Космические исследования, 2020, T. 58, № 6, стр. 503-512

ВВЕДЕНИЕ

Турбулентность в солнечном ветре (СВ), как правило, описывается в рамках подходов развитой турбулентности для плазмы свободно распространяющейся в пространстве (см., например, обзор [1]). Предполагается, что флуктуации различных масштабов формируют каскад турбулентных флуктуаций, в котором соблюдается баланс между притоком энергии из крупномасштабных структур СВ и передачей энергии через структуры магнитогидродинамических (МГД) масштабов (так называемый инерционный интервал) с последующей диссипацией на структурах порядка и менее ионного гирорадиуса. Таким образом исследования турбулентного каскада играют первостепенную роль в понимании процессов переноса энергии и нагрева в плазме СВ [2]. В то же время, наблюдения показывают, что формирование турбулентного каскада может сдерживаться границами между различными крупномасштабными структурами в межпланетном околоземном пространстве, что приводит к отличиям спектров флуктуаций от вида, предсказанного общепринятыми теориями. Так, например, в работе [3] показано, что спектры флуктуации потока ионов солнечного ветра, соответствующие традиционным представлениям и наблюдениям флуктуаций межпланетного магнитного поля (ММП) (см. обзоры [1, 4]) с четко разделенной магнитогидродинамической (МГД) и кинетической областью, наблюдаются только в половине случаев. В оставшихся случаях часто наблюдаются различные особенности вблизи излома спектра (уплощение, пики, нелинейное укручение на кинетических масштабах). При этом, на МГД масштабах так называемый колмогоровский наклон –5/3 [5] может быть получен лишь в среднем на больших массивах данных [6], локально наклоны могут существенно отличаться от предсказанных в теории, что, по всей видимости, связано с неравномерным распределением флуктуаций в пространстве (перемежаемостью), не учтенным в вышеописанных теоретических подходах (см., например, обзор [7]). Наклоны спектров на кинетических масштабах также могут меняться в широком диапазоне значений, при этом предсказанное в теории кинетической альфвеновской турбулентности значение –7/3 [8] наблюдается сравнительно редко, в основном в медленном спокойном СВ c низким уровнем флуктуаций (например, [9, 10]). В среднем, показатели наклонов спектров плазменных и магнитных флуктуаций на кинетических масштабах, наблюдающиеся в эксперименте (например, в работах [6, 9, 11–13]), ближе к значению –8/3, предсказанному в ряде работ с учетом геометрии структур в плазме [14] и нелинейного затухания Ландау [15]. Однако, в ряде случаев (например, в высокоскоростных нестационарных потоках), показатели наклона могут заметно превышать по модулю это значение [10]. Известно, что сильные изменения свойств турбулентного каскада по сравнению с предсказанными теоретически могут также наблюдаться в магнитослое – области сжатия плазмы СВ за околоземной ударной волной [16].

Данная работа посвящена исследованию изменений характеристик турбулентного каскада в областях сжатия плазмы в переходных областях между разноскоростными потоками СВ: в SHEATH областях перед межпланетными проявлениями корональных выбросов массы, или в так называемых CIR областях (областях взаимодействия высокоскоростного потока из корональных дыр и низкоскоростного потока из области корональных стримеров) [17]. На примере пересечения CIR области рассмотрено, как в динамике меняются параметры спектра флуктуаций потока ионов СВ при переходе из медленного невозмущенного потока, в высокоскоростной поток через промежуточную область сжатия плазмы. Также приводится сравнение статистических распределений спектральных характеристик в областях компрессии различного типа и в медленном невозмущенном СВ.

