1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Физика плазмы
  4. T. 48, № 7, 2022

Физика плазмы, 2022, T. 48, № 7, стр. 635-638

Нижнегибридные волны при взаимодействии метеорных хвостов с ионосферой Земли

Т. И. Морозова a, *, С. И. Попель a, **

a Институт космических исследований РАН
Москва, Россия

* E-mail: timoroz@yandex.ru
** E-mail: popel@iki.rssi.ru

Поступила в редакцию 05.05.2022
После доработки 10.05.2022
Принята к публикации 17.05.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Исследована возможность генерации нижнегибридных волн в метеороидных хвостах при их взаимодействии с ионосферой Земли. Нижнегибридные волны возбуждаются в результате развития неустойчивости бунемановского типа вследствие движения плазмы хвоста метеороида относительно магнитного поля Земли. Обсуждаются магнито-модуляционные процессы, обусловленные существованием в плазме нижнегибридных волн, в результате развития которых происходит генерация квазистационарных возмущений магнитного поля. Показано, что эти возмущения по порядку величины совпадают с наблюдаемыми магнитными полями, возникающими во время пролетов метеороидов.

Ключевые слова: ионосфера Земли, хвосты метеороидов, нижнегибридные волны, магнитные поля, модуляционное взаимодействие

1. ВВЕДЕНИЕ

Пролеты метеорных тел, как природные явления, не зависящие от человека и труднопрогнозируемые, необходимо детально изучать, понимать вызванные ими процессы и последствия, которые они несут для природы и человека. Физические явления и эффекты, возникающие в результате пролетов метеорных тел, могут оказывать влияние на работу радиолокационных систем, радиотелескопов, приборов геолокации и эксперименты с использованием пролетных ракет, что важно при учете работы вышеперечисленных систем и устранения сбоев.

Метеоры – это свечение паров метеороида (метеорного тела). Бывают одиночные метеороиды (преимущественно осколки астероидов) и метеорные потоки (падающие звезды), связанные с прохождением Земли по орбите кометы. Во время метеорных потоков можно наблюдать до нескольких метеоров в час. При входе в атмосферу Земли в результате соударения атомов ионосферы и метеорного тела образуется метеорный след, в котором присутствуют пары метеорного вещества, раздробленные фрагменты метеорного тела, молекулы, ионизованные атомы атмосферных газов и метеорного вещества.

При объяснении метеорных явлений часто следует применять методы физики плазмы. Так, например, механизм генерации низкочастотных радиошумов во время метеорных потоков Персеиды, Леониды, Геминиды, Ориониды связан с развитием модуляционного взаимодействия в пылевой плазме ионосферы Земли [1, 2]. Также модуляционное взаимодействие важно для объяснения возникновения звуковых волн от метеорных потоков [3–5].

Важным аспектом физики метеорных явлений, которые, возможно, также связаны с развитием модуляционного взаимодействия в плазме [6], является генерация магнитных полей, возникающих во время пролетов метеороидов. Величина таких магнитных полей составляет вплоть до ~10–4 Гс [7–9]. До настоящего времени нет единого мнения о главном механизме магнитного эффекта, вызываемого в атмосфере Земли космическими телами, что связано, прежде всего, с небольшим количеством данных наблюдений.

Хорошо известно, что развитие модуляционного взаимодействия высокочастотных волн, приводящего к генерации низкочастотных поперечных электрических полей, сопровождается довольно интенсивной генерацией квазистационарных магнитных полей [6]. Важную роль часто играет модуляционное взаимодействие нижнегибридных (НГ) волн, описывающее случайное блуждание силовых линий магнитного поля, возбуждаемого в процессе нагрева плазмы интенсивным ВЧ-полем и налагающее ограничения на использование ВЧ-полей (особенно в области частот, близких к НГ-резонансу) для нагрева плазмы [10]. Схожие явления влияют на генерацию токов увлечения НГ-волнами в термоядерных установках [11]. НГ-волны играют существенную роль в различных природных плазменных системах таких, как магнитосфера Земли [12, 13], экзосфера Луны [14] и т.д.

