондового магнитометра (FGM; Russell et al.2016), тогда как составляющая переменного тока (или вектор нефильтрованного магнитного поля) получается магнитометром с поисковой катушкой (SCM; Le Contel et al. 2016).

В этой статье мы представляем событие пересечения ударной волны 4 ноября 2015 года, которое уже использовалось для сообщения свидетельств взаимодействия между нетепловыми электронами и высокочастотными свистовыми волнами (Ока и др., 2017). Мы представляем данные только от MMS 3, но из-за очень малых расстояний между космическими аппаратами (∼10 км) общие характеристики, представленные в этой статье, одинаковы для всех четырех космических аппаратов.Альфвеновское число Маха вверх по течению оценивается в M _A ∼ 11 в системе отсчета ударной волны, нормальном падении ударной волны, а вектор нормали ударной волны n ∼ (0,998, 0,049, -0,025) оценивается с использованием -эмпирическая глобальная модель (Передо и др., 1995). Следовательно, угол скачка уплотнения θ _Bn был оценен как ∼84 °.

На Рисунке 1 показаны различные параметры плазмы, демонстрирующие обзор события, а также связь между нетепловыми электронами и низкочастотными свистящими волнами, которые будут описаны ниже.Космический аппарат пересек переходный слой ударной волны от верхнего по потоку с nT к нижнему по потоку с nT (рис. 1 (а)). Рисунок 1 (g) показывает, что поток нетепловых электронов, измеренный с помощью ИФП, экспоненциально увеличивался, начиная с 04:58:07 UT (выделен вертикальной сплошной линией) и выравнивался около 04:58:19 UT (выделено вертикальной линией). пунктир). Энергетическая спектрограмма также показывает всплеск энергичных (1 кэВ) электронов в области магнитной «ноги» (выделенной розовым кружком на Рисунке 1 (h)).Мы можем идентифицировать отраженные ионы, вращающиеся в этой области стопы.

Увеличить Уменьшить Сбросить размер изображения

Рисунок 1. Обзор пересечения скачка уплотнения 4 ноября 2015 г., сделанный MMS 3: (a) величина магнитного поля, (b) спектральная плотность мощности, нормированная на B ² , (c) угол распространения волны , (d) то же, что (b), но отфильтровано на основе критерия выбора свистовой волны (см. текст), (e) спектральная плотность мощности равна 0.5 кэВ поток электронов F , нормированный на F ² , (е) поток EDI F , (ж) поток энергии электронов (эВ см ⁻² с ср эВ) при 0,5 (синий) и 1 (зеленый) кэВ, (h) электронная всенаправленная энергия-временная спектрограмма, (i) электронная питч-угловая спектрограмма, (j) то же, что (i), но нормированная на максимальный поток энергии в каждый момент времени, и (k) электронная плотность (синий) и скорость объемного потока ионов (розовый). Кривые на панелях (b) — (e) указывают на нижнегибридную частоту f _LH .На панелях (e) и (f) периоды времени, на которые сильно влияет инструментальный артефакт, замаскированы серыми оттенками. В то время как величина магнитного поля была получена с помощью FGM, спектральные плотности мощности были получены с помощью SCM. Стрелки внизу показывают времена энергетических спектров на рисунке 2.

Загрузить рисунок:

Во время этого экспоненциального увеличения потока питч-угловое распределение нетепловых электронов постепенно расширяется (рис. 1 (i) и (j)).На переднем крае области подошвы (выделено вертикальной сплошной линией) нетепловые электроны были сфокусированы около 120–180 °, что указывает на то, что они в основном устремились вверх по потоку (еще раз обратите внимание, что в этом случае магнитное поле было направлено в сторону ниже по потоку; B ∼ (-0,38, -8,1, 0,24) нТл). С другой стороны, на задней кромке (пунктирная линия) распределение углов тангажа простиралось за пределы 90 ° и было более изотропным. Здесь величина магнитного поля достигла своего пика, т.е.е., перерегулирование.