МЕТОДИКА АНАЛИЗА НА ПРИМЕРЕ ПЕРЕСЕЧЕНИЯ ОБЛАСТИ CIR

В работе проводится анализ частотных Фурье спектров флуктуаций потока ионов солнечного ветра по данным спектрометра БМСВ [18, 19]. Спектрометр БМСВ был установлен на борту КА СПЕКТР-Р в составе эксперимента ПЛАЗМА-Ф [20], и в течение 2011–2018 гг. почти непрерывно проводил измерения полного потока ионов с высоким временным разрешением 31 мс, а также плотности, скорости, температуры протонов и относительного содержания дважды ионизированных ионов гелия с временным разрешением 3 с. К сожалению, возможности телеметрии не позволяли провести передачу всех проведенных измерений. На момент завершения эксперимента в 2019 г. в нашей лаборатории были накоплены измерения в полном временном разрешении приблизительно для 10% покрытия по времени. Тем не менее, до сих пор наблюдения параметров плазмы с достаточным временным разрешением для исследования ионно-кинетических масштабов, были доступны на других КА лишь для отдельных событий [13, 21–25], тогда как измерения СПЕКТР-Р позволили собрать достаточный статистический материал для исследования свойств турбулентных каскадов на кинетических масштабах при различных условиях в СВ (например, [3, 9, 10]).

Для данной работы было отобран ряд максимально длинных (не менее 3 часов) интервалов наблюдений в СВ с полным временным разрешением, суммарной длительностью около 500 ч. Для определения динамики спектральных характеристик во времени, каждый длинный интервал делился на подинтервалы ≈17 мин (>30 000 точек), сдвинутые относительно друг друга на половину длины подинтервала. Длина подинтервала определялась, с одной стороны, исходя из необходимости анализа как кинетической, так и МГД области спектра, с другой стороны, требованием квазистационарности на интервале для корректного вычисления Фурье спектров. Для каждого подинтервала определялся набор параметров, характеризующих свойства турбулентного каскада: наклоны спектров на МГД и кинетических масштабах (соответствующие линейным аппроксимациям спектров на этих масштабах), частота перехода на кинетические масштабы, а также мощность спектров флуктуаций в диапазоне частот 0.02–0.08 Гц (внутри МГД масштаба), и 3–4 Гц (внутри кинетического масштаба). В случае наличия уплощения на спектрах флуктуаций между МГД и кинетическими масштабами [3, 10] спектры аппроксимировались тремя линейными функциями, соответственно с двумя частотами излома. При этом в качестве частоты характеризующей переход к кинетическим масштабам принималась вторая из них (частота излома между уплощением и кинетической областью спектра). Спектры, которые не могли быть аппроксимированы вышеуказанным образом (например, при наличии пиков на спектрах), исключались из рассмотрения. Подробное описание алгоритма вычисления спектральных характеристик приведено в работе [10].

Для анализа отдельных пролетов, а также для определения на рассматриваемых интервалах средних параметров СВ, отсутствующих в измерениях СПЕКТР-Р (например, параметров ММП) также использовались данные КА WIND в точке либрации L₁ по параметрам плазмы СВ (прибор SWE [26]) и ММП (прибор MFI [27]). Данные КА WIND были получены из базы данных CDAWeb (https://cdaweb.sci.gsfc.nasa.gov), и сдвинуты на время распространения плазмы между аппаратами по наилучшему совпадению временных рядов плотности и скорости протонов.

Высокое временное разрешение прибора БМСВ позволило исследовать поведение спектров флуктуаций в широком диапазоне масштабов, в том числе на ионно-кинетических масштабах. Предельные частоты, которые могут быть проанализированы по спектрам флуктуаций потока ионов, как правило, составляли 8–10 Гц, и определялись уровнем шумов усилителей прибора [19]. Однако, в ряде случаев, при аномально низких потоках плазмы, уровень шумов в области высоких частот возрастал, и порог рассматриваемых частот мог снижаться до значений менее 3 Гц, поэтому для каждого анализируемого интервала шумовой порог определялся автоматически, а случаи с пороговыми частотами менее 4 Гц были исключены из рассмотрения.