Целью настоящей работы является выявление возможности генерации НГ-волн при взаимодействии метеорных хвостов с ионосферой Земли, а также определение квазистационарных магнитных полей, образующихся в результате развития модуляционного взаимодействия НГ-волн, и их сравнение с магнитными полями, возникающими во время пролетов метеороидов. В разделе 2 приводится описание механизма генерации НГ-волн при движении в ионосфере плазмы метеорного хвоста относительно магнитного поля Земли. Раздел 3 посвящен рассмотрению магнито-модуляционных процессов с участием НГ-волн и связанной с ними генерации квазистационарных магнитных полей. В разделе 4 сформулированы краткие выводы работы.

2. ВОЗБУЖДЕНИЕ НГ-ВОЛН

Непосредственно за метеорным телом тянется так называемый хвост метеороида (wake) [15]. Природа свечения хвоста та же, что и самого метеора – светят возбужденные атомы и ионы метеорного вещества и атмосферных газов. Хвост метеороида может также включать в себя пылевые частицы, образуемые в результате дробления главного метеорного тела или его отколовшихся частей. Метеорная ионизация наиболее интенсивна на высотах 80–120 км, т.е. при взаимодействии хвоста метеороида с ионосферой Земли.

Скорость плазмы хвоста метеороида u относительно плазмы ионосферы может достигать значений порядка скорости главного метеорного тела, которая весьма велика (см. рис. 1), [16]. Важным параметром для метеорных следов является концентрация электронов и ионов на сантиметр пути [15, 17]. Характерные значения линейных концентраций ${{n}_{e}} = {{10}^{{12}}}{\kern 1pt} - {\kern 1pt} {{10}^{{16}}}$ см–1 (в зависимости от массы и яркости метеорного тела от ${{5}^{m}}$ до $ - {{5}^{m}}$), ${{n}_{i}} = {{10}^{{12}}}{\kern 1pt} - {\kern 1pt} {{10}^{{13}}}$ см–1. По линейной концентрации можно оценить полную концентрацию на телесный угол метеорного следа, в формулу которой также входит коэффициент диффузии (см. [15], с. 297). Типичные значения так найденных концентраций ${{n}_{{eM}}}{{ = 10}^{9}}{\kern 1pt} - {\kern 1pt} {{10}^{{13}}}$ см–3, ${{n}_{{iM}}}{{ = 10}^{8}}{\kern 1pt} - {\kern 1pt} {{10}^{{12}}}$ см–3. Температуры электронов и ионов составляют ${{T}_{{eM}}} = {{T}_{{iM}}} = 2$ эВ. Диапазон характерных размеров пылевых частиц $a$ в метеорном следе в основном составляет от 80 нм до 1 мкм [18], диапазон концентраций пылевых частиц ${{n}_{d}}$ лежит в диапазоне от 106 до 108 см–3. Типичные параметры плазмы ионосферы, например, на высоте 90 км следующие: концентрации электронов и ионов ${{n}_{{eI}}} \sim {{n}_{{iI}}} \sim 3 \times {{10}^{4}}$ см–3, температуры электронов и ионов ${{T}_{{eI}}} \approx {{T}_{{iI}}} \approx 140$ К.

Рис. 1.

Функция распределения по скоростям метеороидов u в окрестности Земли по данным [16].

Таким образом, при взаимодействии метеорного хвоста с ионосферой концентрации ионосферных электронов и ионов оказываются существенно меньшими, чем концентрации электронов и ионов в метеорном хвосте. Оказывается, что при этом основным при движении плазмы метеорного хвоста относительно ионосферы является взаимодействие его электронов и ионов с магнитным полем Земли. Движение электронов и ионов метеорного хвоста относительно магнитного поля Земли ${{{\mathbf{B}}}_{0}}$ (${\text{|}}{{{\mathbf{B}}}_{0}}{\text{|}} \sim 0.5$ Гс) приводит к развитию неустойчивости бунемановского типа [19]. Действительно, используя выражения для магнитоактивной холодной плазмы (см., например, уравнение (56.12) из [20]), эффект Доплера для движущихся относительно магнитного поля Земли электронов и ионов (аналогично тому, как этот эффект учитывается для случая гидродинамической пучковой неустойчивости – см., например, [21]), замагниченность электронов и незамагниченность ионов, получаем с учетом наиболее существенных слагаемых при $\cos \Theta \ll 1$ следующее линейное дисперсионное уравнение в системе отсчета, связанной с Землей