На рис. 2 показаны снимки энергетического спектра электронов (верхние панели) и распределений питч-углов (нижние панели), демонстрирующие, что электроны действительно были ускорены с образованием степенного спектра в диапазоне> 0,2 кэВ в ударном переходном слое. В нетронутом солнечном ветре энергетический спектр выглядел слегка неровным (рис. 2 (а)) из-за населенности тепловых электронов в диапазоне <0,1 кэВ и нетепловой популяции стралов в более высоком диапазоне энергий около ∼0.1 кэВ, сфокусированный вокруг питч-угла 0 ° (направление против Солнца, т. Е. Магнитное поле было направлено вниз по потоку, B ∼ (-0,38, -8,1, 0,24) нТл). О вступлении в форшок можно судить по появлению нового компонента при ∼0,1 кэВ и в диапазоне питч-углов> 90 ° (т. Е. При распространении по направлению к Солнцу от головной ударной волны). В диапазоне питч-углов 150 ° –180 ° наблюдалось истощение потока (рис. 2 (b), нижняя панель), что указывает на конус потерь и магнитное зеркальное отражение ∼0.Электроны с энергией 1 кэВ на фронте ударной волны (например, Leroy & Mangeney 1984; Larson et al. 1996). В области подножия (рис. 2 (c) и (d)), где магнитное поле начало постепенно увеличиваться, поток электронов с энергией (> 0,5 кэВ) значительно увеличился в направлении -90 ° (вверх по потоку) без явных признаков потери. конус, что указывает на то, что энергичные электроны исходили в основном из нижней части области из-за неадиабатических процессов. К тому времени, когда космический корабль столкнулся с областью аппарели, где величина магнитного поля значительно увеличилась, энергетический спектр сформировал четкий степенной закон (рис. 2 (е)).Формирование степенного закона внутри ударного переходного слоя указывает на то, что электроны были ускорены внутри ударного переходного слоя. В области выброса, где величина магнитного поля достигла максимума, электроны нагреваются до ∼0,3 кэВ (рис. 2 (f)). Однако степенной закон все еще существовал выше ∼0,5 кэВ, поэтому интересующий нас диапазон энергий 0,5–2 кэВ все еще нетепловой.

Увеличить Уменьшить Сбросить размер изображения

Рисунок 2. Энергетический спектр электронов (верхние панели) и питч-угловое распределение (нижние панели) в диапазоне 11 эВ – 28 кэВ от MMS 3 4 ноября 2015 г., демонстрирующие ускорение и рассеяние электронов. Данные накапливаются в течение 1 с, начиная с аннотированных времен (также обозначенных стрелками в нижней части рисунка 1). Вертикальные полосы погрешностей указывают стандартное отклонение в каждом интервале в 1 с. Направление магнитного поля (угол наклона 0) было направлено вниз по потоку. Для справки, спектр на верхней панели (а) показан на других панелях (серые кривые).Красная линия на панелях (e) — (g) показывает линию регрессии, а число в красном цвете — это степенной индекс.

Загрузить рисунок:

2.2. Связь между нетепловыми электронами и волнами свиста

Чтобы лучше понять процесс рассеяния, показанный на рисунках 1 и 2, мы изучили магнитные флуктуации, показанные на рисунке 1 (а). При нормировке на квадрат величины фонового магнитного поля флуктуация магнитного поля была наиболее интенсивной в области подножия и пандуса, а также в диапазоне ± 30 Гц (рис. 1 (b)).Поскольку гиропериод ионов составлял T _ci ∼ 1,6 с для нТл и ∼3,3 с для нТл, этот частотный диапазон существенно выше, чем частота квазипериодичности из-за нестационарности (реформации) (например, Leroy et al. 1982; Lembege & Savoini 2002) и неоднородность (рябь) (например, Lembege & Savoini 2002; Lowe & Burgess 2003; Johlander et al. 2016).

Поляризационный анализ (Samson & Olson 1980) показывает, что в колебаниях преобладали наклонные свистящие волны с углом распространения 30–60 ° (область зеленого цвета на рис. 1 (c)), что согласуется с более ранними отчетами (e .г., Scudder et al. 1986; Hull et al. 2012; Wilson et al. 2017). Волновая мощность поляризованного компонента, следовательно, компонента свиста, показана на рисунке 1 (d). Здесь мы показываем только точки данных со степенью поляризации больше уровня шума 0,7 и эллиптичностью больше 0,5, где эллиптичность — это отношение (малая ось) / (большая ось) эллипса, записанного вариациями поля компоненты, поперечные фоновому магнитному полю. Из этих анализов очевидно, что косые свистящие волны действительно существовали в этом конкретном случае пересечения ударной ступни и в частотном диапазоне около нижнегибридной частоты в кадре космического корабля (черные кривые).

На рис. 1 (д) показаны динамические спектры нетеплового (∼0,5 кэВ) потока электронов, полученные методом EDI. Исходный временной профиль показан на Рисунке 1 (f), который демонстрирует, что поток электронов на 0,5 кэВ экспоненциально увеличивался в области подошвы, что согласуется с тем, что мы наблюдали с ИФП (Рисунок 1 (g)).

