Атмосферные потери N⁺ и O⁺ в экстремальных солнечных условиях во время геомагнитных инверсий

Полный текст

1. Введение

На Земле за последние 600 млн лет (этот геологический период характеризуется появлением многоклеточной жизни и называется фанерозоем) произошло пять массовых вымираний всех видов живых существ [1]. Последнее массовое мел-палеогеновое вымирание около 65 млн лет назад, затронувшее около 75 % видов всех живых организмов и включавшее вымирание нептичьих динозавров, не было самым значительным. Крупнейшее пермское вымирание 252 млн лет назад уничтожило 96 % всех морских видов и 73 % видов наземных позвоночных [1]. Причины этих событий до сих пор обсуждаются [2], в частности, рассматриваются внешние воздействия (например, столкновение Земли с астероидом в конце мелового периода), крупные извержения вулканов (в поздних пермском и триасовом периодах), глобальное похолодание или потепление климата. Палеоданные показывают, что четыре великих фанерозойских вымирания: ордовикское, девонское, пермско-триасовое и триасово-юрское [3] следовали за сменой полярности геомагнитных суперхронов (интервалов фиксированной полярности геомагнитного поля длительностью несколько десятков миллионов лет) с задержкой примерно 10–20 млн лет после окончания каждого суперхрона.

Геомагнитные инверсии происходят хаотично и на фоне значительного ослабления магнитного поля [4, 5]. Согласно гипотезе [6], ослабленное магнитное поле не может эффективно защищать атмосферу планеты от диссипации под влиянием солнечного ветра (СВ). Поэтому множественные инверсии в течение миллионов лет, в принципе, могли привести к непрерывной потере атмосферного кислорода и значительному падению его уровня [7]. Другим аргументом в пользу этой гипотезы выступает увеличение во время инверсий отношения тяжелых изотопов к легким (легкие изотопы быстрее улетучиваются) [8].

На рис. 1 показаны частота инверсий (а), уровень / масса кислорода (б) и изменение соотношения изотопов азота (в) в течение фанерозойской эры (0–550 млн лет назад; отсчет ведется от современной нам кайнозойской эры). Временные интервалы массовых вымираний и суперхронов (включая периоды редких инверсий) заштрихованы, соответственно, вертикальными светло- и темно-серыми полосами.

 

Рис. 1. (а) – частота геомагнитных инверсий в фанерозойскую эру и их смоделированные значения (пунктирные), для которых данные отсутствуют [5]. (б) – процентное соотношение и масса атмосферного кислорода O₂ [7]; (в) – вековые изменения изотопных соотношений азота δ¹⁵N со средним значением +2.0±0.3‰ (пунктирная линия) [8]. Средний долгосрочный тренд представлен черной кривой и областью неопределенности вокруг него. Символ δ выражает изменение изотопных соотношений между образцом и стандартом: δX = (R_sample/ R_standart – 1) . 1000 ‰, где R – отношение тяжелого / легкого изотопа элемента X

 

При сравнении зависимости на рис. 1 (а–в) отчетливо видно, что четыре периода суперхронов (темные полосы) сопровождаются последующими периодами массового вымирания живых существ на Земле (светло-серые полосы), причем во время 2-го, 3-го и 4-го вымираний относительное содержание молекул кислорода в атмосфере неуклонно падает. Можно ли на этом основании сделать вывод о взаимосвязи смены полярности (инверсии) геомагнитного поля с понижением концентрации кислорода в земной атмосфере и последующим массовым вымиранием разных видов живых организмов на Земле? Ниже приводятся результаты исследования, целью которого было сделать оценки влияния как длительных, так и сравнительно быстрых магнитных инверсий на состав атмосферы Земли, который, в свою очередь влияет на разнообразие биологических видов.

На протяжении истории Земли масса ее атмосферы не была постоянной [9]. Изменчивость атмосферы подтверждается инженерными оценками полета и терморегуляции крупных стрекоз из позднего карбона, которые свидетельствуют о том, что плотность воздуха была намного выше, и она менялась в течение геологического времени [10, 11]. Анализ летных характеристик миоценовых гигантских птиц также позволяет предположить, что сравнительно недавно, около 7 млн лет назад, плотность атмосферы была значительно больше [12]. Изменения pO₂ (парциального давления O₂), обнаруженные в составе воздуха, захваченного каменной солью, также указывают на переменную плотность атмосферы на отрезке времени от кембрийского периода до пермского со значительными изменениями содержания как кислорода, так и азота [13].

