Les ondes de chorus intenses sont la cause du flux

Sep 02, 2023

Rapports scientifiques volume 12, Numéro d'article : 21717 (2022) Citer cet article

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Les ondes de chœur jouent un rôle clé dans la dynamique de la ceinture d'électrons de Van Allen externe grâce à la résonance cyclotronique. Ici, nous utilisons les données des sondes Van Allen pour révéler une population nouvelle et distincte d'ondes de chorus intenses excitées au cœur de la ceinture de rayonnement pendant la phase principale des orages géomagnétiques. La puissance des ondes est généralement supérieure d'environ 2 à 3 ordres de grandeur aux niveaux d'avant la tempête et est générée lorsque des flux d'électrons d'environ 10 à 100 keV approchent ou dépassent la limite de Kennel-Petschek. Ces ondes de chorus intenses dispersent rapidement les électrons dans le cône de perte, plafonnant le flux d'électrons à une valeur proche de la limite prédite par Kennel et Petschek il y a plus de 50 ans. Nos résultats sont cruciaux pour comprendre les limites des flux de ceinture de rayonnement, avec des modèles précis nécessitant probablement l'inclusion de ce processus de limitation de flux piloté par l'onde de chorus, qui est indépendant du mécanisme d'accélération ou de la source responsable de l'amélioration du flux.

La compréhension des processus responsables de la dynamique complexe observée des ceintures de Van Allen d'électrons de la zone externe pendant les orages géomagnétiques reste un sujet de recherche actif. Le flux d'électrons relativistes piégés dans les ceintures de rayonnement de Van Allen de la Terre peut varier de plusieurs ordres de grandeur en réponse au forçage du vent solaire (par exemple, 1), et un certain nombre d'interactions onde-particule ont été proposées comme contribuant à la dynamique observée. Par exemple, les ondes de chorus sont responsables de l'accélération locale (par exemple, voir 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11), les ondes à ultra-basse fréquence (ULF) de plus longue période sont responsables de l'accélération des particules comme un résultat de la diffusion radiale vers l'intérieur (par exemple, voir 12, 13, 14, 15, 16, 17, 18, 19, 20, 21), en plus d'autres interactions onde-particule telles que les ondes électromagnétiques ion-cyclotron (EMIC) qui sont responsables de la perte d'électrons de la ceinture de rayonnement (par exemple, voir 22, 23), les ondes d'émetteur VLF artificielles (par exemple, 24) et le sifflement plasmasphérique (par exemple, 25) sont également supposés être capables de disperser les électrons dans le cône de perte et de conduire au évolution correspondante du flux d'électrons. Dans cet article, nous examinons l'activité des ondes de chorus qui accompagne un processus de limitation de flux dans la magnétosphère interne qui se produit pendant les orages géomagnétiques, et démontrons que les prédictions théoriques de Kennel et Petschek26 décrivent avec précision le comportement des ondes et des flux d'électrons dans la magnétosphère externe. Ceinture Allen.

Des travaux récents associés au plafonnement du flux d'électrons de ~ 10 à 100 keV par Olifer et al. ceintures (voir aussi28, et les références qui y figurent). Olifer et al.27 ont analysé 70 orages géomagnétiques pendant la période de fonctionnement des sondes Van Allen de la NASA29,30 de \(2012 - 2019\). Comme l'ont montré Olifer et al.27, lors d'une tempête géomagnétique, le flux d'électrons de faible énergie (\(\sim < 700\) keV) dans la ceinture de rayonnement externe (\(4< L^* < 6\)) atteint un maximum et ce maximum de flux est le même d'un orage à l'autre. Olifer et al.27 ont en outre démontré que les électrons d'énergie inférieure aux énergies \(\sim 10\)s keV atteignent un plafond de flux avant les électrons aux énergies plus élevées. Le comportement du flux fait allusion à la théorie de la limitation du flux de Kennel et Petschek26, mais sans données d'onde appropriées, l'interprétation n'a pas été entièrement confirmée.

Kennel et Petschek26 ont proposé que les flux d'électrons avec des énergies de dizaines à centaines de keV pourraient devenir auto-limités à un niveau maximum par l'action d'ondes en mode sifflet (voir aussi par exemple, 28). Dans les régions à faible densité de la magnétosphère terrestre qui coïncident avec la ceinture de rayonnement externe, ces ondes sont communément appelées chorus en mode sifflet. Dans le paradigme Kennel-Petschek, une fois que les niveaux de flux d'électrons atteignent une limite théorique, les ondes de chorus intenses auto-générées conduisent à une diffusion rapide des électrons dans l'atmosphère pour empêcher toute augmentation supplémentaire du flux et ramener le flux à des valeurs proches de la théorique. limite. Bien que la valeur de flux à laquelle ce processus est déclenché ne représente pas un niveau supérieur global pour le flux d'électrons à court terme, elle représente la limite asymptotique à laquelle le flux revient après l'action du processus Kennel-Petschek. Pour simplifier la terminologie et pour être cohérent avec la littérature antérieure, dans le reste de l'article, nous désignerons ce niveau de flux d'électrons comme la "limite KP".

Dans un scénario Kennel – Petschek, il existe un équilibre quasi stable entre une source externe d'électrons dans la gamme d'énergie ~ 10–100 keV qui conduit à des ondes en mode sifflet instables fortement entraînées, une diffusion rapide des électrons dans l'angle de tangage en raison de la présence de cette population intense d'ondes de choeur en mode sifflet et la perte des électrons "en excès" dans la haute atmosphère une fois qu'ils sont dispersés dans le cône de perte. De plus, une certaine forme d'anisotropie de température électronique est nécessaire pour rendre les ondes instables, mais le processus d'autolimitation théorisé est indépendant de sa forme. L'anisotropie pourrait être due à des différences de température dans des directions parallèles et perpendiculaires au champ, comme on en trouve fréquemment dans la magnétosphère terrestre (par exemple, 31), ou simplement à la présence constante du cône de perte atmosphérique26. Une fois que le processus d'auto-limitation a commencé, il devrait y avoir une relation claire entre la quantité de flux d'électrons au-dessus de la limite KP et la production d'ondes de chorus intenses. Bien qu'Olifer et al.27 aient démontré que les flux étaient plafonnés à la limite KP, ils n'ont pas examiné la nature de l'activité simultanée des ondes de chorus. Nous présentons ici les preuves d'un grand nombre de tempêtes géomagnétiques démontrant que le flux d'électrons est limité par la génération d'ondes de chorus intenses au cœur des ceintures de Van Allen, exactement comme prédit par l'analyse théorique il y a plus de cinquante ans.