В то время как EDI имеет в общей сложности восемь направлений обзора, четыре из них (каналы 1–4) измеряли электроны в направлении, примерно параллельном силовой линии магнитного поля, в то время как другие четыре (каналы 5–8) находились примерно в анти- параллельное направление.Поскольку все восемь каналов показывали одинаковые сигналы, мы показываем профиль выбранного канала (Ch3). Мы обнаружили, что флуктуация потока электронов 0,5 кэВ (рисунки 1 (e) и (f)) была интенсивной как в области основания, так и в области рампы. Кроме того, частотный диапазон был ниже нижнегибридной частоты (20 Гц), что примерно соответствовало частотному диапазону нормированных флуктуаций магнитного поля (Рисунок 1 (d)). Согласованность частотных и временных диапазонов предполагает, что более низкочастотные магнитные флуктуации (в которых преобладают правосторонние поляризованные свистящие волны в области стопы) взаимодействовали с 0.Электроны с энергией 5 кэВ. Аналогичные формы динамического спектра были получены по остальным семи каналам EDI. Мы также подтвердили, что динамические спектры данных ИФП показали аналогичные особенности для электронов во всех направлениях, то есть в параллельном, антипараллельном и перпендикулярном направлениях, хотя частотный диапазон был ограничен частотой Найквиста 16 Гц.

На рисунках 3 (a), (b) показаны увеличенные исходные временные профили, которые более четко демонстрируют природу связи между величиной магнитного поля и 0.Поток электронов 5 кэВ F . Данные магнитного поля взяты из FGM. Электронный поток F получается путем сложения потоков, измеренных по каналам 5–8 (данные по каналам 1–4 также показали аналогичное изменение, но с меньшей корреляцией с). Очевидно, что оба и F показывают временные изменения на аналогичном временном масштабе ∼0,1 с. Что еще более важно, во многих случаях F улучшается в локальных минимумах, как показано серыми оттенками.

Увеличить Уменьшить Сбросить размер изображения

Рисунок 3. Наблюдение и моделирование, демонстрирующее антикорреляцию между величиной магнитного поля и потоком электронов 0,5 кэВ F . Для наблюдения, берется из данных FGM, а F берется из полного потока каналов EDI 5–8, что соответствует основному направлению потока электронов 0,5 кэВ (т. Е. Вверх по потоку). Кроме того, данные EDI сглаживаются по интервалам 0,05 с для удаления высокочастотных флуктуаций. См. Раздел 2 для получения более подробной информации об измерениях.Для моделирования основан на синтезированной форме волны, а F — от частиц с μ <0,5, что также соответствует основному направлению потока в области x <0. См. Раздел 3 для получения более подробной информации о настройке моделирования. Серые оттенки подчеркивают некоторые сокращения, связанные с увеличением F .

Загрузить рисунок:

Подобную ассоциацию можно найти и в других переходах через скачок уплотнения с большим углом скачка уплотнения (например,г., ≳70 °). Например, событие перехода через ударную волну 26 декабря 2016 года около 07:59 UT показало очень похожую ассоциацию (не показано). Число Маха Альвена было оценено как ∼11, а угол скачка уплотнения был оценен как θ _Bn ∼ 72 °. Однако на другом мероприятии 9 ноября 2016 г., около 11:40 UT, связь была гораздо менее очевидна (также не показано). Альвеновское число Маха было выше ∼16, но угол скачка уплотнения был ниже и оценивался как θ _Bn ∼ 59 °.

2.3. Дисперсионные соотношения

Чтобы лучше охарактеризовать свистовые волны, связанные с изменением потока электронов 0,5 кэВ, мы исследовали их формы волн, а также отношения частота-волновое число ( ω — k ), как показано на рисунке 4. Это очевидно. что на сигналах показаны когерентные нелинейные структуры (панели (а) и (b)). Стандартное отклонение колебаний значений B _x , B _y и B _z составило ∼4.5 нТл, тогда как средняя величина магнитного поля составляла ~ 15 нТл (панель (а)). Таким образом, амплитуда волны была большой с δB / B ∼ 0.3, и, конечно, мгновенные амплитуды были больше.

Увеличить Уменьшить Сбросить размер изображения

Рис. 4. Формы волн и характеристики низкочастотных косых свистовых волн во время пересечения скачка уплотнения 4 ноября 2015 г. Сверху вниз: (а) величина магнитного поля от феррозондового магнитометра (FGM; Russell et al. .2016), (b) вектор нефильтрованного магнитного поля от магнитометра с поисковой катушкой (SCM; Le Contel et al. 2016), и (c) дисперсия ( ω — k ) в системе покоя плазмы. Для справки, черные кривые показывают приближение холодной плазмы для свистовых волн с θ _Bk = 30 ° и 60 °.

Загрузить рисунок:

Для графиков ω — k (панель (c)) мы полосно отфильтровали данные магнитного и электрического полей и использовали закон Фарадея для оценки вектора k (Oka et al.2017). Анализ проводится в системе покоя плазмы. Временной интервал выбирается из области подножия, где было очевидно наличие свистовых волн. Каждая точка данных на Панели (c) представляет результат для определенного диапазона частот.