(1)
$1 + \frac{{\omega _{{peM}}^{2}}}{{\omega _{{Be}}^{2}}} - \frac{{\omega _{{peM}}^{2}\mathop {\cos }\nolimits^2 \Theta }}{{{{{(\omega - {{k}_{\parallel }}{{u}_{\parallel }})}}^{2}}}} - \frac{{\omega _{{piM}}^{2}}}{{{{{(\omega - {\mathbf{k}} \cdot {\mathbf{u}})}}^{2}}}} = 0,$
где $\parallel $ – индекс, характеризующий компоненту вектора, параллельную внешнему магнитному полю ${{{\mathbf{B}}}_{0}}$, $\cos \Theta = {{k}_{\parallel }}{\text{/|}}{\mathbf{k}}{\text{|}}$, ${{\omega }_{{pe(i)M}}}$ – электронная (ионная) плазменная частота в хвосте метеороида, ${{\omega }_{{Be}}} = e{\text{|}}{{{\mathbf{B}}}_{0}}{\text{|/}}{{m}_{e}}c$ – гирочастота электронов, –e – заряд электрона, ${{m}_{e}}$ – его масса, c – скорость света.

Дисперсионное соотношение (1) имеет неустойчивые решения. Неустойчивость представляет собой раскачку продольных электростатических колебаний плазмы со скоростью нарастания порядка частоты НГ-резонанса. Действительно, поскольку ${{k}_{{||}}} \ll k$ и ${{u}_{{||}}} \leqslant u$, имеем ${\text{|}}{{k}_{\parallel }}{{u}_{\parallel }}{\text{|}} \ll {\text{|}}{\mathbf{k}} \cdot {\mathbf{u}}{\text{|}}$. В этом случае при поиске решений дисперсионного уравнения удается переписать его в виде

(2)
$1 + \frac{{\omega _{{peM}}^{2}}}{{\omega _{{Be}}^{2}}} - \frac{{\omega _{{peM}}^{2}\mathop {\cos }\nolimits^2 \Theta }}{{{{\omega }^{2}}}} - \frac{{\omega _{{piM}}^{2}}}{{{{{(\omega - {\mathbf{k}} \cdot {\mathbf{u}})}}^{2}}}} = 0,$
типичном для неустойчивости бунемановского типа. Пусть $\cos \Theta \gg \sqrt {{{m}_{e}}{\text{/}}{{m}_{i}}} $, где ${{m}_{i}}$ – масса иона. Тогда четвертое слагаемое в левой части (2) вносит существенный вклад лишь при значениях ${\mathbf{k}} \cdot {\mathbf{u}}$, достаточно близких к ω. Максимальное значение инкремента неустойчивости определяется с помощью метода, описанного в [21], согласно которому

(3)
$\begin{gathered} \omega = \frac{{{{\omega }_{{peM}}}\cos \Theta }}{{\sqrt {1 + \omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{{Be}}^{2}} }} + \delta \omega \approx {{\omega }_{{{\text{LH}}}}}(\cos \Theta ) + \delta \omega , \\ \delta \omega \ll {{\omega }_{{{\text{LH}}}}}(\cos \Theta ), \\ \end{gathered} $
(4)
$\omega = {\mathbf{k}} \cdot {\mathbf{u}} + \delta \omega ,\quad \delta \omega \ll {\text{|}}{\mathbf{k}} \cdot {\mathbf{u}}{\text{|}}.$

Здесь ${{\omega }_{{{\text{LH}}}}}(\cos \Theta )$ = $\sqrt {\omega _{{piM}}^{2} + \omega _{{peM}}^{2}\mathop {\cos }\nolimits^2 \Theta } {\text{/}}$ ${\text{/}}\sqrt {1 + \omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{{Be}}^{2}} $ – частота НГ-волн в хвосте метеороида, распространяющихся под углом Θ по отношению к магнитному полю Земли. Соотношение (4) вместе с условием ${\text{|}}{{k}_{\parallel }}{{u}_{\parallel }}{\text{|}} \ll {\text{|}}{\mathbf{k}} \cdot {\mathbf{u}}{\text{|}}$ оправдывает переход от (1) к (2) при поиске решений дисперсионного уравнения.

