ВВЕДЕНИЕПроисхождение ультранизкочастотных (УНЧ) колебаний магнитных и электрических полей часто связывают с возбуждением магнитогидродинамических (МГД) резонансов в околоземной плазме, вмороженной в геомагнитное поле. В работах [Chen, Hasegawa, 1974; Southwood, 1974] дан теоретический анализ возбуждения в магнитосфере резонансных УНЧ-колебаний магнитных силовых линий поверхностными МГД-волнами. Резонансные частоты таких колебаний неоднократно рассчитывались численными методами как для дипольной [Lee, Lysak, 1989] так и недипольной [Cheng, Zaharia, 2003] моделей геомагнитного поля. Численные расчеты установили типичные значения минимальных резонансных частот 3–5 мГц (на дневной стороне магнитосферы) для спокойных геомагнитных условий. Существенное ограничение таких исследований состояло в приближении бесконечно большой ионосферной проводимости. Данное приближение ограничило резонансы магнитных силовых линий только собственными колебаниями так называемой классической полуволновой моды, т. е. стоячими волнами, для которых вдоль силовой линии между сопряженными ионосферами укладывается целое число полуволн. В этом случае резонансные колебания магнитной силовой линии аналогичны акустическим колебаниям струны, концы которой закреплены в E-слое сопряженных ионосфер [Нишида, 1980].Учет конечной проводимости ионосферы прежде всего обнаружил значительный декремент затухания основной гармоники полуволновой моды для достаточно низкой ионосферной проводимости [Newton et al., 1978]. Кроме того, конечная проводимость ионосферы добавила к резонансам магнитных силовых линий четвертьволновые колебания, для которых между сопряженными ионосферами укладывается нечетное число четвертей длины волны [Allan, Knox, 1979]. Такие колебания аналогичны акустическим колебаниям трубы, один конец которой закреплен, а другой остается свободным. В отличие от симметричных относительно экваториальной плоскости полуволновых колебаний четвертьволновые колебания асимметричны и для их возбуждения необходима асимметричная конфигурация проводимости, например ΣPN<ΣW<ΣPS, где ΣW — волновая проводимость магнитосферы, ΣPN и ΣPS — интегральные проводимости Педерсена сопряженных ионосфер в Северном и Южном полушариях соответственно [Alperovich, Fedorov, 2007].Конечная проводимость ионосферы ограничивает добротность магнитосферного МГД-резонатора. В работе [Yumoto et al., 1995] проведен подробный теоретический анализ влияния омической диссипации энергии в ионосфере на добротность магнитосферного резонатора. Для благоприятных дневных условий на средних широтах такие теоретические оценки дают значения добротности Q~10–102. Однако экспериментальные оценки дают гораздо меньшие значения. Например, в работе [Menk et al., 2000] получена экспериментальная оценка Q≈2 для L≈2 в дневных условиях. Различия между экспериментальными и теоретическими оценками могут объясняться сильным влиянием на добротность резонатора недиссипативных потерь энергии [Poulter, Allan, 1985]. В высоких широтах, т. е. при L~10 и при низкой ионосферной проводимости в условиях полярной зимы, теоретическая оценка добротности, учитывающая только омическую диссипацию [Yumoto et al., 1995], дает величину Q1~1. В высоких широтах появляются дополнительные недиссипативные потери, обусловленные, например, магнитосферной конвекцией. Действительно, траектории конвекции в общем случае не совпадают с магнитными поверхностями постоянного периода резонанса магнитных силовых линий. В процессе дрейфового движения магнитосферная плазма вместе с продольными токами уходит из области резонанса, что приводит к дополнительным потерям энергии резонатора и снижает добротность. При низкой добротности резонатора амплитуда собственных колебаний не будет превышать амплитуду фоновых волн и это обстоятельство затрудняет наблюдение резонансных УНЧ-колебаний в высоких широтах.