Точки данных находились в пределах диапазона дисперсии свиста с репрезентативными значениями угла распространения волны θ _kB (черные кривые), что согласуется с нашей интерпретацией, согласно которой волны были волнами свиста. Здесь θ _kB может варьироваться для каждой точки данных и обычно составляет от 30 ° до 60 °, что соответствует поляризационному анализу, показанному на рисунке 1 (c).Также следует отметить, что благодаря использованию электрического поля мы можем устранить двусмысленность 180 ° и подтвердить, что вектор k был направлен вверх по течению в обоих событиях, что согласуется с предыдущими отчетами о наблюдениях за свистовыми волнами (например, , Hull et al.2012; Sundkvist et al.2012), но под большим углом как к вектору нормали n , так и к вектору фонового магнитного поля B ₀ .

На основе значений ω — k мы оцениваем энергию резонанса E _R на основе отношения линейной дисперсии резонансных частиц,

, где V _R — резонансная скорость, — это электронная циклотронная частота, а n представляет, например, циклотрон ( n = 1), затухание Ландау или время пролета ( n = 0) и аномальный циклотрон ( n = — 1) резонансы (напр.г., Kennel & Petschek 1966). Для волны с и θ _kB = 45 °, резонансная энергия E _R () должна составлять 2 кэВ, ≳2,2 кэВ и ≳1 эВ для n = +1, −1 и 0 соответственно. Следовательно, нормальный / аномальный циклотронный резонанс может быть затруднен для электронов с энергией 0,5 кэВ, хотя резонансы n = 0 могут быть возможны в зависимости от питча. Циклотронные субгармонические резонансы при n = +1/2 и n = −1/2 (т.е.г., Смирнов, Франк-Каменецкий, 1968; Terasawa & Matsukiyo 2012) также возможны, поскольку их резонансные энергии составляют 480 эВ и 560 эВ соответственно. Для ω / Ω _ce ∼ 0,05 энергия субгармонического резонанса может составлять всего 160 и 240 эВ для n = +1/2 и n = −1/2 соответственно.

Наблюдения показали питч-угловое уширение более чем на 90 ° и антикорреляцию между величиной магнитного поля и потоком электронов F .В то время как в предыдущих исследованиях рассматривались различные типы резонанса между частицами и волнами, амплитуды волн в нашем случае были большими и составляли δB / B ∼ 0,3, а формы волн демонстрировали когерентные нелинейные структуры (рисунки 4 (а), (б)). ). Таким образом, взаимодействие электрона с вистлером нельзя описать простым линейным резонансом. Чтобы лучше понять наблюдаемое взаимодействие электрона с вистлером, мы выполнили трехмерное моделирование пробных частиц с физическими параметрами, адаптированными на основе наблюдений.

3.1. Установка

Электромагнитные поля создаются путем суммирования в общей сложности 10 волн с правой поляризацией с различными значениями частоты ω / Ω _ce , равномерно распределенных между 0,01 и 0,05. Относительная разность фаз между каждой волной задается случайным образом. Фоновое магнитное поле B находится в направлении x , а волновой вектор k находится в плоскости x — z с углом распространения θ _kB = 45 °, где θ _kB — угол между направлением магнитного поля (или осью x ) и вектором k .Амплитуды выбираются таким образом, чтобы спектр мощности (как функция частоты ω ) подчинялся степенному закону со степенным индексом -5/3 и чтобы общая плотность энергии волн составляла 10% от плотности энергии волн. фоновое магнитное поле. Волновое число и электрические поля δE вычисляются из дисперсионного соотношения с приближением холодной плазмы (Stix 1992). Отношение частот ω _pe / Ω _ce = 92, а отношение масс ионов к электронам m _i / m _e = 1836.15. На рисунках 5 (б) и (в) показана часть синтезированного магнитного поля. Он воспроизвел ключевые особенности наблюдаемой формы волны (Рисунки 4 (a) и (b)). Затем в систему случайным образом помещается 10 ⁶ электронов со сферической оболочкой в ​​области 0 ≤ x Ом _ce / c ≤ 1,36, которая содержит по крайней мере две длины волны. Начальная энергия составляет 0,5 кэВ, то есть v / V _A = 175 для всех электронов (так что толщина оболочки фактически равна нулю).С помощью релятивистского уравнения движения (например, Birdsall & Langdon 1991) мы проследили их траекторию под наклонно распространяющимися электромагнитными волнами до тех пор, пока Ω _ce t = 600, что значительно превышает время когерентности Ω _ce t ∼ 200.

Увеличить Уменьшить Сбросить размер изображения

Рис. 5. Моделирование пробной частицы, демонстрирующее значительное рассеяние 0.Электроны с энергией 5 кэВ наклонными свистящими волнами большой амплитуды. (а) Распределение электронов в фазовом пространстве μ — x . Белые кривые представляют сохранение магнитного момента для случая μ = 0,5 ат. (б), (в) Профили магнитного поля. (d) Временные характеристики значения μ для трех выбранных частиц. Данные на панелях (a) — (c) представляют собой снимки при Ω _ce t = 274. Расположение частиц обозначено символами на панели (a).