Для каждого рассматриваемого подинтервала также был определен тип СВ по каталогу крупномасштабных явлений в СВ ftp://ftp.iki. rssi.ru/pub/omni/catalog/ [17] и выделены интервалы, где наблюдалось сжатие плазмы в результате набегания быстрого потока на медленный: переходные области SHEATH перед межпланетными проявлениями корональных выбросов массы EJECTA и магнитными облаками MC, а также CIR области на границе медленных потоков из области корональных стримеров и быстрых потоков из области корональных дыр. При этом удалось отобрать несколько достаточно длинных интервалов, где можно проследить динамику изменения спектральных характеристик при переходе из низкоскоростного квазистационарного СВ в область компрессии плазмы перед квазистационарным или нестационарным высокоскоростным потоком.

На рис. 1 показан пример пересечения области сжатия плазмы CIR между низкоскоростным и высокоскоростным потоком СВ 18.IX.2013. На панелях (а)–(в) представлен временной ход параметров плазмы СВ по данным КА СПЕКТР-Р и WIND расположенных соответственно в X_{СПЕКТР-Р} = = 24 R_E Y_{СПЕКТР-Р} = –35 R_EZ_{СПЕКТР-Р} = –26 R_E и X_WIND = 239 R_EY_WIND = 89 R_EZ_WIND = 8 R_E, данные КА WIND сдвинуты на 87 мин до наилучшего совпадения по параметрам плазмы. Ввиду отсутствия измерений параметров ММП на КА СПЕКТР-Р, временной ход поведения ММП и плазменного параметра β (отношение теплового давления протонов к магнитному давлению) приведены по данным КА WIND (панель д на рис. 1). Не смотря на значительное удаление КА друг от друга (~1.4 млн км), в том числе на значительное разнесение в направлении перпендикулярном направлению распространения СВ (~0.8 млн км в плоскости YZ), наблюдается хорошее соответствие измерений параметров плазмы на двух КА. Коэффициент корреляции по наблюдениям плотности протонов составляет R ≈ 0.7, что позволяет утверждать, что на двух КА детектируется один и тот же поток плазмы, и допустимо дополнять данные КА СПЕКТР-Р, получаемые на орбите Земли данными с КА WIND в точке L₁. Наблюдения на КА СПЕКТР-Р были доступны только в интервале 18.IX.2013 08.10–13.50 UT, тем не менее, для наглядности перехода из низкоскоростного в высокоскоростной поток на рис. 1 отображен более длительный интервал с 07.00–18.00 UT по данным КА WIND. На рис. 1 видно, что до ~08.35 UT спутники находились в медленном спокойном СВ, а в ~14.55 UT пришел высокоскоростной поток. В интервале 08.35–14.55 UT наблюдалась область сжатия плазмы CIR в переходной области между медленным и быстрым потоком СВ: плотность протонов возросла более чем в 2 раза по сравнению со спокойным СВ, возросла температура и модуль ММП. Подобные изменения достаточно типичны для значений параметров в CIR областях [17]. Кроме того, можно отметить, что в указанном интервале все параметры сильно флуктуируют, в том числе, сильно флуктуирует плазменный параметр β в широком диапазоне значений от 0.1 до 10, в среднем составляя β ~ 1.

Рис. 1.

Временной ход поведения параметров СВ при пересечении области CIR 18.IX.2013. Сверху вниз: плотность протонов (а), скорость протонов (б), температура протонов (в), модуль ММП и плазменный параметр β (г). На панелях (а)–(в) черная сплошная кривая – данные КА СПЕКТР-Р, серая пунктирная – КА WIND. На панели (г) черная сплошная кривая – модуль ММП, серая пунктирная – плазменный параметр β. Начало и окончание пересечения области CIR отмечены вертикальными пунктирными линиями.