Nos résultats montrent que lorsque le flux de la population d'électrons de la source d'énergie inférieure (~ 10 s de keV) atteint ou dépasse le flux limité de KP, les ondes de chorus les plus intenses sont générées dans la ceinture de rayonnement externe. Nous démontrons en outre comment ces vagues intenses représentent une population distincte et nouvelle, dont l'occurrence est limitée dans le temps autour de la phase principale de la tempête. La distribution de l'occurrence de cette population de vagues distincte et intense montre que la puissance extrême des vagues de chorus est dominante pendant la phase principale des tempêtes géomagnétiques. Les résultats de cette analyse sont cruciaux pour établir le processus physique par lequel les flux sont limités dans les ceintures de Van Allen, et aussi comment le flux d'électrons en excès est perdu dans la haute atmosphère.

Dans cette section, nous présentons la relation entre les flux d'électrons avec des énergies de dizaines de keV et la puissance des ondes de chorus dans la ceinture de rayonnement externe telle qu'observée par Van Allen Probe-A. Nous avons utilisé les observations des spectres d'ondes de champ magnétique fournies par l'instrument EMFISIS à bord du vaisseau spatial Van Allen Probe-A32. Pour calculer la puissance de l'onde de chorus (en unités de nT2), nous avons intégré les observations de l'instrument EMFISIS de 0,1 à 0,8 de la gyrofréquence équatoriale des électrons. Par conséquent, par puissance d'onde de chorus, \(P_{ch}\), nous entendons la puissance d'onde de champ magnétique de chorus intégrée. Nous commençons par présenter un exemple typique d'observations simultanées d'ondes de chorus très intenses et de flux élevés d'électrons de plusieurs dizaines de keV observés pour un seul orage géomagnétique avant de procéder aux analyses statistiques pour tous les orages en utilisant une approche d'époques superposées. La méthodologie utilisée pour obtenir les résultats présentés dans cette section est décrite en détail dans la section "Méthodes".

La figure 1 montre (a) la puissance d'onde de chorus intégrée \(P_{ch}\) (en nT2) pour la gamme de fréquences \(0,1< f < 0,8f_{ce}\), où \(f_{ce}\) est la gyrofréquence électronique équatoriale ; et flux d'électrons différentiels (en cm\(^{-2}\) sr\(^{-1}\) s\(^{-1}\) keV\(^{-1}\)) pour trois énergies canaux : (b) 33 keV, (c) 54 keV et (d) 80 keV. Les observations sont présentées sur une échelle logarithmique et sont obtenues par le vaisseau spatial Van Allen Probe-A lors de la tempête géomagnétique de la Saint-Patrick de 2013. L'heure de SYM-H minimum (− 132 nT; 20:30 UT le 17 mars 2013) est prise comme époque jour 0. Les orbites dans lesquelles des ondes de chorus intenses sont observées sont indiquées dans le panneau (a) en utilisant la couleur pour indiquer le puissance des vagues. Fait intéressant, c'est au cours des mêmes orbites et des mêmes plages L\(^*\) au sein de ces orbites que des flux d'électrons très élevés sont également observés (panneaux b, c, d). De telles observations simultanées d'ondes de chorus et de flux d'électrons très intenses sont obtenues de manière cohérente tout au long des 70 tempêtes géomagnétiques de l'ère Van Allen Probe (\(2012 - 2019\)) étudiées dans cet article. Comme mentionné dans la section "Introduction", ce sont également ces mêmes 70 orages géomagnétiques au cours desquels Olifer et al.27 ont montré statistiquement que les flux d'énergie inférieurs sont largement plafonnés par la limite KP. La forte corrélation spatio-temporelle entre les ondes de chorus intenses et les flux d'électrons dans l'étude de cas individuelle illustrée à la Fig. 1, suggère directement que de grandes valeurs de flux d'électrons de dizaines de keV peuvent agir comme agent causal pour générer des ondes de chorus très intenses dans l'extérieur. ceinture de rayonnement.

(a) Puissance d'onde de chorus intégrée, \(P_{ch}\), et flux d'électrons dans trois canaux d'énergie : (b) 33 keV, (c) 54 keV et (d) 80 keV en échelle logarithmique en fonction de \(L^*\) et le temps observés par Van Allen Probe-A lors de la tempête géomagnétique du 17 mars 2013. Les observations sont faites sur une période de 6 jours à partir de 3 jours avant le minimum SYM-H (jour 0, indiqué par une ligne pointillée verticale dans chaque panneau) à 3 jours après SYM-H minimum. Les barres de couleur à droite indiquent la puissance d'onde de chorus intégrée correspondante (panneau a) et les flux d'électrons à l'échelle logarithmique (panneaux b – d). Dans le panneau (a), les numéros d'orbite dans lesquels des ondes de chorus intenses (puissance des vagues typiquement \(> 10^{-4}\) nT2) sont également indiquées.

Nous examinons maintenant la relation statistique entre l'amplitude du flux d'électrons énergétiques et la présence d'ondes de chorus intenses. En particulier, nous surveillons la différence entre le flux observé et la limite KP approximative sur trois canaux d'énergie différents dans la gamme 10–100 keV. Pour cette étude, nous avons considéré 70 orages géomagnétiques identifiés sur la période \(2012 - 2019\). Les analyses statistiques comprennent une analyse d'époque superposée, l'époque zéro étant définie comme le temps de SYM-H minimum. Nous utilisons à nouveau la puissance d'onde de chorus intégrée \(P_{ch}\) pour \(0.1< f < 0.8f_{ce}\), et le rapport entre le flux observé et le flux limité KP (sur une échelle logarithmique ; voir Section 4 pour plus de détails) pour effectuer les analyses statistiques. De plus, nous présentons ici les résultats des événements observés par Van Allen Probe-A dans la plage MLT \(0 - 12\) MLT. Nous limitons notre analyse à ce secteur de l'heure locale du matin car des études antérieures ont montré que les ondes de chorus d'amplitude moyenne moyennées dans le temps ont une intensité plus élevée dans le secteur de l'heure locale \(0 - 12\) MLT (voir par exemple, 33, 34, 35, 36,37,38). Une comparaison de la variation de la puissance d'onde de chorus intégrée et des flux d'électrons entre \(0 - 12\) MLT et \(12 - 24\) MLT est fournie dans le matériel supplémentaire (Fig. S1).