Загрузить рисунок:

3.2. Рассеяние за пределами 90 °

На рисунке 5 (а) показано распределение электронов в фазовом пространстве x — μ в Ω _ce t = 274, где μ — косинус угла наклона. Это демонстрирует, что, хотя частицы с начальным значением отрицательного μ (или отрицательного v _x ) имеют тенденцию перемещаться в отрицательную область x , они не являются свободно-потоковыми.Частицы с μ <0 ( μ > 0) часто отражаются и рассеиваются в область μ > 0 ( μ <0) за счет усиления магнитного поля, и они имеют тенденцию группироваться в локальных минимумах, что приводит к антикорреляция между потоком электронов и величиной магнитного поля. Для справки показаны профили μ , которые представляют сохранение магнитного момента для случая μ = 0,5 ат (белые кривые на рисунке 5). Очевидно, что структуры в фазовом пространстве x — μ примерно организованы по профилю, что указывает на то, что частицы ведут себя адиабатически.Некоторые частицы около x = 0 даже попадают в ловушку между двумя усилениями магнитного поля и движутся вместе с волнами, образуя «островки» в фазовом пространстве. Такие частицы в некотором смысле резонируют с волнами (при n = 0 в уравнении (1)), и этот процесс был описан как резонанс «времени прохождения» (например, Fisk 1976; Stix 1992; Miller et al. al.1996; Schlickeiser & Miller 1998; Terasawa & Matsukiyo 2012).

На рисунке 5 (d) показаны три примерные траектории, показывающие рассеяние за пределами угла тангажа 90 °.Частица 3 (розовая кривая) является примером частиц, захваченных в магнитном желобе. Соответствующее место в фазовом пространстве выделено залитым розовым квадратом на рисунке 5 (а). Он много раз пересекал угол тангажа 90 °. Частица 2 (синяя кривая) является примером неуловленных частиц и выделена закрашенным синим треугольником на рисунке 5. Она перемещалась в более широком диапазоне мкм с несколькими пересечениями по 90 °. Частица 1 (черная кривая) — особая, которая испытала очень большое рассеяние от μ ∼ −1 до μ ∼ 1 в районе Ω _ce t ∼ 280.На рисунке 5 он выделен черным закрашенным кружком. Большое рассеяние произошло, когда произошло сильное усиление и направление движения частицы изменилось слева направо на x Ом _ce / c ∼ −9 на рисунке 5 (а).

На Рисунке 6 (левый столбец) показаны другие представления результатов моделирования. На рис. 6 (а) показано распределение частиц в пространстве в конце цикла. Хотя распределение частиц началось с оболочки нулевой толщины, оно привело к конечной толщине 20–30 V _A из-за значительной диффузии в энергетическом пространстве.На рисунке 6 (е) показано стандартное отклонение косинуса угла наклона μ как функция усредненного по времени значения параллельной скорости частицы. Многие частицы, за исключением некоторых частиц, которые изначально двигались вдоль магнитного поля (т. Е.), Испытали сильное рассеяние, приводящее к. Поскольку они многократно пересекали угол наклона 90 °, усредненные по времени значения фокусируются в более узкой области с центром на ∼0 по сравнению с распределением. Для справки мы выделили области субгармонических резонансов и резонансов Ландау на n = ± 1/2 и 0 светлыми и темно-серыми оттенками соответственно.Эти области имеют конечную ширину из-за конечной ширины полосы волн. Позже мы обсудим более подробно эффекты этих резонансов. На рисунке 6 (i) конечный питч-угол косинус μ всех электронов (при Ω _ce t = 600) нанесен на график в зависимости от начального значения μ (при Ω _ce t ). = 0), демонстрируя долю электронов, испытывающих рассеяние за пределами питч-угла 90 °. Цветовой код указывает количество частиц, нормированное на количество частиц при Ω _ce t = 0, чтобы устранить эффект неоднородности в μ при Ω _ce t = 0.Очевидно, что многие из частиц, которые изначально имели μ <0 ( μ > 0), находились в диапазоне μ > 0 ( μ <0) в конце прогона моделирования, что указывает на то, что эти частицы частицы были разбросаны под углом наклона 90 °. Однако частицы с размером мкм, 0,8 (или большие), вероятно, останутся в области мкм, ≳ 0,8 из-за существенно низкой степени питч-углового рассеяния, как показано на панели (e).

Увеличить Уменьшить Сбросить размер изображения

Рисунок 6. Результаты четырех прогонов моделирования пробных частиц, демонстрирующие важность угла наклона и большой амплитуды для рассеяния электронов. Все данные берутся в конце каждого прогона, т. Е. Ω _ci t = 600. Сверху вниз показано распределение скорости электронов, стандартное отклонение питч-углового косинуса μ как функция усредненное по времени значение параллельной скорости частиц и сравнение между μ при Ω _ce t = 0 и 600.На нижних панелях все частицы во втором и четвертом квадранте — это те, которые пересекли угол наклона 90 ° по крайней мере один раз за период времени. Некоторые частицы в первом и третьем квадранте могли пересекать питч-угол 90 ° более одного раза.