На рис. 2 представлено сравнение спектров флуктуаций потока ионов СВ по данным КА СПЕКТР-Р вычисленных на двух подинтервалах внутри описанного выше интервала: в медленном СВ 08.17–08.34 UT (1) и в области CIR 10.59–11.16 UT (2). Оба спектра имеют классический вид, который может быть аппроксимирован двумя линейными зависимостями соответственно на МГД и кинетическом масштабах с четким изломом между ними. Подобные спектры наблюдаются в СВ в ~50% случаев [3], однако для рассматриваемого примера 18.IX.2013, почти во всех подинтервалах наблюдались спектры именного такой формы. Мощность спектров флуктуаций PSD (Power Spectral Density) в CIR на порядок превышает PSD в медленном СВ, что отражает рост вариабильности параметров в CIR достаточно типичный для областей сжатия плазмы (например, [28]). Параметр RSD (стандартное отклонение потока ионов нормированное на его среднее значение), также являющийся индикатором уровня флуктуаций, возрастает с 3% в медленном СВ до 11% в CIR области. Как в медленном СВ, так и в области CIR на МГД диапазоне наклоны спектров флуктуаций близки к значению –5/3 (т.н. колмогоровский наклон [5]) и составляют соответственно P₁ = –1.57 ± 0.06 в медленном СВ, и P₁ = –1.61 ± 0.05 в CIR области. На кинетических масштабах наклон спектров для интервала в медленном СВ составляет P₂ = –2.2 ± 0.1, что близко к значению – 7/3 предсказанному в модели кинетической альфвеновской турбулентности [8], тогда как в области CIR спектры заметно укручаются и их наклоны достигают значения P₂ = –3.1 ± 0.1, что выше по модулю чем значения наклонов предсказанные теориями (см. Введение и работы [8, 14, 15]) и наблюдающиеся для флуктуации параметров плазмы и ММП поля в среднем [4, 6, 9, 11–13]. Частота излома между МГД и кинетической областью спектров для интервала в медленном СВ составляет F_br = 0.6 ± 0.1 Гц, и более чем в два раза выше для интервала в области CIR F_br = 1.6 ± 0.1 Гц. В теоретических моделях предполагается, что переход между МГД и кинетическими масштабами происходит либо на частоте, определяемой тепловым гирорадиусом протона F_ρi = V_p/(2πρ_th) (V_p – направленная скорость СВ, ρ_th = V_th/ω_c – тепловой гирорадиус протона, V_th – тепловая скорость протона, ω_c = qB/m_p – циклотронная круговая частота) в связи с переходом между несжимаемыми альфвеновскими волнами и сжимаемыми кинетическими альфвеновскими волнами [8], либо на частоте, определяемой инерционной длиной протона F_λi = V_p/(2πλ) (где V_p – скорость протонов в СВ, λ – инерционная длина протонов, λ = c/ω_p, ω_p – плазменная частота протонов), в случае двумерной геометрии турбулентных флуктуаций [29]. В рассмотренных нами интервалах плазменный параметр β ~ 1, в связи с этим указанные выше частоты близки между собой и составляют F_ρi = 0.7 Гц и F_λi = 0.6 Гц для интервала в медленном СВ, и F_ρi = 1.1 Гц и F_λi = 1.0 Гц для интервала в области CIR. Таким образом в медленном СВ частота излома спектра близка к указанным выше значениям характерных частот. При переходе в CIR область частота излома спектра увеличивается в соответствии с изменением характеристических частот. Однако величина частоты излома приблизительно в 1.5 раза превышает значения F_ρi и F_λi.

Рис. 2.

Сравнение спектров флуктуаций потока ионов для интервалов (снизу вверх) в медленном СВ 18.IX.2013 08.17-08.34, линейная аппроксимация спектров показана сплошной полужирной черной линией (1), и в области CIR 18.IX.2013 10.59–11.16, линейная аппроксимация показана пунктирной полужирной черной линией (2). Величины наклонов спектров P₁ на МГД и P₂ на кинетическом масштабе приведены в тексте. Тонкой пунктирной линией показан т.н. Колмогоровский наклон спектра –5/3.