Диссипация ионов азота не учитывалось в большинстве исследований атмосферы, поскольку экспериментально невозможно было надежно отделить ионы N⁺ от O⁺ из-за их близких масс. Статистические данные об относительном вкладе N⁺ в ионосферный отток также отсутствуют. Известно, что с увеличением солнечной активности верхняя атмосфера обогащается ионами N⁺ [14]. Например, наблюдения спутника ISIS-2 показали, что во время геомагнитной бури в августе 1972 г. ионосфера на широте 55°–80° и высоте ~1400 км состояла преимущественно из ионов N⁺ [14]. Кроме того, во время высокой солнечной активности и сильных магнитных бурь потери тяжелых ионов (O⁺ и N⁺) увеличиваются гораздо больше, чем ионов H⁺ [15, 16]. Нетепловой отток O⁺ из ионосферы увеличивается в 100 раз, тогда как нетепловой отток H⁺ увеличивается только в 3 раза при увеличении потока F10.7 в 3 раза (от минимума до максимума солнечной активности) [16].

Для проверки гипотезы о влиянии множественных геомагнитных инверсий на потерю значительной части атмосферы, вероятно приведшую к массовым вымираниям, на основании разработанной полуэмпирической модели сделаны оценки ионосферных потерь ионов азота N⁺ и кислорода О⁺ в настоящее время и в момент геомагнитной инверсии, с учетом изменений давления солнечного ветра (СВ) и EUV-излучения в течение фанерозойской эры.

2. Солнечные параметры

Данный раздел посвящен эволюции солнечных параметров (давлению солнечного ветра и EUV-излучению) в течение фанерозойской эры, и их влиянию на ионосферу и магнитосферу Земли. EUV-излучение приводит к фотоионизации планетарных нейтралов и нагреву верхней атмосферы с последующим ее расширением. Высокий EUV-поток от солнечных вспышек и супервспышек может привести к экстремальной тепловой или гидродинамической диссипации атмосферы. Для определения зависимости радиуса r_exo, плотности n_exo и температуры T_exo экзобазы (т. е. высоты, на которой движущиеся вверх частицы испытывают в среднем одно столкновение; переменные, относящиеся к экзобазе, обозначим нижним индексом exo) от EUV-потока гидродинамическая модель, предложенная в работе[17], была модифицирована.

Высотные профили плотностей ионов кислорода и азота в атмосфере в зависимости от интенсивности EUV-излучения (с весовыми коэффициентами 1, 3 и 4.5 по сравнению с современным уровнем) показаны на рис. 2а. Их можно аппроксимировать функцией Чепмена для простого ионосферного слоя [18]:

$n\left(h\right)=n_0\exp \left\{\frac{1}{2}\left(1-y-e^{-y}\right)\right\}\text{,\hspace{0.33em}\hspace{0.33em}\hspace{0.05em}}y={\int }_{h_0}^h\frac{d{h}^{\text{'}}}{H\left(h^{\text{'}}\right)}.$ (1)

Здесь n₀ – максимальная плотность на высоте h₀ пика слоя F2. Высота однородной атмосферы H(h) = k_BT(h)/mg имеет линейный тренд на верхней границе слоя F2 [19], что хорошо согласуется с ожидаемой линейной зависимостью температуры T(h) = T_exo + ah с положительным температурным градиентом $a\equiv \partial T/\partial h$, равным 0.31 К / км для слоя кислорода при температуре T_exo ≈ 1000 K. Этот профиль предполагает идеализированную глобально усредненную атмосферу, находящуюся в гидростатическом равновесии и ионизированную плоскопараллельным монохроматическим EUV-излучением, при условии пренебрежения магнитным полем Земли.

 

Рис. 2. (а) – профили плотности ионов кислорода O⁺ (сплошные) и азота N⁺ (пунктирные), (б) – температура и (в) – высота экзобазы, полученные из теоретической модели [14] аналогичной модели GAIT [21], при различных условиях солнечного EUV-потока (нормализованного к современному среднему потоку солнечной энергии ~1×EUV, что представляет собой поток солнечной энергии EUV ≈ 5.1 мВт/м²)

 

На рис. 2а видно, что для всех рассматриваемых значений EUV-излучения плотность ионов азота N⁺ в атмосфере всегда ниже плотности ионов O⁺, что согласуется с результатами [20]. При этом разница в их плотностях сокращается с ростом высоты и уровня EUV-излучения. Рисунок 2б демонстрирует температуру и высоту экзобазы как функции EUV-потока (в единицах современного EUV-потока, соответствующего потоку солнечной энергии 5 мВт/м²). На рисунке вертикальными пунктирными линиями показаны характерные уровни EUV-излучения при солнечной вспышке X2 07.XI.2004, для солнечного максимума в 23-м цикле и солнечной вспышке X17 28.X.2003. Когда солнечный EUV-поток примерно в 5 раз превышает нынешний, температура и высота экзобазы начинают резко расти. При таком критическом уровне облучения термосфера Земли может испытывать быстрый переход от гидростатического равновесия к гидродинамической диссипации (англ. hydrodynamic blow-off). Моделирование показало, что переход термосферы в состояние атмосферного выброса происходит при температуре экзобазы 7000–8000 К, что находится в согласии с работами [16, 21].

Солнечный ветер (СВ) является ключевым источником энергии для плазмосферы планеты [22], но его эффективность сильно зависит от величины и конфигурации собственного магнитного поля Земли. Современное магнитное поле планеты, характеризуемое ведущим дипольным коэффициентом Гаусса $g_1^0$ мкТл [23], взаимодействуя с СВ, образует магнитосферу, простирающуюся в среднем до 10 R_E (радиусов Земли) в подсолнечной точке (т. е. в точке пересечения дневной магнитопаузы с линией Земля – Солнце) и эффективно предотвращающую прямое взаимодействие СВ с ионосферой планеты.

Несмотря на разногласия по поводу надежности палеомагнитных измерений, считается, что напряженность геомагнитного поля во время инверсии снижается до 10–20 % от современной напряженности [24, 25]. Однако в период множественных инверсий от 3.36 до 3.03 млн лет назад в течение примерно 60 тыс. лет доминировали слабые поля с напряженностями менее 10 % [26, 27]. Модели геодинамо могут воспроизводить различные сценарии инверсии в зависимости от ожидаемого поведения проводящей жидкости внутри Земли [28]. Согласно модели [29], общая напряженность геомагнитного поля в процессе инверсии снижается до 10 %, при этом квадрупольная компонента доминирует над дипольной. Мы же пренебрегаем дипольной компонентой, и рассматриваем два случая: квадрупольное поле с современной напряженностью $g_2^0$= 2.5 мкТл и с уменьшенной на порядок $g_2^0$=0.25 мкТл, как в работе [6]. Среднее расстояние до магнитопаузы квадрупольного поля в подсолнечной точке в спокойных солнечных условиях составляет 3.4 R_E или 1.9 R_E для  $g_2^0$=2.5 мкТл и $g_2^0$=0.25 мкТл, соотвественно [23]. Расстояние до магнитопаузы определяется из баланса между динамическим давлением СВ $P_{sw}=m_p{n}_{sw}{v}_{sw}^2$ и давлением магнитного поля планеты $P_{\text{E}}=2B_{\text{E}}^2\left(r\right)/{\mu }_0$ (или тепловым давлением ионосферы для индуцированной магнитосферы).

В работе [6] приведена оценка эволюции солнечных параметров в фанерозойскую эру. Поскольку скорость потери массы Солнца ($\dot{M}$) зависит от возраста звезды (t в миллиардах лет) и ее активности (рентгеновского потока F_X) как $\dot{M}~F_X^{1.15\pm 0.20}~t^{-2.33\pm 0.55}$, то 600 млн лет назад СВ с давлением $P_{sw}~\dot{M}{v}_{sw}$ был в 1.5 раза плотнее современного СВ с $P_{sw0}$ [30, 31], а EUV-потоки были в 1.5 раза выше. Однако сравнение с солнцеподобной звездой 18 Scopii (HD146233) возрастом 300 млн лет позволяет оценить верхний предел P_sw в 3.7 раза выше нынешнего P_sw0.

Солнечный EUV-поток изменяется в 3 раза в соответствии с одиннадцатилетним солнечным циклом (т. е. поток энергии изменяется в диапазоне 2.5–8 мВт/м²) [32] и может увеличиваться в 2.6 раза во время солнечных вспышек X-класса [33].Среднее давление СВ варьируется в пределах 1.4–8 нПа без учета влияния космической погоды. Во время восходящей фазы солнечного цикла увеличивается солнечная активность и, как следствие, частота геомагнитных бурь, при которых динамическое давление СВ может достигать 50–100 нПа.

3. Механизмы диссипации

В этом разделе рассмотрим наиболее значимые механизмы диссипации тяжелых ионов из атмосферы Земли и представим полуэмпирические модели для оценки скоростей их потерь. Основные механизмы ускорения атмосферных частиц преведены в табл. 1, обобщающей результаты работ [34–38]. Для каждого механизма в работе [39] были представлены скорости потерь атомов и ионов кислорода и водорода в зависимости от напряженности дипольного магнитного поля. На основании этих оценок были выделены наиболее значимые механизмы потери тяжелых частиц. Для планет с сильным собственным магнитным полем наибольший вклад в атмосферные потери вносят тяжелые ионы, вылетающие вдоль открытых силовых линий на геомагнитных полюсах (что соответствует 6-му механизму в табл. 1). Если собственное магнитное поле слабее индуцированного, то СВ напрямую взаимодействует с ионосферной плазмой и нейтральным газом, что способствует захвату и рассеянию ионов. Ионосферные потери Земли, вызванные СВ, были оценены в работе [6] и значительно превышают потери в результате действия других механизмов [39], которые не рассматриваются в данной работе. Предполагаем, что потери нейтральных атомов менее значительны, чем потери ионизированных частиц.

 

Таблица. Основные измеренные характеристики джетов ВУФ-диапазона, их линейных и спиральных подгрупп (указаны наиболее характерные значения)

Характеристика	Все джеты	Линейные джеты	Спиральные джеты
Высота подъема, тыс. км	22.7	18.9	28.6
Ширина, тыс. км	7.2	4.0	13.9
Отношение высота/ширина	2.6	3.0	1.8
Начальная скорость, км/с	58.3	50.4	80.0
Время жизни, мин.	10.8	8.4	16.5
Доля от общего числа, ٪	—	26.4	29.7
Видимость в поглощении, ٪	57.1	60.7	71.4
Видимость в излучении, ٪	28.3	10.7	41.3

 

Ионы, покинувшие ионосферу, могут сразу вылететь из магнитосферы или циркулировать в ней и, в конечном счете, либо уйти в открытый космос, либо вернуться в ионосферу. Прежде предполагалось, что значительное количество ионов кислорода, покидающих Землю через каспы и полярные шапки, возвращается в атмосферу [40], но недавние наблюдения показали, что обратные потоки тяжелых ионов незначительны [41, 42].

Потери из каспов и полярных шапок

Полярный ветер (ниже обозначим его индексом pw) способствует выбросу тепловых ионов из атмосферы за счет градиентов давления электронов вдоль магнитных полюсов [43, 44]. Когда полностью или частично ионизованная атмосфера находится в гидростатическом равновесии в гравитационном поле (g), образуется амбиполярное электрическое поле $E=-\mu g/e$ [45], где |e| – заряд электрона, а $\mu \left({\sum }_{\alpha }{Z}_{\alpha }{m}_{\alpha }{n}_{\alpha }{T}_{\alpha }\right)\left({\sum }_{\alpha }{Z}_{\alpha }^2{n}_{\alpha }{T}_{\alpha }\right)$ – средняя ионная масса, определяемая суммой всех заряженных частиц α-вида (ионов и электронов).

Потери из каспа (отмечены нижним индексом ce) создают сверхтепловые ионы в диапазоне энергий от нескольких сотен до тысяч электронвольт. Нагрев ионов достигается за счет диссипации нисходящего потока Пойнтинга, передающего энергию от СВ к каспу на малой высоте [46].

Скорости потерь ионов из полярных шапок и каспов пропорциональны суммарной площади областей открытых силовых линий $S_{pc}={\Omega }_{exo}{r}_{exo}^2,$ где ${\Omega }_{exo}$ – телесный угол полярной шапки (индекс pc), определенный в работах [39, 23], для дипольных и квадрупольных магнитных конфигураций:

$Q_{pw,\alpha }~n_{exo,\alpha }{v}_{exo,\alpha }{S}_{pc}$$n_{exo,\alpha }=n_{\alpha }\left(h_{exo}\right)$, (2)

где плотность экзобазы $v_{exo,\alpha }=\sqrt{2E\left(r_{exo}\right)/m_{\alpha }}$ в выражении (1) и скорость $v_{exo,\alpha }=\sqrt{2E\left(r_{exo}\right)/m_{\alpha }}$ зависят от радиуса $r_{exo}=h_{exo}+R_{\text{E}}$, который является функцией EUV-потока F_EUV (рис. 2). Для полярного ветра энергия $E=G{M}_{\text{E}}\mu /r_{exo}$ является гравитационной, где G – гравитационная постоянная Ньютона, $M_{\text{E}}$ – масса Земли.

Скорость потери ионов из каспа зависит также от потока энергии СВ, падающего на магнитопаузу, т. е. пропорциональна её поперечному сечению $S_c=\pi r_c^2$, (определенному в работах [39, 23]):

$Q_{ce,\alpha }~n_{exo,\alpha }{v}_{exo,\alpha }{S}_c{S}_{pc}{P}_{sw}^{0.61}.$ (3)

Кроме того, скорость потери ионов кислорода O⁺ увеличивается с ростом динамического давления солнечного ветра (индекс sw) как$Q_{pw\mathrm{,}O}~P_{sw}^{0.61}$ [47].

Скорости потерь ионов из полярных шапок и каспов определяются методом масштабирования в соответствии с их современными значениями для кислорода. Так, согласно оценкам, скорости потерь O⁺ из полярных шапок и каспов составляют, соответственно $Q_{\mathrm{0,}pw\mathrm{,}{O}^{+}}\times {10}^{24}$ O⁺/s [44] и $Q_{\mathrm{0,}ce\mathrm{,}{O}^{+}}\times {10}^{25}$ O⁺/s [48]. Предполагается, что эти скорости потерь (с индексом 0) соответствуют современному среднему солнечному EUV-потоку и типичному давлению СВ $P_{sw0}$ нПа с плотностью $n_{sw}$ см^–3 и скоростью $v_{sw}$ км/с.

Потери, вызванные солнечным ветром

Потери от прямого соленчного вертра оцениваются на основе передачи импульса СВ заряженным частицам атмосферы планеты. Ускоренный поток ионов, покидающих магнитосферу (${\Phi }_{\text{E}}=n_{\text{E}}{v}_{\text{E}}$), связан с падающим потоком СВ (${\Phi }_{sw}=n_{sw}{v}_{sw}$) и локально замедленным потоком СВ (${\Phi }_{sw\text{E}}$) следующим образом [22]:

${\Phi }_{\text{E}}=\delta \frac{v_{sw}{m}_{sw}}{v_{\text{E}}{m}_{\text{E}}}\left({\Phi }_{sw}-\frac{v_{sw\text{E}}}{v_{sw}}{\Phi }_{sw\text{E}}\right),$ (4)

где v, m, n – это скорость, масса и плотность заряженных частиц атмосферы планеты (индекс E), солнечного ветра (индекс sw) и замедленной плазмы СВ (индекс swE); $\delta ={\delta }_{sw}/{\delta }_{\text{E}}$ определяет толщину слоя обмена импульсом [49]

$\delta ={\left(\frac{{v^{\text{'}}}_{\text{E}}}{v_{sw}}\right)}^2\frac{m_{\text{E}}{n}_{\text{E}}}{m_{sw}{n}_{sw}}{\left(1-\frac{n_{sw\text{E}}{v}_{sw\text{E}}^2}{n_{sw}{v}_{sw}^2}\right)}^{-1},$ (5)

где функция $\delta$ зависит от ионной плотности $n_{\text{E}}=n_{\text{E}}(F_{EUV},P_{sw})$(F_EUV, P_sw) в области передачи импульса.

В настоящее время атмосфера Земли не подвержена прямому воздействую СВ. В отсутствие наблюдательных данных для оценки скорости потери в ослабленном магнитном поле Земли исследователи [6] проводят аналогию с Марсом [22] и Венерой [50]. Для типичных значений параметров солнечного ветра $n_{sw}=5$см^–3 и  $v_{sw}=400$км/с принимаем приближенные оценки скорости и плотности потока:  $v_{sw\text{E}}=40$км/с и  $n_{sw\text{E}}=1$см^–3. Скорость убегания из гравитационного поля Марса, $v_{esc}=5$ км/с, сравнима со скоростью потока из верхней ионосферы Венеры, и может быть использована как параметр, подходящий также и для верхней ионосферы Земли, т. е. ${v^{\text{'}}}_{\text{E}}=5$ км/с.

Скорость потери ионосферы планеты, подверженной прямому воздействию СВ, можно рассчитать как $Q_{sw-driv}={\Phi }_{\text{E}}{S}_{mt},$ где $S_{mt}=\pi \left(R_{mlb}^2-R_{mp}^2\right)$  – поперечное сечение области передачи импульса (индекс mt), которая лежит между границей массовой нагрузки (индекс mlb) солнечного ветра земной плазмой $R_{mlb}=R_{mp}+\delta (R_{mp}-R_{\text{E}}-100 км)$ и магнитопаузой (индекс mp) или границей индуцированной магнитосферы (индекс imb) на линии светораздела Земли.

4. Фракционирование изотопов

Увеличение соотношения тяжелых изотопов к легким в атмосфере – один из признаков ее ускоренной диссипации. В этом разделе проводится оценка эффективности фракционирования (разделения) изотопов по массам для основных механизмов диссипации ионосферы Земли.

Большинство механизмов диссипации преимущественно способствуют удалению более легких изотопов, хотя существуют различия в эффективности фракционирования. Для оценки способности механизма диссипации к фракционированию изотопов используют коэффициент фракционирования f: при f > 1 предпочтительно удаляются тяжелые изотопы; при f < 1 – легкие изотопы; при f = 1 фракционирование отсутствует [51]. Коэффициент фракционирования, f, используется в уравнении Рэлея, связывающем начальное содержание удаленных изотопов $A_{\alpha }^0$ и их количество $A_{\alpha }$ в остатке

$\frac{A_1^0}{A_1}={\left(\frac{R}{R_0}\right)}^{1/(1-f)},$ (6)

где $R=A_2/A_1$ – отношение изотопов (например,¹⁵N/¹⁴N). Отношение $R/R_0$ определяет степень обогащения тяжелыми изотопами по сравнению с первоначальным значением. Верхний предел обогащения тяжелыми изотопами можно оценить как $R/R_0\le {\left(1+Qt/A_1\right)}^{1-f}$, где Q – максимальная скорость потери; t – время. Например, при $f=0.2$ и $Qt=0.01A_1$, имеем изменение изотопного отношения δX(‰)$=(R/R_0-1)\cdot 1000\le 8$  (рис. 1в).

Из соотношений (2)–(3) следует, что механизмы потерь из каспов и полярных шапок способствуют эффективному удалению всех изотопов, что приводит к низкому фракционированию, т. е. $f\sqrt{m_1{m}_2}~1$, где $m_1$ и $m_2$ – массы легкого и тяжелого изотопа, соответственно.

Эффективность фракционирования за счет потерь, вызванных СВ, рассеяния и захвата ионов зависит от структуры верхней атмосферы. Для плазмы в гидростатическом равновесии с плотностью $n_{\alpha }\left(h\right)=n_{exo,\alpha }\exp \left(-(h-h_{exo})/H_{\alpha }\right)$ коэффициент фракционирования f можно рассчитать как

$f=\exp \left(-\frac{g(m_2-m_1)(R_{imb}-R_E-h_{exo})}{k_B{T}_{exo}}\right),$ (7)

если планета имеет собственное магнитное поле, то радиус границы индуцированной магнитосферы R_imb следует заменить на радиус магнитопаузы R_mp. Таким образом, эти механизмы диссипации удаляют более легкие частицы из-за гравитационного фракционирования изотопов в верхних слоях атмосферы. Общий эффект заключается в увеличении количества более тяжелых видов в атмосфере. Этот эффект известен как дистилляция Рэлея [38].

На рис. 3 показаны коэффициенты фракционирования изотопов азота¹⁵N/¹⁴N и кислорода¹⁸O/¹⁶O за счет потерь, вызванных СВ, в зависимости от солнечного EUV-излучения и в отсутствие собственного магнитного поля. Из рисунка следует, что потери, вызванные СВ, наиболее эффективно фракционируют изотопы при малом EUV-излучении. С ростом этого излучения ионосфера (т. е. нижняя граница индуцированной магнитосферы) расширяется, а коэффициент фракционирования ее изотопов стремиться к нулю. Расширение собственной магнитосферы (при наличии собственного магнитного поля) также уменьшает коэффициент фракционирования.

 

Рис. 3. Коэффициент фракционирования (разделения) изотопов азота (пунктирные) и кислорода (сплошные) за счет потерь, вызванных СВ, в зависимости от EUV-потока (при давлении СВ P_sw0 = 1.4 нПа и в отсутствие собственного магнитного поля B_Tot = 0 мкТл)

 

5. Результаты

На рис. 4а показан вклад каждого механизма диссипации в скорости потерь ионов O⁺ и N⁺ в зависимости от солнечного EUV-потока для квадрупольного магнитного поля с $g_2^0=2.5$ мкТл и при давлении солнечного ветра 1.4 нПа. При низком EUV-потоке собственное магнитное поле с $g_2^0=2.5$ мкТл отклоняет СВ и способствует потерям из каспов и полярных шапок. По мере увеличения EUV-излучения ионосфера расширяется, увеличивая радиус индуцированной магнитосферы, чья нижняя граница ограничена ионопаузой. Когда ионосфера подвергается прямому воздействию СВ, т. е. $R_{imb}\ge R_{mp}$, (вертикальная пунктирная прямая на рис. 4а), меняется доминирующий механизм диссипации ионов, что приводит к сильному фракционированию изотопов, а скорости потери кислорода и азота увеличиваются на 4–5 порядков, при этом разрыв между скоростями потери N⁺ и O⁺ сокращается по мере увеличения EUV-потока.

 

Рис. 4. Скорости потерь ионов кислорода O⁺ (сплошные) и азота N⁺ (пунктирные) в зависимости от солнечного EUV-потока: (a) – вклад каждого механизма диссипации для квадрупольного магнитного поля с  мкТл и при давлении СВ 1.4 нПа; (б, в) – суммарные скорости потери O⁺ и N⁺ для различных напряженностей и конфигураций магнитного поля при 1.4 нПа и 30 нПа

 

На рис. 4б, в показаны суммарные скорости потери O⁺ и N⁺ в зависимости от EUV-потока для современного магнитного поля с $g_1^0=30$ мкТл (тонкие кривые) и в момент инверсии с $g_2^0=2.5$ мкТл (толстые кривые) и $g_2^0=0.25$ мкТл (пунктирные кривые) при давлении СВ 1.4 нПа (б) и 30 нПа (в). Из рисунка следует, что cлабое магнитное поле, а также высокое давление СВ увеличивают ионосферные потери.

Рисунок 5 демонстрирует суммарные скорости потери O⁺ и N⁺ для квадрупольного магнитного поля с $g_2^0=2.5$ мкТл (тонкие кривые) и $g_2^0=0.25$ мкТл (толстые кривые) во время инверсии в зависимости от давления СВ при разных уровнях EUV-излучения. В случае небольшого EUV-излучения (в 1.5 раза выше современного) собственное магнитное поле обеспечивает отток тяжелых ионов из полярных шапок и каспов для всех рассматриваемых значений давления СВ при $g_2^0=2.5$ мкТл и для значений давления СВ менее 30 нПа при $g_2^0=0.25$ мкТл. При высоком EUV-излучении (в 4.5 раза выше современного) магнитное поле не может защитить ионосферу от прямого воздействия СВ, что приводит к значительным потерям ионов даже при слабом давлении СВ.

 

Рис. 5. Скорости потерь ионов кислорода O⁺ (сплошные) и азота N⁺ (пунктирные) для квадрупольного магнитного поля с  мкТл (тонкие) и  = 0. 25 мкТл (толстые) в зависимости от давления СВ

 

Согласно табл. 2, значительная часть атмосферы может быть потеряна за 1 млн лет либо в очень слабом магнитном поле ( $g_2^0=0.25$ мкТл), либо в сильном магнитном поле ( $g_2^0=2.5$ мкТл), но в экстремальных солнечных условиях ( $P_{sw}\ge 30$ нПа и 4.5 × EUV-поток). Более того, около 20 % всех потерь в атмосфере будет приходиться на азот ¹⁴N. Магнитное поле напряженностью около 10 % от его современного значения эффективно защищает атмосферу от эрозии солнечным ветром при умеренных солнечных условиях, что согласуется с выводом в работе [23]. Таким образом, значительные потери кислорода и азота требуют более высокой солнечной активности или более низкой напряженности магнитного поля, как это предложено в работе [6]. Представленный механизм диссипации и количественная оценка потерь в течение геологического времени могут обосновать значительные изменения в массе атмосферы и атмосферном давлении.

6. Выводы

В современном дипольном поле Земли с $g_1^0=30$ мкТл потери кислорода составляют около $3\times {10}^{25}$ O⁺/с, что является незначительной скоростью. По оценкам [36] общие потери атмосферы составляют около 1 кг/с или меньше. Во время инверсии напряженность геомагнитного поля снижается до 10 % или менее от нынешнего значения. Это уменьшает магнитосферу примерно на две трети и при сильном EUV-излучении позволяет солнечному ветру достигать уровня ионосферы. Во время солнечных событий EUV-поток и давление солнечного ветра могут значительно увеличиться, что приведет к потере 16 кг/с в современном магнитном поле с $g_1^0=30$ мкТл или потере $(1.1÷22)\times {10}^3$ кг/с в более слабых магнитных полях с $g_2^0=2.50÷0.25$ мкТл, соответственно. Также во время солнечных событий верхняя атмосфера Земли обогащается ионами азота N⁺. Легкие изотопы азота ¹⁴N проще улавливаются солнечным ветром, чем изотопы кислорода, что может привести к повышению фона тяжелых изотопов азота¹⁵N во время геомагнитных инверсий. Общий вывод из проведенного анализа: в течение очень длительных периодов множественных инверсий и слабых магнитных полей, продолжающихся миллионы лет, потеря массы атмосферы может иметь серьезное влияние на биосферу.

Финансирование работы

Настоящая работа поддержана грантом № МК-5053.2022.6 Министерства науки и высшего образования РФ.

Об авторах

О. О. Царева

Институт космических исследований РАН

Автор, ответственный за переписку.
Email: olga8.92@mail.ru
Россия, Москва

А. Каннелл

Университет Сан-Паулу

Email: olga8.92@mail.ru

Институт перспективных исследований

Бразилия, Сан-Паулу

Н. Н. Левашов

Институт космических исследований РАН; МГУ имени М.В. Ломоносова

Email: olga8.92@mail.ru

Физический факультет

Россия, Москва; Москва

Х. В. Малова

Институт космических исследований РАН; МГУ имени М.В. Ломоносова

Email: olga8.92@mail.ru

Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д.В. Скобельцына

Россия, Москва; Москва

В. Ю. Попов

Институт космических исследований РАН; МГУ имени М.В. Ломоносова; Национальный исследовательский университет «Высшая школа экономики»

Email: olga8.92@mail.ru

Физический факультет

Россия, Москва; Москва; Москва

Л. М. Зеленый

Институт космических исследований РАН; МГУ имени М.В. Ломоносова

Email: olga8.92@mail.ru

Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д.В. Скобельцына

Россия, Москва; Москва

Список литературы

Дополнительные файлы