Загрузить рисунок:

3.3. Механизмы рассеяния

Анализ, проведенный в предыдущем подразделе, уже показывает, что как резонансное (время прохождения), так и нерезонансное зеркальное отражение играют важную роль в рассеянии электронов.Однако, как показано светлыми и темно-серыми оттенками на рисунке 6 (e), также возможны другие линейные резонансы, такие как резонансы Ландау и субгармонические циклотронные резонансы. В связи с этим мы провели дополнительные прогоны моделирования с измененными настройками.

Рисунок 6 второй столбец слева (т.е. панели (b), (f), (j)) показывает результат цикла 2, который такой же, как и цикл 1, но электрическое поле, параллельное вектору k , E _k , искусственно установлен ноль для исследования влияния электростатической составляющей (включая резонанс Ландау).Очевидно, что панель распределения скорости (b), панель степени рассеяния угла наклона (f) и панель распределения угла наклона (j) очень похожи на панели в тесте 1, что указывает на то, что электроны могут рассеиваться за пределы 90 ° даже без E _k . Мы также подтвердили, что отключение компонента электрического поля, параллельного фоновому магнитному полю, по-прежнему дает очень похожий результат.

На рис. 6 панели третьего столбца (c), (g), (k) показывают результат прогона 3, который такой же, как и прогон 1, но диапазон частот уменьшен примерно на 1/3, т.е.е., ω / Ω _ce = 0,003–0,015. В таких условиях субгармонические резонансы не возникали бы для электронов с энергией 0,5 кэВ. Рисунок 6 (k) показывает, что значительная часть электронов с μ <0 на Ω _ce t = 0 все еще попадает в область μ > 0 при Ω _ce t = 600, что указывает на электроны рассеиваются более чем на 90 ° даже без субгармонических резонансов. Однако толщина оболочки намного меньше, чем в прогонах 1 и 2 (рис. 6 (c)), что указывает на то, что субгармонические резонансы играют важную роль в диффузии энергии.

На рисунке 6 четвертый столбец (панели (d), (h), (l)) показывает результат цикла 4, который такой же, как и цикл 1, но амплитуда волны снижена на 1/10, то есть общая плотность энергии волны теперь составляют 1% от фонового магнитного поля. Видно, что степень питч-углового рассеяния существенно уменьшилась на 1/2 ат (панель (h)). Фактически, частицы с определенным значением μ при Ω _ce t = 0 обычно имеют аналогичные значения μ при Ω _ce t = 600 из-за значительно меньшего рассеяния.Другими словами, многие электроны не рассеиваются более чем на 90 ° при малых амплитудах, что подтверждает наш результат в предыдущем подразделе о важности магнитного зеркального отражения для рассеяния электронов.

Подводя итог, можно сказать, что поток электронов ∼0,5 кэВ F экспоненциально увеличивался в областях подошвы / пандуса ударной волны. Однако профиль потока не был полностью гладким, и флуктуация показала временную / спектральную связь с большой амплитудой ( δB / B ∼ 0.3) и низкой частотой (0.1 Ом _в.э. ), распространяющиеся под углом ( θ _kB ∼ 30 ° –60 °) свистовые волны, что указывает на взаимодействие частиц с волнами. Увеличенное изображение временных профилей выявило антикорреляцию между и .

4.1. Общий подъем

Отметим, что величина магнитного поля в среднем увеличивалась в области подножия / пандуса. Следовательно, можно утверждать, что экспоненциальный рост потока электронов F (или ускорение электронов) можно объяснить, прежде всего, профилем.Однако увеличился в 5 раз, тогда как F увеличился на два порядка за время перехода. Фактически, мы подтвердили, что наблюдаемые свойства (как распределение потока, так и питч-угловое распределение) не были адекватно воспроизведены путем картирования наблюдаемого распределения электронов в предположении адиабатического процесса в сочетании с смоделированным ударным потенциалом (так называемый потенциал Власова– Картирование Лиувилля; например, Schwartz 1985; Scudder et al. 1986), показывающее, что электроны ускоряются неадиабатически.Это неудивительно, учитывая тот факт, что бесстолкновительные удары должны обеспечивать диссипацию энергии, а энергетический спектр электронов имеет степенную форму.

4.2. Ускорение электронов

Мы интерпретируем наблюдения со сценарием стохастического ускорения электронов, достигаемого за счет рассеяния на наклонных свистящих волнах. Это связано с тем, что экспоненциальное увеличение потока в области основания и пандуса сопровождалось плоским профилем в нижнем течении (Рисунок 1 (g)). Такой профиль согласуется с прогнозами диффузионного ударного ускорения (например.g., Blandford & Ostriker 1978) и предполагает, что области подножия и пандуса важны для рассеяния и ускорения электронов. Кроме того, питч-угловое распределение нетепловых электронов постепенно расширялось по мере приближения космического корабля к нисходящему потоку (рис. 1 (i)). Мы интерпретируем это как свидетельство рассеяния электронов через питч-угол 90 °. В то время как часть поступающих электронов солнечного ветра отражается от фронта ударной волны (то есть, предположительно, от областей наклона и выброса) и устремляется вверх по потоку, некоторые из них могут рассеиваться (и удерживаться) в области основания и наклона за счет волны магнитозвукового свиста.Такое рассеяние или ограничение может привести к формированию степенного энергетического спектра, поскольку электроны могут набирать энергию за счет SDA внутри ударного переходного слоя. Фактически, было признано, что SDA должен сильно модифицироваться питч-угловым рассеянием в переходном слое ударной волны (например, Gosling et al. 1989; Vandas 2001). Недавно такая идея была сформулирована в теории стохастического ударного дрейфа ускорения (Katou & Amano 2019). В этой теории предполагается, что питч-угловое рассеяние сохраняет энергию частицы в системе покоя плазмы, тогда как зеркальное отражение (или SDA) сохраняет энергию в системе де Хоффмана-Теллера.Затем разница скоростей между двумя кадрами приводит к стохастическому увеличению энергии аналогично DSA.

Наше моделирование частиц показало, что, хотя линейные циклотронные резонансы с электронами ∼0,5 кэВ маловероятны из-за наклонного направления и низких частот волн, электроны с умеренной энергией все еще рассеиваются за углом питч-угла 90 ° из-за (1) резонансного зеркального отражения (транзитного отражения). временное затухание), (2) нерезонансное зеркальное отражение и (3) субгармонические циклотронные резонансы. Хотя зеркальное отражение является первичным процессом рассеяния, все эти процессы связаны нелинейно для достижения рассеяния с изотропизацией и диффузией энергии.

Таким образом, наши наблюдения вместе с моделированием частиц свидетельствуют о том, что электроны ускорялись внутри ударного переходного слоя, будучи рассеянными волнами магнитозвукового свиста. Хотя рассеяние само по себе не может привести к значительному увеличению энергии (как показано на рисунке 6 (а)), оно может играть важную роль в процессе ускорения электронов, удерживая электроны в ударном переходном слое и обеспечивая стохастичность для SDA.

4.3. Важность большого

Мы обнаружили, что магнитное зеркальное отражение (как резонансное, так и нерезонансное) важно для рассеяния электронов на фронте ударной волны.В наших наблюдениях и моделировании длина волны λ составляла около 0,65 c / Ω _ce , тогда как радиус электронного гироскопа r _g составлял около 150 V _A / Ω _ce . При ω _pe / Ω _ce = 92 отношение r _g / λ было намного меньше единицы, т. Е. ∼0.06. Таким образом, частицы, вероятно, испытали адиабатические зеркальные отражения.

Ключом к зеркальному отражению и, следовательно, к эффективному рассеянию частиц является наклонное распространение и большая амплитуда волн, которые уже были изучены в других контекстах как рассеяния ионов, так и электронов (например, Kennel & Petschek 1966; Price & Wu 1987; Schlickeiser & Miller 1998; Каримабади и др. 1992; Роберг-Кларк и др. 2016). В этом исследовании мы расширили такое понимание рассеяния электронов на среду головной ударной волны, в которой линейный циклотронный резонанс больше не работает.

В этом отношении поучительно провести моделирование электронов с распределением цилиндрической оболочки (а не сферической оболочки), потому что такая конфигурация может лучше проиллюстрировать или визуализировать, как различные условия резонанса модулируются при изменении волновых свойств (Terasawa & Мацукиё 2012). Как показано в Приложении, мы сначала настроили монохроматическую волну и изучили, как электроны ведут себя при изменении угла распространения θ _Bn и амплитуды волны δB / B .Мы подтвердили, что питч-угловое рассеяние становится более эффективным по мере увеличения значений θ _Bn и δB / B . Кроме того, мы исследовали разницу во влиянии на электроны монохроматической волны и волны с конечной шириной полосы. Очевидно, что конечная ширина полосы существенно облегчает рассеяние электронов.

4.4. Возможная связь с высокочастотными волнами свиста

Мы не полностью рассмотрели относительную важность двух различных типов волн свиста, которые были обнаружены в переходном слое ударной волны, т.е.е., низкочастотные косые свистящие волны, обсуждаемые в этой статье, и высокочастотные, параллельно распространяющиеся свистовые волны (например, Zhang et al. 1999; Hull et al. 2012; Oka et al. 2017). Однако наше моделирование уже показало, что электроны могут быть захвачены в магнитные впадины, генерируемые низкочастотными свистовыми волнами, и что такие электроны проявляют перпендикулярную анизотропию. Анизотропия может затем возбуждать более высокочастотные свистовые волны (например, Токар и др., 1984), что, возможно, приводит к ранее описанной особенности прерывистого появления высокочастотных свистовых волн в локальных минимумах магнитного поля низкочастотных свистовых волн (Халл и другие.2012). Фактически, мы обнаружили перпендикулярную анизотропию нетепловых электронов при уменьшении магнитного поля (но не обязательно четких впадинах), а также прямое свидетельство простого линейного циклотронного резонанса между этими нетепловыми электронами и высокочастотными свистящими волнами (Oka et al., 2017 ). Было бы интересно дополнительно исследовать, как распределение электронов по скоростям будет модулироваться двумя типами свистящих волн в более широком контексте физики ударов (включая реформацию и пульсацию) и как электроны ускоряются от низких до высоких энергий.

Благодарим всех участников проекта MMS . М.О. был поддержан грантами НАСА 80NSSC18K1002 и 80NSSC18K1373 в Калифорнийском университете в Беркли и NNh26AC60I в Национальной лаборатории Лос-Аламоса (LANL). Эта работа была частично поддержана Международным институтом космических наук (ISSI) в рамках международной группы под названием «Решение проблемы микрофизики бесстолкновительных ударных волн».

Учреждение: MMS (Берч и др., 2016). —

Программное обеспечение: SPEDAS (Angelopoulos et al.2019).

Здесь мы воспроизводим и расширяем работу Terasawa & Matsukiyo (2012), как показано на рисунке 7. Настройка моделирования аналогична описанной в разделе 3, но теперь у нас есть монохроматическая волна с частотой ω = 0,02Ω _ce , и количество частиц уменьшается до 10 ⁵ . Кроме того, начальное распределение электронов изменяется так, что все электроны имеют одинаковую перпендикулярную скорость, то есть 500 V _A . Параллельная скорость равномерно распределена между −1800 V _A и 1800 V _A .Таким образом, распределение скорости представляет собой цилиндр-оболочку, а не сферическую оболочку.

Сначала мы выполнили моделирование с очень малой амплитудой, δB / B = 10 ⁻⁴ , чтобы изучить последствия линейного резонанса (прогоны A1 и A2). В прогоне A1 угол распространения волны θ _Bk установлен на 0 °, то есть вектор волны k параллелен фоновому магнитному полю. На рисунках 7 (а), (б) показан результат. Изменение угла наклона было небольшим, хотя некоторые вариации можно наблюдать на увеличенном графике (вставка).Условие множественного резонанса (или гармоник) появилось, когда мы увеличили θ _Bk до 45 ° (прогон A2; рис. 4 (c), (d)), но питч-угловое рассеяние осталось небольшим. Здесь мы выбрали θ _Bk = 45 °, чтобы представить значения, полученные при наблюдении, т.е. 30 ° –60 °. Все эти результаты почти идентичны результатам, описанным Terasawa & Matsukiyo (2012), которые также использовали амплитуду δB / B = 10 ⁻⁴ .

Увеличить Уменьшить Сбросить размер изображения

Рисунок 7. Результаты шести различных прогонов моделирования пробных частиц, демонстрирующие важность угла наклона, большой амплитуды и конечной ширины полосы для рассеяния электронов. Для каждого прогона снимок распределения электронов в пространстве показан на верхних панелях (a), (c), (e), (g), (i) и (k), а также квадратный корень из дисперсии косинус угла наклона показан на нижних панелях (b), (d), (f), (h), (j) и (l). Целые и полуцелые числа на панели (d) указывают числа гармоник и субгармоник в условии линейного резонанса, т.е.е.,.

Загрузить рисунок:

Однако в действительности амплитуда волны в нашем наблюдении была большой. Рисунки 1 (b) — (d) показывают, что ( δB / B ) ² ∼ 0,01 на определенной частоте. Таким образом, мы увеличили амплитуду до δB / B = 0,1, как показано на рисунках 7 (e) — (h). Для случая с θ _Bk = 0 ° (прогон A2) все еще оставался только один тип резонанса, т.е.е., нормальный циклотронный резонанс. Тем не менее, изменение угла наклона было значительно больше, чем в случаях с δB / B = 10 ^-4 . Угловое рассеяние можно идентифицировать в распределении скоростей без увеличения, хотя частицы никогда не пересекали линию с питч-углом 90 °. Когда мы дополнительно увеличили угол распространения, например, до θ _Bk = 45 °, частицы рассеялись за пределы 90 °. Как видно на рисунках 7 (g), (h), кажется, что частицы перепрыгивают через условие множественного резонанса.

Мы также выполнили два дополнительных прогона с конечной полосой пропускания (прогоны A5 и A6). Настройка волны точно такая же, как и описанная в разделе 3.