Таким образом, полагая что

(5)
${{\omega }_{{{\text{LH}}}}}(\cos \Theta ) \approx {\mathbf{k}} \cdot {\mathbf{u}},$
получаем кубическое уравнение
(6)
$\frac{{2\delta \omega \sqrt {1 + \omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{{Be}}^{2}} }}{{{{\omega }_{{peM}}}\cos \Theta }} - \frac{{\omega _{{piM}}^{2}}}{{{{{\left( {\delta \omega } \right)}}^{2}}\left( {1 + \omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{{Be}}^{2}} \right)}} = 0,$
неустойчивое решение которого характеризуется инкрементом

(7)
$\gamma _{{\max }}^{{{\text{Hydro}}}} = \frac{{\sqrt 3 }}{{{{2}^{{4/3}}}}}\frac{{{{\omega }_{{piM}}}}}{{\sqrt {1 + \omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{{Be}}^{2}} }}{{\left( {\frac{{\omega _{{peM}}^{2}\mathop {\cos }\nolimits^2 \Theta }}{{\omega _{{piM}}^{2}}}} \right)}^{{1/6}}}.$

Закон дисперсии (3) свойственен для НГ-волн, распространяющихся под углами Θ по отношению к магнитному полю Земли такими, что $\cos \Theta \gg \sqrt {{{m}_{e}}{\text{/}}{{m}_{i}}} $. Ввиду присутствия показателя степени 1/6 в последнем множителе правой части (7), можно считать, что для типичных параметров плазмы в хвосте метеороида при пролете последнего через ионосферу Земли раскачка указанных колебаний осуществляется со скоростью нарастания порядка частоты НГ резонанса ${{\omega }_{{{\text{LH0}}}}} \equiv $ $ \equiv {{\omega }_{{piM}}}{\text{/}}\sqrt {1 + \omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{{Be}}^{2}} $.

Время присутствия плазмы хвоста метеороида в ионосфере Земли составляет ${{t}_{M}} > 0.1$ с. Тогда как характерное время развития НГ неустойчивости

(8)
$\tau = {{\left( {\gamma _{{\max }}^{{{\text{Hydro}}}}} \right)}^{{ - 1}}}$
для типичных параметров плазмы хвостов метеороидов порядка 10–5–10–4 с. Таким образом, время существования плазмы хвоста метеороида в ионосфере достаточно для генерации НГ волн за счет описанной выше неустойчивости. Более того, поскольку ${{t}_{M}} \gg \tau $ можно ожидать эффективного развития нелинейных процессов.

3. НЕЛИНЕЙНОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ

По аналогии с гидродинамической неустойчивостью, приводящей к возбуждению ионно-звуковых волн [22], случай, когда в результате развития неустойчивости бунемановского типа происходит возбуждение НГ-волн, следует рассматривать с позиций сильной турбулентности. Важным нелинейным процессом при этом является модуляционное взаимодействие [6]. Развитие модуляционного взаимодействия может сопровождаться процессом, связанным с нарастанием спонтанных магнитных полей. Случайно возникшее в плазме магнитное поле $\delta {\mathbf{B}}$, в первую очередь, локально изменяет фазу волн, присутствующих в плазме. Такие волны с неоднородным распределением фазы, интерферируя друг с другом, создают средний вихревой ток, который усиливает флуктуации магнитного поля $\delta {\mathbf{B}}$. Это, в свою очередь, увеличивает неоднородность фаз колебаний и т.д. Возбуждение магнитных полей сопровождается модуляцией фаз колебаний [23, 24].