Tout d'abord, nous examinons la variation statistique dans le temps de la puissance d'onde de chorus intégrée et le rapport du flux observé au flux limité KP calculé dans trois plages \(L^*\). La figure 2 illustre la variation de la puissance intégrée de l'onde chorus (courbes rouges) et le rapport du flux observé et du flux limité KP calculé (courbes bleues) sur une échelle logarithmique en fonction des époques superposées (en jours). Trois canaux d'énergie (33 keV, 54 keV et 80 keV) sont indiqués dans chaque colonne, et trois plages L\(^*\) (\(3 - 4\), \(4 - 5\) et \( 5 - 6\)) sont indiqués sur chaque ligne. Les lignes pleines sont les valeurs médianes et les régions ombrées sont leurs écarts-types. Dans chaque panneau, la ligne pointillée noire verticale marque l'époque zéro et la ligne pointillée bleue horizontale indique où le flux observé est égal à la limite KP. Plusieurs caractéristiques importantes peuvent être notées à partir de la Fig. 2 :

Dans la région \(3< L^* < 4\) pendant la phase principale de la tempête (près de l'époque jour 0), le flux observé atteint près du flux limité KP, avec un facteur d'incertitude de 3 (panneaux a, d, g ). Notez qu'il s'agit de la même incertitude que celle supposée par Kennel et Petschek26 dans leur article original. Le flux ne dépasse jamais la limite KP. La puissance d'onde de chorus intégrée présente quelques pics bruyants intenses de type rafale (\(P_{ch} \sim 10^{-3}\) nT\(^2\)) pendant le même intervalle de temps, qui sont bien corrélés avec les améliorations du flux d'électrons.

Dans la région \(4< L^* < 5\), et dans la plupart des tempêtes, le flux observé dépasse systématiquement le flux limité KP pendant la phase principale de la tempête (panneaux b, e, h). Le flux au canal d'énergie la plus basse (33 keV) présente une valeur plus élevée que les deux autres canaux d'énergie plus élevée. Une fois que le flux dépasse la limite KP, il est ramené en dessous du flux limite en \(\sim\) 1 jour, bien que le flux ne décroisse jamais à son niveau d'avant la tempête pendant la période de 3 jours après l'époque zéro. Dans cette gamme L\(^*\), la puissance des ondes de chorus augmente de près de 3 ordres de grandeur au-dessus du niveau d'avant la tempête, entre l'époque jour \(\sim -1\) et l'époque jour 0, où elle atteint son maximum (avec médiane \(P_{ch} \sim 10^{-2}\) nT2). Par la suite, il faut \(\sim\) 1 jour pour revenir à son niveau d'avant la tempête. Il semble également y avoir une forte corrélation entre la puissance des ondes de chorus et les flux pendant la phase de récupération à des échelles de temps plus courtes, de l'ordre de l'heure, sur l'ensemble des événements. Une telle corrélation est visible non seulement dans les valeurs médianes mais aussi dans les écarts-types.

Dans la région \(5< L^* < 6\) le flux observé d'électrons de 33 keV dépasse le flux limité KP pendant la phase principale de la tempête et reste au-dessus de la limite pendant près de 3 jours après l'époque zéro (panneau c). En comparaison, les flux d'électrons de 54 keV et 80 keV ne dépassent que brièvement le flux limité KP pendant la phase principale de l'orage, suivi d'une réduction progressive jusqu'à la limite KP pendant la phase de récupération de l'orage (panneaux f et i). La puissance intégrée des ondes de chorus montre également une augmentation significative pendant la phase principale de la tempête, la médiane \(P_{ch}\) atteignant \(\sim 10^{-2}\) nT\(^2\) à l'époque jour 0. Par la suite, la puissance des vagues se réduit au niveau d'avant la tempête après \(\sim\) 1 jour d'époque. Semblable à la gamme L\(^*\) \(4 - 5\), \(P_{ch}\) présente des fluctuations importantes pendant toute la phase de récupération. Il existe également une bonne corrélation entre la puissance de l'onde de chorus et les flux.

Analyse d'époque superposée de la puissance d'onde de chorus intégrée (0,1–0,8 f \ (_ {ce} \); nT2; courbes rouges) et différence du flux observé et du flux limite KP calculé (courbes bleues) à l'échelle logarithmique en fonction de l'époque superposée (en jours) à trois canaux d'énergie électronique différents : (a–c) 33 keV, (d–f) 54 keV et (g–i) 80 keV, et trois gammes L\(^*\) différentes : (a, d, e) L\(^*\) = 3–4, (b, e, h) L\(^*\) = 4–5 et (c, f, i) L\(^*\) = 5–6, entre 0 et 12 MLT. Voir le texte pour plus de détails.

Globalement, la Fig. 2 montre donc que les ondes de chorus les plus intenses ne sont générées que lorsque le flux observé dépasse la limite KP (comme pour \(4< L^* < 6\)), ou se situe dans un certain facteur d'incertitude (\( \sim 3\)) de la limite (comme pour \(3< L^* < 4\)). Il convient de noter que la relation entre la génération d'ondes de chorus intenses et le flux d'électrons dépassant la limite KP est beaucoup plus forte pour \(4< L^* < 6\) que pour \(3< L^* < 4\). Ci-dessous, nous concentrons notre analyse plus approfondie sur la région \(4< L^* < 6\) qui couvre le cœur de la ceinture de radiation externe.

Pour souligner davantage la relation entre les ondes de chorus intenses et le flux de la population d'électrons source, sur la figure 3, nous présentons les valeurs médianes (rangée du haut) et les fonctions de distribution de probabilité (PDF) de la puissance d'onde de chorus intégrée (deuxième rangée) et le rapport de la limite KP observée et calculée pour les électrons d'énergie de 33 keV, 54 keV et 80 keV (troisième à cinquième rangées). Une échelle logarithmique est utilisée, et nous considérons la région avec des valeurs L * 4–5 (panneau de gauche) et 5–6 (panneau de droite), dans 0–12 MLT. Les panneaux de la figure 3 (a et h) contiennent certaines des mêmes données que les rangées du milieu et du bas de la figure 2, que nous augmentons avec des fonctions de distribution de probabilité (PDF) pour fournir des informations supplémentaires. Pour construire les PDF, nous avons pris une fenêtre de temps de 4 h et présenté des histogrammes normalisés du log de la puissance des ondes de chorus et des rapports de flux log (flux observé à la limite KP) avec des largeurs verticales de 0,2, de sorte que la probabilité de trouver des événements dans chaque tranche de temps donnée totalise 100 %. Les panneaux (f) et (m) montrent le pourcentage d'événements dans chaque tranche verticale où soit \(P_{ch}>10^{-4}\) nT2, soit le flux d'électrons dans chacun des trois canaux d'énergie dépasse la valeur pertinente Limite KP. Les panneaux inférieurs (g et n) montrent le flux de précipitations tel qu'observé par les satellites environnementaux opérationnels polaires (POES) pour des électrons> 30 keV à deux couches L spécifiques dans la plage L * correspondante. Pour ces panneaux, nous avons considéré le même ensemble de 70 orages géomagnétiques à l'époque de la sonde Van Allen, et utilisé le télescope 0° pour révéler les flux de précipitations dans le secteur de l'aube (0 à 12 MLT). Au niveau de ces coques en L, le télescope à 0° ne mesure que les particules qui précipitent avec un angle de pas équatorial d'environ 1,5°.