На рис. 3 приведена динамика описанных выше спектральных параметров, вычисленных по измерениям потока ионов СВ на КА СПЕКТР-Р в интервале 18.IX.2013 ~08.10–13.50 UT. Каждая точка соответствует 17 мин интервалу, выделенному из общего интервала наблюдений. Видно, что при переходе из области медленного СВ в область CIR параметр RSD (рис. 3а), а также мощность флуктуаций (рис. 3б), как на МГД PSD₁, так и на кинетических PSD₂ масштабах возрастает. На рис. 3в показана динамика поведения показателей наклонов спектров на МГД и кинетических масштабах соответственно P₁ и P₂ в сравнении с наклонами, предсказываемыми теоретическими моделями, описанными выше (см. Введение). Видно, что наклон на МГД масштабе в среднем близок к Колмогоровскому наклону –5/3 [5], как в медленном СВ, так и в CIR, однако в ряде случаев могут наблюдаться значительные отклонения от этого значения, указывающие на несоответствие наблюдаемых в эксперименте каскадов представлениям о развитой турбулентности [7]. На кинетическом масштабе наклоны соответствуют модельным представлениям только в области медленного СВ, тогда как в CIR наблюдаются значительно более высокие показатели наклона спектров по модулю (укручение спектров). На нижней панели (рис. 3г) приведена динамика частоты излома спектров между МГД и кинетическими масштабами F_br. Для сравнения на той же панели показано изменение характерных плазменных частот F_ρi, F_λi (см. текст выше). Можно видеть, что вследствие того, что на указанном интервале плазменный параметр β близок к единице (рис. 1) частоты F_ρi, F_λi близки между собой и имеют тот же порядок, что и F_br, при этом сложно выделить какую-то одну характерную частоту определяющую положение излома на спектре. Также можно отметить, что гирочастота f_c = q_pB/(2πm_p), с которой в некоторых работах связывают переход от МГД к кинетическим масштабам в связи с циклотронным затуханием альфвеновских волн [1, 4], в среднем на порядок меньше частоты излома спектров флуктуаций потока ионов, наблюдаемых в эксперименте, поэтому мы ее здесь не приводим.

Рис. 3.

Временной ход параметра RSD (a), а также параметров, характеризующих спектр флуктуаций потока ионов – мощности PSD (б), наклонов P (в) и частоты излома спектра F_br (г) для 18.IX.2013 08.10–13.50 UT. Индексы параметров 1 и 2 на панелях (б) и (в) соответствуют параметрам на МГД (1) и кинетических масштабах (2). Пунктирной черной прямой линией на панели (в) показан наклон –5/3, сплошной серой прямой линией – наклон –7/3, соответствующие теоретическим представлениям (см. текст). На панели (г) также приведен временной ход характеристических плазменных частот F_ρi, F_λi (см. текст).

СРАВНЕНИЕ СТАТИСТИЧЕСКИХ РАСПРЕДЕЛЕНИЙ ХАРАКТЕРИСТИК ФЛУКТУАЦИЙ ПОТОКА ИОНОВ В ОБЛАСТЯХ КОМПРЕССИИ ПЛАЗМЫ И В СПОКОЙНОМ СОЛНЕЧНОМ ВЕТРЕ

Выше мы описали динамику изменения основных характеристик спектров турбулентных флуктуаций на примере перехода из медленного солнечного ветра в область сжатия плазмы CIR. Ниже будет проведено статистическое сравнение аналогичных характеристик спектров флуктуаций потока ионов по данным КА СПЕКТР-Р для интервалов отобранных в областях сжатия плазмы SHEATH EJECTA, SHEATH MC , CIR а также в медленных квазистационарных потоках СВ (отбор интервалов описан в предыдущем разделе). На рис. 4 представлено сравнение статистических распределений ряда спектральных параметров, а в табл. 1 приведены медианные значения параметров приведенных на рис. 4, а также ряда дополнительных параметров. В табл. 1 представлены: показатели наклонов спектров на МГД и кинетических масштабах P₁ и P₂, значения мощности спектров флуктуаций на тех же масштабах (как абсолютные, так и нормированные на величину потока), значения параметра RSD, частота излома спектра между МГД и кинетическими масштабами F_br, отношения частоты излома к частотам определяемыми тепловым гирорадиусом протона F_ρi и инерционной длиной протона F_λi. Кроме того, в таблице приведено количество отобранных интервалов для каждого из рассмотренных типов СВ, а также медианные значения параметров СВ и ММП в каждой отобранной группе интервалов (плотность, скорость, температура протонов, модуль ММП и плазменный параметр β). В таблице приводятся медианные, а не средние значения, так как часть из рассматриваемых распределений имеют асимметричную форму (рис. 4).

Рис. 4.

Статистические распределения характеристик спектров флуктуаций потока ионов: наклон спектра на МГД масштабах P₁ (а), наклон спектра на кинетических масштабах P₂ (б), десятичный логарифм спектральной мощности на МГД масштабах PSD₁ (в), частота излома спектра между МГД и кинетическими масштабами F_br(г), отношение частоты излома спектра к характеристической частоте, определяемой тепловым гирорадиусом протона F_ρi (д) и к характеристической частоте, определяемой инерционной длиной протона F_λi (е). Распределения представлены для интервалов в медленном СВ (черные бины), в SHEATH EJECTA (светло-серые бины), в SHEATH MC (белые бины) и в CIR (темно-серые бины).

На рис. 4а приведено сравнение распределений для показателей наклона спектра на МГД масштабах P₁. Видно, что максимумы распределений для областей компрессии плазмы SHEATH EJECTA, SHEATH MC и CIR лежат в диапазоне – (1.6–1.8), а их медианные значения составляют от –1.6 до –1.68 (см. табл. 1), что в среднем соответствует классическому спектру флуктуаций перпендикулярных направлению магнитного поля на МГД масштабах с наклоном –5/3 [5]. Тогда как для медленного спокойного течения СВ максимум распределения и медианное значение смещены в сторону более плоских спектров флуктуаций с наклонами ближе к показателям наклона ~–3/2, соответствующими модели изотропной турбулентности Ирошникова–Кречнана [30, 31] и как правило наблюдающимися для флуктуаций скорости [32]. Однако большой разброс значений наклонов не позволяет сделать однозначных выводов. На рис. 4б приведены распределения для показателей наклона спектра на кинетических масштабах P₂. Для медленного СВ максимум распределения лежит в диапазоне –2.5 до –2.75, а медианное значение составляет ~–2.8, что близко статистическим результатам полученным ранее как для спектров флуктуаций плазменных параметров, так и для спектров флуктуаций ММП (см., например, обзор [4]), и также соответствует наклону –8/3 предсказанному в теоретических моделях [14, 15]. В распределении наблюдается также >15% случаев в диапазоне наклонов –2.25 до ‒2.5, соответствующих наклону –7/3 предсказанному в модели [8]. Один из таких случаев наблюдения в спокойном СВ был представлен выше в предыдущем разделе. При этом для областей сжатия плазмы распределения и медианные значения смещены в область более крутых спектров флуктуаций с наклонами по модулю близких к 3, или даже более 3 для областей SHEАTH MC и CIR. Для области SHEATH EJECTA распределение показателей наклонов занимает промежуточное значение (медианное значение = –2.9). В работах [33] большая степень укручения спектров флуктуаций модуля ММП связывалась с высокоскоростными потоками. Однако, в работе [10] было показано, что это типично только для высокоскоростных нестационарных потоков, ассоциированных с магнитными облаками и SHEATH областями перед ними, тогда как в высокоскоростных потоках из корональных дыр показатели наклона близки к соответствующим значениям в низкоскоростном СВ. В работе [34] было также показано, что для нестационарных областей типа SHEATH и CIR кинетический интервал спектра часто не может быть аппроксимирован линейной функцией – наблюдается возрастание показателя наклона спектра по модулю при увеличении частоты, тогда как в высокоскоростных квазистационарных потоках наблюдается линейное падение спектра на кинетических масштабах. В работе [35] было показано аналогичное укручение за фронтами межпланетных ударных волн, которое авторы связывали с увеличением темпа диссипации в этих областях.

Аналогичное соотношение распределений можно видеть и для мощности спектров флуктуаций на МГД масштабах PSD₁ (рис. 4в). Мощность спектров флуктуаций на кинетических масштабах PSD₂ не представлена на рис. 4, однако вид его распределения очень близок к аналогичному распределению в МГД диапазоне, и отличается только на его абсолютную величину (см. табл. 1). Ранее в работе [33] отмечалось, что более крутые наклоны спектров флуктуаций ММП, как правило, наблюдаются при наибольшей мощности спектров флуктуаций. В работе [35] также было показано, что укручение спектров флуктуаций часто наблюдается за фронтами межпланетных ударных волн, где спектральная мощность всегда возрастает. По всей видимости, укручение спектров флуктуаций в областях сжатия плазмы также является следствием увеличения в них мощности флуктуаций. При этом можно предположить, что повышение мощности флуктуаций потока ионов СВ связано с повышением самой величины потока F_ion, как правило, наблюдаемой в областях компрессии в целом (см. табл. 1). В связи с этим была проведена нормировка мощности флуктуаций на величину потока в соответствующих интервалах, и выявлено, что для нормированных мощностей флуктуаций ситуация принципиально не меняется – во всех типах областей сжатия плазмы наблюдаются большие чем в медленном СВ значения мощности спектров, при этом максимальные значения наблюдаются для SHEATH MC и CIR, тогда как для SHEATH EJECTA наблюдаются промежуточные значения, как и в случае с наклонами спектров на кинетических масштабах (см. табл. 1). Отличия от остальных рассмотренных нами областей сжатия плазмы, наблюдаемые в областях SHEATH EJECTA, можно объяснить, по видимому, недостаточной компрессией плазмы в интервалах отобранных нами для этого типа течения: плотность протонов была значительно меньше, чем для областей SHEATH MC и CIR, и даже меньше чем в отобранных нами интервалах медленного течения СВ. Расширение статистического материала в последующих работах, вероятно, позволит выявить в SHEATH EJECTA закономерности аналогичные закономерностям наблюдаемым в SHEATH MC и CIR.

Распределения представленные на рис. 4г и табл. 1 показывают, что частота излома спектра F_br также заметно возрастает для всех областей сжатия плазмы, меняясь от F_br ~ 1 Гц для медленного течения СВ и достигая максимальных величин F_{b r} ~ 2 Гц для области SHEATH MC. В работах [9, 36, 37] отмечалось, что часто бывает сложно определить, какой характерной частотой определяется излом на спектрах флуктуаций. На рис. 4д и 4е и в табл. 1 приведены статистические распределения отношения частоты излома к характерным частотам F_ρi и F_λi соответственно (см. определение частот в выше). Видно, что для всех областей компрессии плазмы распределение F_br/F_ρi имеет четкий максимум в окрестности единицы (рис. 4д), т.е. для этого типа течения масштаб теплового гирорадиуса протона является ключевым в формировании излома на спектре. Ранее в работе [9] было показано, что в среднем на статистике частота F_br хорошо коррелирует с F_ρi. Однако на рис. 4д видно, что для спокойного медленного течения СВ отношение F_br/F_ρi значительно ниже и его медиана составляет ~0.7. При этом, частота излома спектра F_br в большинстве всех анализируемых спектров выше чем частота, связанная с инерционной длиной протона F_λi (рис. 4е), а максимум распределения отношения F_br/F_λi в окрестности единицы, указывающий на связь F_br с F_λi в ряде случаев наблюдается только для медленных потоков СВ. Тем не менее, распределения имеют существенно ассиметричный вид и для медленных потоков медиана отношения также как и для других типов потока больше 1: F_br/F_λi ≈ 1.2. Т.е. для медленного спокойного течения СВ нельзя установить однозначного соответствия частоты излома F_br частоте F_λi. Таким образом, можно сделать вывод, что для областей компрессии плазмы наибольшее влияние на формирование излома спектра флуктуаций оказывают процессы, связанные с тепловым гирорадиусом протона, как было предсказано в теории кинетической альфвеновской турбулентности [8]. При этом следует также отметить, что в ряде случаев, преимущественно в медленном солнечном ветре, излом спектра может определяться в большей степени инерционной длиной протона и формироваться в результате взаимодействия двумерных структур, составляющих каскад флуктуаций [38]. В ряде работ [37, 39] обсуждалось также, что преимущественное влияние того или другого масштаба на положение излома спектра флуктуаций определяется величиной плазменного параметра β, однако мы не обнаружили подобной зависимости, так как параметр β для всех рассматриваемых нами типов СВ имеет близкие значения ~0.5–0.8 (см. табл. 1).

В результате приведенного выше статистического анализа можно сделать вывод, что отличия турбулентного каскада на кинетических масштабах наблюдающиеся в областях компрессии плазмы по сравнению со спокойным СВ, по всей видимости, связаны с преобладанием разных режимов диссипации в потоках различного типа.

ОБСУЖДЕНИЕ И ВЫВОДЫ

В работе анализируется динамика изменения характеристик спектров флуктуаций потока ионов при переходе из спокойного СВ в область компрессии плазмы на примере пересечения области CIR по данным КА СПЕКТР-Р. Также проведено статистическое сравнение исследуемых спектральных параметров в областях сжатия плазмы различного типа с аналогичными характеристиками в медленном невозмущенном СВ. Показано, что области сжатия плазмы в СВ, как правило, могут быть охарактеризованы более мощными спектрами флуктуаций на всем диапазоне частот, при этом наблюдается более быстрый спад спектра на кинетическом масштабе по сравнению с невозмущенным СВ, и, таким образом, наклон спектра по модулю значительно превышает значения –7/3 и –8/3, предсказанные теориями [8, 14, 15]. Ранее в работе [39] была обнаружена корреляция между укручением спектров флуктуации ММП на кинетических масштабах и температурой протонов, и сделано предположение, что более быстрый спад спектров приводит к более высокой скорости нагрева плазмы. На МГД масштабах наклоны спектров в областях компрессии мало отличаются от аналогичных наклонов спектров флуктуаций параметров плазмы и магнитного поля, анализируемых по данным других экспериментов (см. обзор [1]) и грубо соответствуют колмогоровскому подходу для описания развитой турбулентности [5].

Также показано, что в областях компрессии плазмы излом спектров флуктуации при переходе от МГД к кинетическим масштабам происходит на более высоких частотах, чем в низкоскоростном спокойном солнечном ветре. Для каждого анализируемого интервала проведено сравнение частоты излома спектра флуктуаций потока ионов с характерными плазменными частотами. Показано, что для областей компрессии плазмы в большинстве случаев излом спектра флуктуаций потока ионов наблюдается на частотах определяемых гирорадиусом протона F_ρi, тогда как в спокойном солнечном ветре частота излома в среднем заметно ниже вышеуказанных частот. При этом, отмечено, что в значительном числе интервалов в спокойном солнечном ветре наблюдается хорошее соответствие частоте определяемой инерционной длиной протона F_λi, однако в результате широкого статистического разброса в среднем частота излома в 1.2 раза превышает F_λi, и нельзя установить однозначное соответствие какой либо одной характеристической плазменной частоте, как в случае областей компрессии плазмы. Ранее отмечалось, что в СВ частота излома спектров плазменных флуктуаций в среднем лучше согласуется с F_ρi [9], при этом соответствие той или другой характеристической частоте зависит от плазменного параметра β [37, 39]. Однако нам не удалось выделить эту зависимость, тогда как зависимость от типа ветра прослеживается достаточно четко.

Таким образом, можно заключить, что в областях компрессии плазмы наблюдается смена режимов диссипации, а также усиление диссипации, которое приводит к укручению спектра флуктуаций на кинетических масштабах. Можно предположить, что эти процессы также вносят вклад в более активный нагрев плазмы, как правило, характерный для областей на границе разноскоростных потоков.

Авторы благодарны своим коллегам в ИКИ РАН, в НПО им. С.А. Лавочкина и в Карловом Университете (Прага, Чехия) за помощь в разработке, отладке, калибровке, полетном контроле, а также за сбор, передачу и первичную обработку научной информации. Работа авторов поддержана грантом РНФ 16-12-10062.