Для НГ-волн уравнение, описывающее магнито-модуляционное возбуждение магнитного поля, имеет вид [10, 11]

(9)
$\Delta \delta {\mathbf{B}} = \frac{1}{{{\text{|}}{{{\mathbf{B}}}_{0}}{\text{|}}}}\frac{{\omega _{{peM}}^{2}}}{{\omega _{0}^{2}}}\nabla \times \nabla \times ({{{\mathbf{E}}}_{ \bot }}({\mathbf{b}} \cdot {\mathbf{E}}{\kern 1pt} *) + {\mathbf{E}}_{ \bot }^{*}({\mathbf{b}} \cdot {\mathbf{E}})),$
где Δ – оператор Лапласа; ${\mathbf{b}} = {{{\mathbf{B}}}_{0}}{\text{/|}}{{{\mathbf{B}}}_{0}}{\text{|}}$ – единичный вектор вдоль направления невозмущенного магнитного поля ${{{\mathbf{B}}}_{0}}$; E – комплексная амплитуда НГ-поля, звездочка обозначает комплексно сопряженную величину, ${{\omega }_{0}}$ – характерная частота в спектре НГ волн, $ \bot $ – индекс, характеризующий компоненту вектора, перпендикулярную магнитному полю ${{{\mathbf{B}}}_{0}}$. Уравнение (9) справедливо для случая ${{\omega }_{{LH0}}} \ll {{\omega }_{{Be}}}$.

Амплитуда квазистационарных возмущений магнитного поля $\delta {\mathbf{B}}$, возбуждаемых НГ-волнами, оценивается из уравнения (9) следующим образом:

(10)
${\text{|}}\delta {\mathbf{B}}{\text{|}} \sim \frac{{\omega _{{peM}}^{2}}}{{\omega _{0}^{2}}}\frac{{{\text{|}}{\mathbf{E}}{{{\text{|}}}^{2}}}}{{{\text{|}}{{{\mathbf{B}}}_{0}}{\text{|}}}}\cos {{\Theta }_{0}},$
где ${{\Theta }_{0}}$ – характерный угол между направлением распространения НГ-волны и направлением магнитного поля ${{{\mathbf{B}}}_{0}}$. Учитывая следующее соотношение между плотностью энергии ${{W}^{{LH}}}$ НГ-волн и ${\text{|}}{\mathbf{E}}{{{\text{|}}}^{2}}$: ${{W}^{{LH}}} = {\text{|}}{\mathbf{E}}{{{\text{|}}}^{2}}(1 + \omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{{Be}}^{2}){\text{/}}2\pi $ (см., например, [25]), окончательно получаем

(11)
$\begin{gathered} {\text{|}}\delta {\mathbf{B}}{\text{|}} \sim 2\pi \frac{{\omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{0}^{2}}}{{1 + \omega _{{peM}}^{2}{\text{/}}\omega _{{Be}}^{2}}}\frac{{{{W}^{{LH}}}}}{{{\text{|}}{{{\mathbf{B}}}_{0}}{\text{|}}}}\cos {{\Theta }_{0}} \approx \\ \, \approx \frac{{2\pi }}{{{\text{cos}}{{\Theta }_{0}}}}\frac{{{{W}^{{LH}}}}}{{{{n}_{{eM}}}{{T}_{{eM}}}}}\frac{{{{n}_{{eM}}}{{T}_{{eM}}}}}{{{\text{|}}{{{\mathbf{B}}}_{0}}{\text{|}}}}. \\ \end{gathered} $

Здесь учтено, что для рассматриваемой ситуации ${{\omega }_{{Be}}} \ll {{\omega }_{{peM}}}$. При $\cos {{\Theta }_{0}} = $ 0.1, ${{n}_{{eM}}} \sim $ 109 см–3, ${{T}_{{eM}}} = $ = 2 эВ, ${{W}^{{LH}}}{\text{/}}{{n}_{{eM}}}{{T}_{{eM}}}{{ = 10}^{{ - 4}}}$ получаем: ${\text{|}}\delta {\mathbf{B}}{\text{|}} \sim 3 \times $ × 10–5 Гс, что соответствует наблюдаемым значениям магнитных полей, возникающих во время пролетов метеороидов.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Итак, показано, что при взаимодействии метеороидных хвостов с ионосферой Земли могут возбуждаться НГ-волны в результате развития неустойчивости бунемановского типа, вызванной относительным движением плазмы хвоста метеороида и магнитного поля Земли. В данной системе складываются условия для развития магнито-модуляционной неустойчивости НГ-волн, в результате которой происходит генерация квазистационарных возмущений магнитного поля. Величины этих возмущений соответствуют данным по магнитным полям, полученным при наблюдениях в атмосфере Земли во время пролетов метеороидов. В статье рассматривается ситуация, когда длина НГ-волны много меньше ширины следа. В данном случае приведенный метод для описания НГ-волн и магнито-модуляционного взаимодействия применим.