Puissance d'onde de chorus intégrée médiane (a, h) (nT2 ; rouge) et différence de flux limite KP observé et calculé pour les électrons de 33 keV (bleu), 54 keV (vert) et 80 keV (marine) ; fonction de distribution de probabilité (PDF) de (b, i) puissance d'onde de chorus intégrée et différence entre le flux observé et le flux limite KP pour (c, j) 33 keV, (d, k) 54 keV et (e, l) 80 keV électrons dans échelle logarithmique; (f, m) pourcentage de recherche de puissance d'onde de chorus intégrée \(> 10^{-4}\) nT2 et flux observé supérieur au flux limite KP pour 33 keV (bleu), 54 keV (vert) et 80 keV (marine) électrons dans la gamme L \ (^ * \) 4–5 (panneau de gauche) et 5–6 (panneau de droite); et flux de précipitation observé par POES pour des électrons > 30 keV à (g) L = 4,5 et (n) L = 5,5 en fonction de l'époque superposée (en jours) entre \(0 - 12\) MLT. Dans chaque panneau, la ligne pointillée verticale marque l'époque zéro et les lignes pointillées horizontales dans les panneaux (c – e) et (j – l) indiquent que le flux observé est égal au flux limite KP. La barre de couleur à droite indique le PDF, de sorte que la probabilité de trouver des événements dans chaque tranche verticale s'élève à 100 %. Dans les panneaux (g, n), le nuage de points noir montre le flux d'électrons médian et les barres d'erreur représentent les quarts supérieurs et inférieurs des statistiques d'époque superposées.

Tout d'abord, nous nous concentrons sur la région \(4< L^* < 5\), car c'est là que les ondes de chorus sont les plus intenses (comparer la Fig. 3a avec la Fig. 3h). Avant et après la phase principale de la tempête, entre les jours d'époque −3 à −1 et entre les jours d'époque 1 et 3, les ondes de chorus sont plus susceptibles d'avoir \(P_{ch}<10^{-4}\) nT2 (Fig. 3b). Pendant la phase principale de la tempête, entre les jours d'époque − 1 à + 1, la probabilité d'observer \(P_{ch}>10^{-4}\) nT2 est significativement augmentée. Au fur et à mesure que le temps passe de l'époque jour -1 à l'époque jour 0, \(P_{ch}\) augmente considérablement de sorte qu'à l'époque jour 0, presque tout \(P_{ch}\) est \(> 10^{-4} \) nT2, avant de revenir aux niveaux proches de la tempête à l'époque du jour 1. Sur la Fig. 3c–e, nous pouvons voir qu'avant l'époque du jour \(\sim -1\), les rapports de flux sont inférieurs à la limite KP et Les PDF sont larges. Après l'époque jour \(\sim -1\), la probabilité de trouver le flux observé supérieur à la limite KP commence à augmenter pour toutes les énergies. À l'époque du jour 0, la probabilité est maximisée à des valeurs supérieures à la limite KP. La différence la plus importante avant et après la phase principale de la tempête est qu'après l'époque jour 0, les PDF du flux d'électrons se concentrent de manière significative avec de très fortes probabilités que le flux observé soit proche du flux limité KP. D'après le panneau (g), nous pouvons voir qu'à partir de l'époque jour -0,5, le flux de précipitation d'électrons ayant des énergies > 30 keV à L = 4,5 commence à augmenter, atteignant un maximum à l'époque jour 0, après quoi il commence à diminuer. Après l'époque du jour 1, le flux de précipitation redescend à son niveau d'avant la tempête. Ceci est en forte corrélation avec la variation à la fois de la puissance d'onde de chorus intégrée (panneau b) et des flux d'électrons (panneaux c – e), et montre que lorsque les flux observés d'électrons de dizaines de keV dépassent le flux limite KP théoriquement prédit, des ondes de chorus intenses sont générées qui conduisent à la précipitation d'électrons dans le cône de perte atmosphérique, exactement comme prédit par Kennel et Petschek dans leur article de 196626.

Les observations présentées dans les panneaux de la Fig. 3 (ae) suggèrent qu'une fois que le flux franchit la limite KP pendant la phase principale de la tempête, il est essentiellement plafonné à la valeur limite dans la phase de récupération de la tempête, et que le processus provoquant le plafond est associé à activité chorale intense. Comme discuté dans le paragraphe précédent, le panneau g soutient en outre cette théorie selon laquelle ce sont les interactions onde-particule avec les ondes de chorus intenses qui provoquent la précipitation atmosphérique d'électrons, limitant ainsi les flux de ceinture de rayonnement à la limite théoriquement prévue. Pour comprendre explicitement cette caractéristique, nous avons vérifié le pourcentage de recherche de puissance d'onde de chorus \(P_{ch}>10^{-4}\) nT2, et observé un flux supérieur à la limite KP, qui est présentée à la Fig. 3f. La valeur de \(10^{-4}\) nT2 a été choisie sur la base d'un examen de la réponse d'époque superposée des tempêtes de la Fig. 2. À partir de ce panneau, nous pouvons voir que la probabilité de trouver \(P_{ch } > 10^{-4}\) nT2 (courbe rouge) augmente pendant la phase principale de la tempête, avec un maximum (\(\sim 85\%\)) à l'époque jour 0. Passé ce délai, la probabilité diminue progressivement jusqu'à niveau d'avant la tempête. Fait intéressant, la probabilité que le flux observé soit supérieur au flux limité KP (courbes en pointillés bleu, vert et bleu marine) présente un comportement presque identique pour les trois canaux d'énergie. Il semble y avoir une forte corrélation entre la probabilité de voir des valeurs de flux supérieures à la limite KP et le changement de voir une puissance d'onde de chorus intense, en particulier pour \(E=33\) keV. Dans l'ensemble, cela appuie fortement l'hypothèse selon laquelle l'augmentation de la valeur absolue du flux d'électrons au-dessus d'une limite dérivée théoriquement pendant la phase principale de la tempête est responsable de la génération d'une puissance d'onde de chorus intense pour \(4< L^* < 5\ ).

Dans la région avec des valeurs L* entre 5 et 6 (Fig. 3, panneaux i - l), bien que les caractéristiques globales des PDF de flux restent les mêmes qu'à L\(^* = 4 - 5\), il y a quelques différences notables. Pour les ondes, le panneau de la Fig. 3 (i) montre qu'avant le jour d'époque \(\sim -1\), la puissance des ondes de chorus est généralement inférieure à \(10^{-4}\) nT2, après quoi elle commence à augmenter et devient maximale (puissance des vagues \(\sim 10^{-2}\) nT2) à l'époque jour 0. Cependant, après l'époque jour 0, différemment de \(4< L^* < 5\), \(P_{ ch}\) est plus susceptible de rester élevé et de ne pas revenir à son niveau d'avant la tempête au cours des 3 jours suivants. La puissance des vagues présente également une variation significative pendant la phase de récupération de la tempête (jours 1 à 3), avec une distribution beaucoup plus large qu'auparavant. Pour \(5< L^* < 6\), les Fig. 3j–l montrent que le flux observé est inférieur à la limite KP pour les trois canaux d'énergie avant le jour d'époque \(\sim -1\). Pour cette plage \(L^*\) supérieure, les PDF ne sont pas larges, les flux observés sont plutôt proches mais inférieurs à la limite KP. Après l'époque jour \(\sim -1\), la probabilité de trouver un flux observé dépassant la limite KP augmente et devient maximale à l'époque jour 0. Après l'époque jour 0, les flux observés d'électrons de 54 keV et 80 keV (Fig. 3 panneaux k et l) présentent un comportement similaire à celui de la plage L* \(4 - 5\), c'est-à-dire qu'ils sont plafonnés à la limite KP et que les PDF se rétrécissent significativement avec des valeurs proches de la limite KP. Mais pour les électrons de 33 keV (Fig. 3j, après l'époque du jour 0, le flux observé peut dépasser le flux limité KP pendant une plus longue période de temps, et le PDF est plus largement distribué dans ce canal d'énergie. Cette caractéristique peut être vue plus clairement sur la figure 3m. La probabilité de trouver un flux observé d'électrons de 33 keV supérieur à la limite KP (courbe pointillée bleue) augmente à nouveau pendant la phase principale de la tempête, étant maximale à l'époque jour 0. Après l'époque jour 0, bien que le pourcentage montre un tendance à la baisse, il reste encore élevé et présente des crêtes et des creux récurrents. Il est intéressant de noter que c'est au cours de ces mêmes crêtes que les puissances élevées des ondes de chorus (courbe rouge) sont observées dans la phase de récupération de la tempête. Cela suggère qu'une forte corrélation entre les ondes de chorus et le flux d'électrons de 33 keV existe malgré les fluctuations et peut être maintenu en dehors de la phase principale de la tempête.Par conséquent, chaque fois que et partout où le flux d'électrons énergétiques dépasse la limite KP, des ondes de chorus intenses sont plus susceptibles de se produire. Le flux précipitant dans cette plage L* (panneau n) présente également une différence notable par rapport à celui dans la plage L* 4–5 (panneau g), bien qu'ils soient en bonne corrélation avec les flux piégés (panneaux j–l). Le panneau (n) montre que le flux de précipitation à L = 5,5 commence à augmenter à partir de l'époque jour - 1, devenant maximum à l'époque jour 0, après quoi il est plus susceptible de rester élevé et de ne pas réduire au niveau d'avant la tempête avant époque jour 2. Ceci est en bon accord avec les variations de flux de 33 keV piégées telles qu'observées par les sondes Van Allen (panneau j). Même la variabilité de tempête à tempête, comme on peut le voir à la fois dans les PDF (panneau j) et le nuage de points (panneau n), est bien corrélée, ce qui confirme le fait que ce sont les précipitations résultant des interactions onde-particule qui maintiennent les flux piégés au niveau prévu. Limite KP.

Notre test statistique final consiste à supprimer les informations temporelles sur l'évolution de la tempête et à étudier la probabilité que des valeurs élevées de flux d'électrons se traduisent par des ondes de chorus intenses. Nous fournissons des histogrammes bidimensionnels et des PDF de la puissance d'onde de chorus intégrée et du rapport du flux observé à la limite KP dans l'espace log-log pour trois canaux d'énergie (33 keV, 54 keV et 80 keV) dans la gamme L* \( 4 - 5\) (fig. 4) et \(5 - 6\) (fig. 5). Pour construire les histogrammes 2D et les PDF normalisés, nous avons pris des bacs avec une largeur de bac de 0,2 × 0,2 dans cet espace log-log. Dans les deux Fig. 4 et 5, les panneaux (a à c) montrent la distribution du nombre d'observations dans ce bac 2D sur les 70 tempêtes choisies, tandis que les panneaux (d à f) montrent des PDF normalisés. Ici, le pourcentage de puissance de chœur à différentes intensités est tracé en fonction du rapport du flux observé à la limite KP.

( a – c ) Histogrammes bidimensionnels et ( d – f ) fonctions de distribution de probabilité (PDF) de la puissance intégrée des ondes de chorus par rapport au logarithme du rapport du flux observé à la limite KP calculée. Les tracés sont dans l'espace log-log pour les électrons d'énergie (a, d) 33 keV, (b, e) 54 keV et (c, f) 80 keV dans la plage L* \(4 - 5\). Les barres de couleur en bas indiquent la distribution (nombre) des points de données (colonne de gauche) et la probabilité (colonne de droite) de trouver une puissance d'onde de chorus donnée à un rapport de flux donné, en utilisant des bacs ayant une largeur de bac de 0,2 × 0,2 en log-log espace. La ligne pointillée verticale dans chaque panneau indique que le flux observé est égal à la limite KP.

Les histogrammes bidimensionnels et les fichiers PDF des Fig. 4 et 5 démontrent qu'il existe un comportement d'onde très différent lorsque le flux d'électrons est inférieur à la limite KP (à gauche de la ligne blanche en pointillés) que lorsque le flux est supérieur à la limite KP (à droite de la ligne blanche en pointillés) . Les panneaux PDFs (d–f) montrent en particulier que lorsque le flux est inférieur à la limite KP, les vagues sont plus susceptibles d'avoir \(P_{ch}<10^{-4}\) nT2, avec une distribution qui ne dépend pas de la valeur du flux. Pour les flux d'électrons au-dessus de la limite KP, la fonction de distribution de probabilité des ondes est décalée vers des valeurs considérablement plus élevées et présente une forte dépendance de la mesure dans laquelle le flux d'électrons dépasse la limite KP. Le pic des PDF dans les panneaux (d – f) saute par ordre de grandeur lorsque la limite KP (la ligne pointillée blanche) est franchie. Au-dessus de la limite KP, il existe des preuves d'une relation de loi de puissance entre la puissance du chœur et le flux d'électrons, où les PDF peuvent être ajustés par une ligne droite avec une pente \(\sim 2\).

Identique à la Fig. 4, mais dans la plage L* \(5 - 6\).

Une fois le comportement temporel de la tempête supprimé, il y a très peu de différence dans les relations de vagues et de flux entre \(4< L^* < 5\) et \(5< L^* < 6\), ce qui indique que la physique sous-jacente le processus est le même (comparer les figures 4 et 5). Il existe clairement deux populations bien distinctes de puissance de chorus, séparées par la proximité du flux d'électrons à la limite KP. Lorsque le flux est nettement inférieur à la limite KP, les ondes de chorus ont une distribution d'occurrence qui est variable mais pas fortement contrôlée par l'amplitude du flux. Ceci est probablement associé à un niveau ambiant de puissance d'onde de chorus qui existe en raison d'une anisotropie de température du plasma31. Cependant, lorsque les flux d'électrons dépassent la limite KP, la distribution de l'occurrence de la puissance des ondes de chorus comprend presque exclusivement les ondes les plus intenses. Sur la figure 6, nous montrons que cette population d'ondes de chorus de très haute puissance est en effet distincte de la distribution de fond de plus faible puissance, et que cette transition se produit une fois que les flux atteignent la limite KP. Les figures 6a et c comparent la distribution de \(P_{ch}\) sur toute la tempête centrée autour de l'époque jour 0 (\(\pm 3\) jours ; ligne noire) avec la distribution de \(P_{ch}\) pour la phase pré-tempête (de − 3 jours à − 0,5 jour ; ligne rouge). Dans la phase de pré-tempête, il y a beaucoup plus de probabilité de chorus de faible puissance (\(P_{ch} \sim 10^{-6}\) nT2) et une forte diminution de la probabilité d'observer la puissance dans le \(10 ^{-4}\) - \(10^{-2}\) gamme nT2. Si nous étudions plus avant la progression de la tempête en isolant la pré-tempête (rouge), la phase principale (bleu) et la phase de récupération (vert) sur les figures 6b et d, alors le chœur de la phase principale présente une distribution d'occurrence très différente indiquant la présence d'un distribution supplémentaire d'ondes de chorus intenses qui ne sont pas présentes à d'autres moments. Ainsi, la figure 6 témoigne du fait que l'apparition d'ondes de chorus avec une puissance ondulatoire extrême est générée préférentiellement pendant les périodes où le flux d'électrons est très susceptible de dépasser la limite KP.

Répartition normalisée de l'occurrence de la puissance des ondes de chorus à différents intervalles de temps dans la plage L * 4–5 (a, b) et 5–6 (c, d). La puissance des ondes de chorus à l'échelle logarithmique est tracée le long de l'axe x et la distribution d'occurrence normalisée est tracée le long de l'axe y.

Les observations statistiques présentées ici démontrent que chaque fois et partout où le flux dépasse la limite KP pendant les orages géomagnétiques, des ondes de chorus intenses sont généralement générées. Kennel et Petschek26 ont suggéré que le flux d'électrons piégés de manière stable dans une magnétosphère serait plafonné par l'action d'ondes de chorus intenses qui croissent rapidement à de grandes amplitudes et dispersent les électrons dans le cône de perte pour se précipiter dans la haute atmosphère. Fait important, cette étude révèle l'existence de deux régimes clés pour les ondes de chorus dans la ceinture de rayonnement externe. Le premier régime, et beaucoup plus courant, est celui où le flux d'électrons de 10 à 100 keV tombe en dessous de la limite KP. Dans cette étude, ce régime couvre les trois jours précédant un orage géomagnétique et la majeure partie de la période de récupération après la phase principale. Il est probable que la plupart des intervalles de temps, en dehors des courtes périodes caractérisées par les orages géomagnétiques, aient des niveaux de flux d'électrons de 10 à 100 keV qui tombent en dessous de la limite KP. À ces moments-là, la puissance des ondes de chœur dépasse rarement \(10^{-4}\) nT2. Le mécanisme de génération d'ondes en mode sifflet dans des conditions typiques a été précédemment identifié comme étant généralement le résultat d'une anisotropie de température perpendiculaire31. Les amplitudes des ondes peuvent être améliorées en augmentant la densité numérique partielle du composant de plasma chaud1, et probablement aussi par la force de l'instabilité résultant de l'anisotropie de l'angle de pas, mais notre analyse statistique démontre que la quantité de puissance de chorus intégrée a peu de relation avec la valeur de la flux dans des canaux d'énergie séparés dans ce premier régime.

Le deuxième régime est beaucoup plus rare et se produit lorsque le flux d'électrons dépasse la limite KP. Dans ce cas, Kennel et Petschek26 ont suggéré que la source de l'anisotropie nécessaire à l'instabilité des ondes est sans importance ; les taux de croissance du chorus deviendront élevés parce qu'ils dépendent de la valeur absolue du flux, et que lorsque celui-ci devient anormalement élevé, les taux de croissance des vagues le deviennent également. Les taux de diffusion des particules dépendent de la puissance des vagues, et la puissance des vagues dépend de la vitesse à laquelle les vagues peuvent se développer avant qu'elles ne se propagent loin de la région source39,40. Au-dessus de la limite KP, le plasma devrait devenir fortement instable à la croissance des ondes de chorus, où une source externe, telle que la diffusion radiale ou l'injection d'électrons sous-orage maintient un niveau de flux supérieur à la limite KP. Des ondes de chorus intenses sont alors générées qui dispersent rapidement les électrons dans le cône de perte. Le "plasma en excès" au-dessus de la limite KP est perdu dans l'atmosphère, et les ondes se propagent loin de la région, guidées à proximité du champ magnétique40,41. L'équilibre quasi stable entre la croissance rapide des ondes, la diffusion de l'angle de pas et la perte de précipitations est maintenu tant que les niveaux de flux restent au-dessus de la limite KP. Fondamentalement, dans cet état, la puissance des vagues dépend de combien le flux dépasse la limite KP, comme le montrent nos observations. L'existence des deux régimes et la dépendance de l'énergie des vagues à la mesure dans laquelle le flux d'électrons dépasse la limite KP fournissent une preuve directe que le processus de limitation du flux prédit par Kennel et Petschek il y a plus de 50 ans fonctionne dans la magnétosphère terrestre pendant les orages géomagnétiques. .

Pour résumer plus clairement les résultats globaux, nous présentons en outre le nuage de points de la médiane de la puissance intégrée des ondes de chorus (en nT2) et le rapport médian du flux observé à la limite KP en fonction de l'époque superposée (de 3 jours avant et après l'époque zéro au minimum de tempête Sym-H) dans un espace tridimensionnel avec des projections sur les plans bidimensionnels respectifs, dans la plage L* \(4 - 5\) (Fig.7). La figure 7 montre clairement la relation entre la génération d'ondes de chorus intenses et la dynamique du flux d'électrons de plusieurs dizaines de keV au cours d'une tempête. Ce n'est que pendant la phase principale de la tempête, et seulement une fois que le flux d'électrons dépasse la limite KP, que des ondes de chorus intenses sont générées. En période pré-tempête, lorsque les flux sont inférieurs à la limite KP, la puissance de l'onde de chorus est beaucoup plus faible (de l'ordre de 10\(^{-6}\) à 10\(^{-5}\) nT2) et représente une population plus ambiante séparée et distincte. Pendant la phase de récupération, après une période de génération intense d'ondes de chorus une fois que les flux dépassent la limite KP pendant la phase principale, la puissance des ondes de chorus revient à nouveau à la puissance inférieure séparée et distincte et à la population plus ambiante. Pour visualiser la progression du flux et de la puissance intégrée des ondes de chorus au cours des tempêtes géomagnétiques, nous avons fourni un film dans le matériel supplémentaire (Fig. S2).

Nuage de points de la puissance médiane de l'onde de chorus intégrée (en nT2) et du rapport entre le flux observé et le flux limité KP (échelle logarithmique) des électrons de 33 keV dans la gamme L* 4–5, en fonction de l'époque superposée (en jours) dans un espace tridimensionnel (les points montrent les données, avec l'échelle de couleurs indiquant le temps d'époque superposé - axe de droite). Les projections sur les plans bidimensionnels respectifs sont tracées en gris. La barre de couleurs indique l'époque superposée en jours.

Des ondes en mode sifflet de très grande amplitude ont déjà été observées à la fois dans la ceinture de rayonnement externe42, 43, 44, 45, 46, 47, 48, 49, 50 et, en fait, dans la région de la magnétosphère fermée jusqu'à \ (L = 10 \) 45. Bien que ces études fournissent un grand ensemble de données d'ondes en mode sifflet de haute amplitude à partir desquelles leur étendue spatiale statistique est bien connue, le mécanisme responsable de la génération d'ondes de si grande amplitude n'est pas bien compris. À notre avis, ce sous-ensemble d'activité intense des ondes magnétosphériques comprend probablement des périodes de limitation du flux en raison du processus suggéré par Kennel et Petschek. Les travaux futurs examineront si la génération d'ondes de chorus aussi intenses peut être expliquée par le processus KP, ou si d'autres mécanismes de génération sont également possibles. Les ondes de grande amplitude dans cette étude sont susceptibles d'être si grandes que la théorie quasi-linéaire sur laquelle repose l'analyse originale de Kennel-Petschek est moins applicable. Cependant, les observations indiquent que les prédictions générales du processus de limitation de flux sont observées dans la magnétosphère, c'est-à-dire qu'au-dessus d'un seuil particulier, la quantité de flux à des énergies particulières est liée à la taille des ondes en mode sifflet. L'analyse future devrait inclure les effets non linéaires des ondes de grande amplitude (par exemple, 51, 52, 53, 54, 55, 56, 57) pour dériver les équations équilibrées qui décrivent ce qui arrive à l'interaction onde-particule une fois le seuil atteint. L'analyse observationnelle indique ici que la valeur du seuil telle que déterminée par la théorie quasi-linéaire est une approximation raisonnable des conditions rencontrées dans la magnétosphère interne de la Terre.

Les modèles numériques de la ceinture de rayonnement basés sur une description Fokker-Planck des interactions ondes-particules sont largement utilisés dans le monde entier pour l'analyse scientifique d'événements géomagnétiques antérieurs58, la réanalyse de décennies de données historiques59 et la prévision numérique de la météo spatiale (par exemple, voir60). À notre connaissance, à l'exception de quelques études (par exemple, 55, 61), aucun de ces modèles n'intègre spécifiquement les modèles de diffusion nécessaires pour fournir la limitation rapide du flux démontrée dans nos observations. Les études futures devraient également identifier l'impact des ondes de chorus intenses limitant le flux sur les électrons à des énergies plus élevées (par exemple \(>1\) MeV) en plus de créer des descriptions appropriées pour leur incorporation dans les modèles numériques de ceinture de rayonnement. Dans l'ensemble, nos travaux montrent que les ondes de chorus intenses sont excitées dans le cadre de l'auto-limitation naturelle du flux d'électrons dans les ceintures de radiation, exactement comme prédit pour la première fois par Kennel et Petschek26 il y a plus de 50 ans.

Dans cette étude, nous avons utilisé des observations de flux d'électrons provenant de l'instrument MagEIS (Magnetic Electron Ion Spectrometer) à bord du vaisseau spatial Van Allen Probe-A. L'instrument MagEIS, qui fait partie de l'Energetic Particle, Composition, and Thermal Plasma Suite (ECT30), fournit une résolution de 11 secondes de mesures de flux d'électrons moyennées en spin (niveau 2) et résolues en angle de tangage (niveau 3) sur 25 canaux d'énergie électronique. Pour cette étude, nous avons considéré les données de flux d'électrons de niveau 3 mesurées à l'angle de pas \(90^\circ\) aux trois canaux d'énergie les plus bas, à savoir, 33 keV, 54 keV et 80 keV, pendant 70 orages géomagnétiques dans le Van Ère Allen Probe (\(2012 - 2019\)). Les tempêtes sont sélectionnées avec le critère que chacune d'entre elles sont des événements isolés avec un indice SYM-H minimum inférieur à \(-50\) nT. Les détails des tempêtes peuvent être trouvés dans Olifer et al.27.

Nous calculons le flux limité KP en utilisant la méthodologie introduite par Mauk et Fox28. Il a également été utilisé dans l'article original d'Olifer et al.27 pour analyser les 70 orages géomagnétiques isolés avec SYM-H \(\le -\)50 nT pendant l'ère Van Allen Probe - le même ensemble d'orages que nous utilisons dans ce étude. L'algorithme de calcul de la limite KP de Mauk et Fox28 formule le problème en termes de flux différentiel suite aux études antérieures de Schulz et Davidson62 et intègre les corrections relativistes de Summers et al.63,64,65. De manière similaire à l'article KP original, Mauk et Fox28 déclarent que la limite KP pour les électrons est définie comme le niveau de flux d'électrons auquel la génération d'ondes de chorus est soutenue par l'anisotropie de l'angle de pas et qui équilibre les pertes dues à la réflexion partielle des ondes sur l'ionosphère. La limite KP est définie en équilibrant la réflexion partielle de l'ionosphère et la croissance supplémentaire de l'onde réfléchie dans la région équatoriale. Cela conduit à une condition \(G \cdot R=1\), où G est un gain net d'amplitudes d'ondes sifflantes le long de la ligne de champ et R est le coefficient de réflexion ionosphérique. Mauk et Fox28 utilisent cette condition, ainsi que les expressions du taux de croissance temporelle du repliement électronique introduites par Xiao et al.66, pour calculer une limite KP basée sur le spectre de flux d'électrons observé. Nous renvoyons le lecteur à l'article original de Mauk et Fox28 pour une description plus détaillée de l'approche utilisée pour estimer le flux différentiel à la limite KP.

Aux fins de cette étude, nous utilisons une approche similaire pour calculer le flux d'électrons d'époque superposé par rapport à la limite KP résultante, comme cela a été introduit par Olifer et al.27. Le flux observé et la limite de KP sont regroupés en 50 tranches L* entre L* de 1,0 et 7,5 et en 120 tranches d'époque superposées entre \(-3\) et 3 jours d'époque superposés pour chaque tempête, l'époque zéro indiquant l'heure de SYM-H minimum dans chaque épreuve. Les flux d'électrons regroupés et leurs rapports pour différents canaux d'énergie dans chaque tempête sélectionnée sont ensuite utilisés pour déterminer la médiane et l'écart type dans chacun des compartiments.

Pour étudier l'activité des ondes de chorus, nous avons pris des mesures de champ magnétique d'onde de résolution de 6 secondes fournies sur 65 intervalles de fréquence logarithmiquement espacés entre \(\sim 1\) Hz et \(\sim 12\) kHz à partir de la suite d'instruments de champ électrique et magnétique et Integrated Science (EMFISIS;32) à bord du vaisseau spatial Van Allen Probe-A. Pour s'assurer que les ondes observées sont bien des ondes de chorus, nous avons examiné la densité de plasma de fond mesurée par l'instrument EMFISIS à bord des sondes Van Allen, et sélectionné des ondes lorsque le vaisseau spatial était à l'extérieur de la plasmasphère. Ensuite, à partir des mesures du champ magnétique des ondes, nous avons calculé la puissance d'onde de chorus intégrée moyenne sur 5 minutes dans la gamme de fréquences 0,1–0,8 f\(_{ce}\), où f\(_{ce}\) est la gyrofréquence électronique équatoriale . Nous avons utilisé les mêmes bacs de 50 L* et 120 bacs d'époque superposés, que ceux utilisés pour les flux. De même, la puissance d'onde de chorus intégrée dans chaque classe sélectionnée est ensuite utilisée pour calculer la médiane et l'écart type dans chaque groupe.

Les ensembles de données utilisés dans cette étude sont accessibles au public. Les paramètres interplanétaires et les indices géomagnétiques sont obtenus à partir du site Web https://cdaweb.gsfc.nasa.gov/cgi-bin/eval2.cgi. Les données de Van Allen Probe utilisées dans cette étude sont disponibles sur les sites Web http://emfisis.physics.uiowa.edu/Flight/ pour EMFISIS et http://www.rbsp-ect.lanl.gov/data_pub/ pour ECT . Les données POES utilisées dans cette étude sont disponibles sur https://www.ngdc.noaa.gov/stp/satellite/poes/dataaccess.html.

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Les paramètres interplanétaires et les indices géomagnétiques sont obtenus à partir du site Web (https://cdaweb.gsfc.nasa.gov/cgi-bin/eval2.cgi). Les données de Van Allen Probe utilisées dans cette étude sont disponibles sur les sites Web (http://emfisis.physics.uiowa.edu/Flight/ pour EMFISIS, et http://www.rbsp-ect.lanl.gov/data_pub/ pour ECT. Les données POES utilisées dans cette étude sont disponibles sur https://www.ngdc.noaa.gov/stp/satellite/poes/dataaccess.html. Les auteurs remercient toutes les équipes MagEIS et EMFISIS du Van Allen Probe , et l'équipe POES pour les données. SC est soutenu par STFC Grant ST/V006320/1 et NERC Grants NE/V002554/2 et NE/P017185/2. IRM est soutenu par une Royal Society Wolfson Visiting Fellowship. IRM est également soutenu par l'Agence spatiale canadienne (ASC), par le CRSNG canadien et un supplément de subvention à la découverte MDN/CRSNG Le CEJW est financé en partie par la subvention STFC ST/W000369/1 et la subvention NERC NE/V0002759/2 L'IJR est financé en partie par STFC Grant ST / V006320 / 1 et NERC Grants NE / V002554 / 2 et NE / P017185 / 2. JKS reconnaît le soutien des subventions NERC NE / P017185 / 2, NE / V002554 / 2 et STFC 376 Grant ST / V006320 / 1.

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H. Spence

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SC a effectué les analyses et rédigé la première ébauche du document en consultation avec l'IRM, le CEJW et l'IJRLO a calculé les flux limites du KP. LGO, JKS, BHM et HAS ont lu le document et fourni des commentaires précieux qui ont aidé à améliorer la mise en page du document.

Correspondance à S. Chakraborty.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

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Réimpressions et autorisations

Chakraborty, S., Mann, IR, Watt, CEJ et al. Les ondes de chorus intenses sont la cause de la limitation du flux au cœur de la ceinture de rayonnement externe. Sci Rep 12, 21717 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-26189-9

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Reçu : 19 octobre 2022

Accepté : 12 décembre 2022

Publié: 15 décembre 2022

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

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