Список литературы

  1. Копнин С.И., Попель С.И., Ю М. // Физика плазмы. 2007. Т. 33. С. 323.

  2. Kopnin S.I., Popel S.I., Yu M.Y. // Phys. Plasmas. 2009. V. 16. P. 063705.

  3. Морозова Т.И., Попель С.И. // Физика плазмы. 2020. Т. 46. С. 993.

  4. Morozova T.I., Kopnin S.I., Popel S.I., Borisov N.D. // Phys. Plasmas. 2021. V. 28. P. 033703.

  5. Морозова Т.И., Попель С.И. // Геомагнетизм и аэрономия. 2021. Т. 61. С. 794.

  6. Vladimirov S.V., Tsytovich V.N., Popel S.I., Khaki-mov F.Kh. Modulational Interactions in Plasmas. Dordrecht-Boston-London: Kluwer Academic Publishers (1995).

  7. Калашников А.Г. // ДАН СССР. 1949. Т. 66. С. 373.

  8. Калашников А.Г. // Изв. АН СССР. Сер. геофиз. 1952. Вып. 6. С. 7.

  9. Черногор Л.Ф. // Геомагнетизм и аэрономия. 2020. Т. 60. С. 375.

  10. Tsytovich V.N., Bel’kov S.A. // Comments Plasma Phys. Cont. Fusion. 1980. V. 5. P. 219.

  11. Popel S.I., Elsässer K. // Comments Plasma Phys. Cont. Fusion. 1994. V. 16. P. 79.

  12. Anderson R.R., Eastman T.E., Harvey C.C., Hoppe M.M., Tsurutani B.T., Etcheto. J. // J. Geophys. Res. 1982. V. 87. P. 2087.

  13. André M., Behlke R., Wahlund J.-E., Vaivads A., Eriksson A.-I., Tjulin A., Carozzi T.D., Cully C., Gustafsson G., Sundkvist D., Khotyaintsev Y., Cornilleau-Wehrlin N., Rezeau L., Maksimovic M., Lucek E., Balogh A., Dun-lop M., Lindqvist P.-A., Mozer F., Pedersen A., Fazakerley A. // Ann. Geophys. 2001. V. 19. P. 1471.

  14. Popel S.I., Kassem A.I., Izvekova Yu.N., Zelenyi L.M. // Phys. Lett. A. 2020. V. 384. P. 126627.

  15. Бронштэн В.А. Физика метеорных явлений. М.: Наука, 1981.

  16. Drolshagen G., Dikarev V., Landgraf M., Krag H., Kui-per W. // Earth, Moon and Planet. 2008. V. 102. P. 191–197.

  17. Фурман А.М. // Астрон. журн. 1960. V. 37. С. 746.

  18. Gabrielli P., Barbante C., Plane J.M.C., Varga A., Hong S., Cozzi G., Gaspari V., Planchon F.A.M., Cairns W., Ferrari C., Crutzen P., Cescon P., Bout-ron C.F. // Nature. 2004. V. 432. P. 1011.

  19. Buneman O. // Phys. Rev. 1959. V. 115. P. 603.

  20. Лифшиц Е.М., Питаевский Л.П. Физическая кинетика (Сер.: “Теоретическая физика”, том X). М.: Наука, 1979. С. 283.

  21. Tsytovich V.N. Lectures on Non-linear Plasma Kinetics. Berlin: Springer-Verlag, 1995. P. 223.

  22. Галеев А.А., Сагдеев Р.З. // Вопросы теории плазмы. Вып. 7 / Ред. М.А. Леонтович. М.: Атомиздат, 1973. С. 3.

  23. Бельков С.А., Цытович В.Н. Препринт ФИАН. № 72, 1978.

  24. Бельков С.А., Цытович В.Н. // ЖЭТФ. 1979. Т. 76. С. 1293.

  25. Popel S.I., Tsytovich V.N. // Contrib. Plasma Phys. 1992. V. 32. P. 77.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Физика плазмы

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал