Las ondas de coro intensas son la causa del flujo.

Sep 02, 2023

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 21717 (2022) Citar este artículo

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Las ondas de coro juegan un papel clave en la dinámica del cinturón de electrones exterior de Van Allen a través de la resonancia del ciclotrón. Aquí, usamos los datos de Van Allen Probes para revelar una población nueva y distinta de ondas de coro intensas excitadas en el corazón del cinturón de radiación durante la fase principal de las tormentas geomagnéticas. La potencia de las ondas suele ser de ~ 2 a 3 órdenes de magnitud mayor que los niveles previos a la tormenta y se generan cuando los flujos de ~ 10 a 100 keV de electrones se acercan o superan el límite de Kennel-Petschek. Estas intensas ondas de coro dispersan rápidamente los electrones en el cono de pérdida, limitando el flujo de electrones a un valor cercano al límite predicho por Kennel y Petschek hace más de 50 años. Nuestros resultados son cruciales para comprender los límites de los flujos del cinturón de radiación, con modelos precisos que probablemente requieran la inclusión de este proceso de limitación de flujo impulsado por ondas de coro, que es independiente del mecanismo de aceleración o la fuente responsable de mejorar el flujo.

La comprensión de los procesos que son responsables de la dinámica compleja observada de los cinturones de Van Allen de electrones de la zona exterior durante las tormentas geomagnéticas sigue siendo un tema activo de investigación. El flujo de electrones relativistas atrapados en los cinturones de radiación de Van Allen de la Tierra puede variar en varios órdenes de magnitud en respuesta al forzamiento del viento solar (p. ej., 1), y se ha propuesto que varias interacciones onda-partícula contribuyen a la dinámica observada. Por ejemplo, las ondas de coro son responsables de la aceleración local (por ejemplo, ver 2,3,4,5,6,7,8,9,10,11), las ondas de frecuencia ultra baja (ULF) de período más largo son responsables de la aceleración de partículas como como resultado de la difusión radial interna (p. ej., véase 12,13,14,15,16,17,18,19,20,21), además de otras interacciones onda-partícula como las ondas electromagnéticas de ion-ciclotrón (EMIC) que son responsable de la pérdida de electrones del cinturón de radiación (p. ej., véase 22, 23), también se cree que las ondas transmisoras VLF artificiales (p. ej., 24) y el silbido plasmasférico (p. ej., 25) pueden dispersar los electrones en el cono de pérdida y conducir a la evolución correspondiente del flujo de electrones. En este artículo, examinamos la actividad de la onda de coro que acompaña a un proceso de limitación de flujo en la magnetosfera interna que ocurre durante las tormentas geomagnéticas, y demostramos que las predicciones teóricas de Kennel y Petschek26 describen con precisión el comportamiento de las ondas y los flujos de electrones en la parte exterior de Van. cinturón allen.

El trabajo reciente asociado con la limitación del flujo de electrones de ~ 10–100 keV por parte de Olifer et al.27 ha revisado la dinámica de la población de electrones energéticos en el cinturón de radiación de electrones externo, revelando evidencia de un límite dependiente de la energía para el flujo de electrones en el cinturones (ver también 28, y referencias allí). Olifer et al.27 analizaron 70 tormentas geomagnéticas durante el período de operación de las Sondas Van Allen de la NASA29,30 de \(2012 - 2019\). Como muestran Olifer et al.27, durante una tormenta geomagnética, el flujo de electrones de menor energía (\(\sim < 700\) keV) en el cinturón de radiación exterior (\(4< L^* < 6\)) rápidamente alcanza un máximo y este máximo de flujo es el mismo de una tormenta a otra. Olifer et al.27 demostraron además que los electrones de menor energía a energías \(\sim 10\)s keV alcanzan un límite de flujo antes que los electrones a energías más altas. El comportamiento del flujo sugiere la teoría de la limitación del flujo de Kennel y Petschek26, pero sin los datos de onda apropiados, la interpretación no se confirmó por completo.

Kennel y Petschek26 propusieron que los flujos de electrones con energías de decenas a cientos de keV podrían autolimitarse a un nivel máximo a través de la acción de ondas de modo silbador (ver también p. ej., 28). En las regiones de baja densidad de la magnetosfera terrestre que coinciden con el cinturón de radiación exterior, estas ondas se conocen comúnmente como coros en modo silbido. En el paradigma de Kennel-Petschek, una vez que los niveles de flujo de electrones alcanzan un límite teórico, las ondas de coro intensas autogeneradas conducen a una rápida dispersión de electrones en la atmósfera para evitar más aumentos en el flujo y devolver el flujo a valores cercanos a los teóricos. límite. Aunque el valor de flujo en el que se desencadena este proceso no representa un nivel superior general para el flujo de electrones a corto plazo, sí representa el límite asintótico al que regresa el flujo después de la acción del proceso de Kennel-Petschek. Para simplificar la terminología y ser coherente con la literatura anterior, en el resto del artículo nos referiremos a este nivel de flujo de electrones como el "límite KP".

En un escenario de Kennel-Petschek, hay un equilibrio cuasi-estable entre una fuente externa de electrones en el rango de energía ~ 10-100 keV que conduce a ondas de modo de silbido inestables fuertemente impulsadas, dispersión rápida de electrones en ángulo de tono debido a la presencia de esta intensa población de ondas de coro en modo silbido y la pérdida de los electrones "excesivos" en la atmósfera superior una vez que se dispersan en el cono de pérdida. Además, se requiere alguna forma de anisotropía de la temperatura de los electrones para que las ondas se vuelvan inestables, pero el proceso de autolimitación teorizado es independiente de su forma. La anisotropía podría deberse a diferencias de temperatura en direcciones paralelas y perpendiculares al campo, como se encuentra con frecuencia en la magnetosfera de la Tierra (p. ej.,31), o simplemente debido a la presencia constante del cono de pérdida atmosférica26. Una vez que ha comenzado el proceso de autolimitación, debe haber una relación clara entre la cantidad de flujo de electrones por encima del límite KP y la producción de ondas de coro intensas. Si bien Olifer et al.27 demostraron que los flujos estaban limitados en el límite de KP, no examinaron la naturaleza de la actividad de onda de coro simultánea. Aquí presentamos evidencia de un gran número de tormentas geomagnéticas que demuestran que el flujo de electrones está limitado a través de la generación de intensas ondas de coro en el corazón de los cinturones de Van Allen, exactamente como lo predijo el análisis teórico hace más de cincuenta años.

Nuestros resultados muestran que cuando el flujo de la población de electrones de la fuente de energía más baja (~10 s de keV) se acerca o supera el flujo limitado de KP, las ondas de coro más intensas se generan en el cinturón de radiación exterior. Además, demostramos cómo estas olas intensas representan una población distinta y nueva, cuya ocurrencia está limitada en el tiempo alrededor de la fase principal de la tormenta. La distribución de ocurrencia de esta población de olas intensas y diferenciadas muestra que la potencia extrema de las olas de coro es dominante durante la fase principal de las tormentas geomagnéticas. Los resultados de este análisis son cruciales para establecer el proceso físico a través del cual se limitan los flujos en los cinturones de Van Allen, y también cómo se pierde el exceso de flujo de electrones en la atmósfera superior.

En esta sección, presentamos la relación entre los flujos de electrones con energías de decenas de keV y la potencia de la onda de coro en el cinturón de radiación exterior según lo observado por Van Allen Probe-A. Utilizamos observaciones de los espectros de onda del campo magnético proporcionados por el instrumento EMFISIS a bordo de la nave espacial Van Allen Probe-A32. Para calcular la potencia de la onda de coro (en unidades de nT2), integramos observaciones del instrumento EMFISIS de 0,1 a 0,8 de la girofrecuencia ecuatorial de electrones. Por lo tanto, por potencia de onda de coro, \(P_{ch}\), nos referimos a la potencia de onda del campo magnético de coro integrado. Primero comenzamos presentando un ejemplo típico de observaciones simultáneas de ondas de coro muy intensas y altos flujos de decenas de electrones keV observados para una sola tormenta geomagnética antes de proceder con los análisis estadísticos para todas las tormentas utilizando un enfoque de época superpuesta. La metodología utilizada para obtener los resultados presentados en esta sección se describen en detalle en la Sección "Métodos".

La Figura 1 muestra (a) la potencia de onda de coro integrada \(P_{ch}\) (en nT2) para el rango de frecuencia \(0.1< f < 0.8f_{ce}\), donde \(f_{ce}\) es la girofrecuencia del electrón ecuatorial; y flujos diferenciales de electrones (en cm\(^{-2}\) sr\(^{-1}\) s\(^{-1}\) keV\(^{-1}\)) para tres energías canales: (b) 33 keV, (c) 54 keV y (d) 80 keV. Las observaciones se presentan en escala logarítmica y son obtenidas por la nave espacial Van Allen Probe-A durante la tormenta geomagnética del día de San Patricio de 2013. El tiempo de mínimo SYM-H (− 132 nT; 20:30 UT del 17 de marzo de 2013) se toma como época día 0. Las órbitas en las que se observan ondas de coro intensas se indican en el panel (a) usando color para indicar el energía ondulatoria. Curiosamente, es durante las mismas órbitas y los mismos rangos L\(^*\) dentro de esas órbitas que también se observan flujos de electrones muy altos (paneles b, c, d). Tales observaciones simultáneas de ondas de coro muy intensas y flujos de electrones se obtienen de manera consistente a lo largo de las 70 tormentas geomagnéticas en la era de la sonda Van Allen (\(2012 - 2019\)) estudiadas en este documento. Como se mencionó en la Sección "Introducción", son también estas mismas 70 tormentas geomagnéticas durante las cuales Olifer et al.27 demostraron estadísticamente que los flujos de energía más bajos están limitados en gran medida por el límite KP. La fuerte correlación espacio-temporal entre las ondas de coro intensas y los flujos de electrones en el estudio de caso individual que se muestra en la Fig. 1 sugiere directamente que los valores grandes de flujo de electrones de decenas de keV pueden actuar como el agente causante de la generación de ondas de coro muy intensas en el exterior. cinturón de radiación

(a) Potencia de onda de coro integrada, \(P_{ch}\), y flujos de electrones en tres canales de energía: (b) 33 keV, (c) 54 keV y (d) 80 keV en escala logarítmica en función de \(L^*\) y el tiempo observados por Van Allen Probe-A durante la tormenta geomagnética del 17 de marzo de 2013. Las observaciones se realizan durante un período de 6 días a partir de 3 días antes del mínimo SYM-H (día 0, marcado por una línea de puntos vertical en cada panel) a 3 días después del mínimo SYM-H. Las barras de color de la derecha indican la potencia de onda de coro integrada correspondiente (panel a) y los flujos de electrones en escala logarítmica (paneles b–d). En el panel (a), también se indican los números de órbita en los que se observan ondas de coro intensas (potencia de onda típicamente \(> 10^{-4}\) nT2).

Ahora examinamos la relación estadística entre la magnitud del flujo de electrones energéticos y la presencia de ondas de coro intensas. En particular, monitoreamos la diferencia entre el flujo observado y el límite KP aproximado en tres canales de energía diferentes en el rango de 10 a 100 keV. Para este estudio, consideramos 70 tormentas geomagnéticas identificadas en el período \(2012 - 2019\). Los análisis estadísticos incluyen análisis de épocas superpuestas, con época cero definida como el tiempo de mínimo SYM-H. Nuevamente usamos la potencia de onda de coro integrada \(P_{ch}\) para \(0.1< f < 0.8f_{ce}\), y la relación entre el flujo observado y el flujo limitado KP (en una escala logarítmica; ver Sección 4 para más detalles) para realizar los análisis estadísticos. Además, aquí presentamos los resultados de los eventos observados por Van Allen Probe-A dentro del rango MLT \(0 - 12\) MLT. Restringimos nuestro análisis al sector de la hora local de esta mañana porque estudios anteriores han demostrado que las ondas de coro de amplitud media promediadas en el tiempo tienen mayor intensidad en el sector de la hora local \(0 - 12\) MLT (consulte, por ejemplo, 33,34,35, 36,37,38). En el material complementario (Fig. S1) se proporciona una comparación de la variación de la potencia de onda de coro integrada y los flujos de electrones entre \(0 - 12\) MLT y \(12 - 24\) MLT.

Primero, examinamos la variación estadística en el tiempo de la potencia de la onda del coro integrado y la relación entre el flujo observado y el flujo limitado KP calculado en tres rangos \(L^*\). La figura 2 ilustra la variación de la potencia de la onda del coro integrado (curvas rojas) y la relación entre el flujo observado y el flujo limitado KP calculado (curvas azules) en una escala logarítmica en función de la época superpuesta (en días). En cada columna se muestran tres canales de energía (33 keV, 54 keV y 80 keV), y tres rangos L\(^*\) (\(3 - 4\), \(4 - 5\) y \( 5 - 6\)) se muestran en cada fila. Las líneas continuas son los valores medianos y las regiones sombreadas son sus desviaciones estándar. En cada panel, la línea discontinua negra vertical marca la época cero y la línea discontinua azul horizontal indica dónde el flujo observado es igual al límite KP. Varias características importantes se pueden observar en la Fig. 2:

En la región \(3< L^* < 4\) durante la fase principal de la tormenta (cerca del día de época 0), el flujo observado se acerca al flujo limitado de KP, dentro de un factor de incertidumbre de 3 (paneles a, d, g ). Tenga en cuenta que esta es la misma incertidumbre asumida por Kennel y Petschek26 en su artículo original. El flujo nunca supera el límite KP. La potencia de onda de coro integrada exhibe algunos picos intensos y ruidosos similares a ráfagas (\(P_{ch} \sim 10^{-3}\) nT\(^2\)) durante el mismo intervalo de tiempo, que están bien correlacionados con las mejoras en el flujo de electrones.

En la región \(4< L^* < 5\), y en la mayoría de las tormentas, el flujo observado excede constantemente el flujo limitado de KP durante la fase principal de la tormenta (paneles b, e, h). El flujo en el canal de menor energía (33 keV) exhibe un valor más alto que los otros dos canales de mayor energía. Una vez que el flujo excede el límite de KP, se reduce por debajo del flujo límite dentro de \(\sim\) 1 día, aunque el flujo nunca decae a su nivel previo a la tormenta durante el período de 3 días posterior a la época cero. En este rango de L\(^*\), la potencia de la onda de coro aumenta en casi 3 órdenes de magnitud por encima del nivel anterior a la tormenta, entre la época del día \(\sim -1\) y la época del día 0, donde alcanza su valor máximo. máximo (con mediana \(P_{ch} \sim 10^{-2}\) nT2). Posteriormente, se tarda \(\sim\) 1 día en volver a su nivel anterior a la tormenta. También parece haber una fuerte correlación entre la potencia de la onda de coro y los flujos durante la fase de recuperación en escalas de tiempo más cortas, del orden de horas, en todo el conjunto de eventos. Tal correlación es visible no solo en los valores medianos sino también en las desviaciones estándar.

En la región \(5< L^* < 6\) el flujo observado de electrones de 33 keV excede el flujo limitado de KP durante la fase principal de la tormenta y permanece por encima del límite durante casi 3 días después de la época cero (panel c). En comparación, los flujos de electrones de 54 keV y 80 keV solo superan brevemente el flujo limitado de KP durante la fase principal de la tormenta, seguido de una reducción gradual hasta el límite de KP durante la fase de recuperación de la tormenta (paneles f e i). La potencia de la onda de coro integrada también muestra un aumento significativo durante la fase principal de la tormenta, la mediana \(P_{ch}\) alcanzando \(\sim 10^{-2}\) nT\(^2\) en la época del día 0. Posteriormente, la potencia de las olas se reduce al nivel anterior a la tormenta después de \(\sim\) 1 época día. Similar al rango L\(^*\) \(4 - 5\), \(P_{ch}\) exhibe fluctuaciones significativas durante toda la fase de recuperación. También existe una buena correlación entre la potencia de la onda de coro y los flujos.

Análisis de épocas superpuestas de la potencia de la onda de coro integrada (0,1–0,8 f\(_{ce}\); nT2; curvas rojas) y la diferencia del flujo observado y el flujo límite KP calculado (curvas azules) en escala logarítmica en función de la época superpuesta (en días) en tres canales de energía de electrones diferentes: (a–c) 33 keV, (d–f) 54 keV y (g–i) 80 keV, y tres rangos diferentes de L\(^*\): (a, d, e) L\(^*\) = 3–4, (b, e, h) L\(^*\) = 4–5 y (c, f, i) L\(^*\) = 5–6, entre 0 y 12 MLT. Ver texto para más detalles.

En general, la Fig. 2 muestra que las ondas de coro más intensas se generan solo cuando el flujo observado excede el límite KP (como para \(4< L^* < 6\)), o está dentro de un cierto factor de incertidumbre (\( \sim 3\)) del límite (como para \(3< L^* < 4\)). Cabe señalar que la relación entre la generación de ondas de coro intensas y el flujo de electrones que superan el límite KP es mucho más fuerte para \(4< L^* < 6\) que para \(3< L^* < 4\). A continuación, centramos nuestro análisis adicional en la región \(4< L^* < 6\) que cubre el corazón del cinturón de radiación exterior.

Para enfatizar aún más la relación entre las ondas de coro intensas y el flujo de la población de electrones fuente, en la Fig. 3 presentamos los valores medianos (fila superior) y las funciones de distribución de probabilidad (PDF) de la potencia de onda de coro integrada (segunda fila) y la relación entre el límite KP observado y calculado para electrones de energía de 33 keV, 54 keV y 80 keV (filas tercera a quinta). Se utiliza una escala logarítmica y consideramos la región con valores L* 4–5 (panel izquierdo) y 5–6 (panel derecho), dentro de 0–12 MLT. Los paneles de la Figura 3 (a y h) contienen algunos de los mismos datos que las filas central e inferior de la Figura 2, que aumentamos con funciones de distribución de probabilidad (PDF) para brindar más información. Para construir las PDF, tomamos una ventana de tiempo de 4 h y presentamos histogramas normalizados de la potencia de onda del coro logarítmico y las relaciones de flujo logarítmico (flujo observado al límite KP) con anchos de intervalo verticales de 0,2, de modo que la probabilidad de encontrar eventos en cada el segmento de tiempo dado suma 100%. Los paneles (f) y (m) muestran el porcentaje de eventos en cada corte vertical donde \(P_{ch}>10^{-4}\) nT2, o el flujo de electrones en cada uno de los tres canales de energía excede el correspondiente límite de KP. Los paneles inferiores (g y n) muestran el flujo de precipitación observado por los satélites ambientales operativos polares (POES) para electrones >30 keV en dos capas L específicas dentro del rango L* correspondiente. Para estos paneles, consideramos el mismo conjunto de 70 tormentas geomagnéticas durante la era de la sonda Van Allen y usamos el telescopio de 0° para revelar los flujos de precipitación en el sector del amanecer (0 a 12 MLT). En estas capas en L, el telescopio de 0° mide solo partículas precipitantes con un ángulo de inclinación ecuatorial de ~1,5°.

Potencia de onda de coro integrada mediana (a, h) (nT2; rojo) y diferencia de flujo límite KP observado y calculado para electrones de 33 keV (azul), 54 keV (verde) y 80 keV (azul marino); función de distribución de probabilidad (PDF) de (b, i) potencia de onda de coro integrada y diferencia de flujo límite observado y KP para (c, j) 33 keV, (d, k) 54 keV y (e, l) 80 keV electrones en escala logarítmica; (f, m) porcentaje de búsqueda de potencia de onda de coro integrada \(> 10^{-4}\) nT2 y flujo observado mayor que el flujo límite de KP para 33 keV (azul), 54 keV (verde) y 80 keV (marina) electrones dentro del rango L\(^*\) 4–5 (panel izquierdo) y 5–6 (panel derecho); y flujo de precipitación observado por POES para electrones > 30 keV en (g) L = 4,5 y (n) L = 5,5 en función de la época superpuesta (en días) entre \(0 - 12\) MLT. En cada panel, la línea discontinua vertical marca la época cero y las líneas discontinuas horizontales en los paneles (c-e) y (j-l) indican que el flujo observado es igual al flujo límite de KP. La barra de colores de la derecha indica el PDF, de modo que la probabilidad de encontrar eventos en cada sector vertical suma el 100 %. En los paneles (g, n), el diagrama de dispersión negro muestra el flujo de electrones medio y las barras de error representan los trimestres superior e inferior de las estadísticas de época superpuestas.

Primero, nos enfocamos en la región \(4< L^* < 5\), ya que aquí es donde las ondas de coro son más intensas (compare la Fig. 3a con la Fig. 3h). Antes y después de la fase principal de la tormenta, entre los días de época −3 a −1 y desde los días de época 1–3, es más probable que las ondas de coro tengan \(P_{ch}<10^{-4}\) nT2 (Fig. 3b). Durante la fase principal de la tormenta, entre los días de época −1 a +1, la probabilidad de observar \(P_{ch}>10^{-4}\) nT2 aumenta significativamente. A medida que el tiempo avanza desde la época del día -1 hasta la época del día 0, \(P_{ch}\) aumenta drásticamente de modo que en la época del día 0, casi todo \(P_{ch}\) es \(> 10^{-4} \) nT2, antes de volver a los niveles casi previos a la tormenta en la época del día 1. De la Fig. 3c–e, podemos ver que antes de la época del día \(\sim -1\), las relaciones de flujo están por debajo del límite de KP y el Los archivos PDF son anchos. Después de la época día \(\sim -1\), la probabilidad de encontrar el flujo observado mayor que el límite KP comienza a aumentar para todas las energías. En el día de época 0, la probabilidad se maximiza en valores por encima del límite de KP. La diferencia más importante antes y después de la fase principal de la tormenta es que después de la época del día 0, las PDF del flujo de electrones se concentran significativamente con probabilidades muy altas de que el flujo observado esté cerca del flujo limitado de KP. En el panel (g), podemos ver que a partir de la época del día -0,5, el flujo precipitante de electrones con energías > 30 keV en L = 4,5 comienza a aumentar, alcanzando un máximo en la época del día 0, después del cual comienza a disminuir. Después del día de época 1, el flujo de precipitación se reduce a su nivel previo a la tormenta. Esto está en fuerte correlación con la variación tanto de la potencia de onda del coro integrado (panel b) como de los flujos de electrones (paneles c–e), y muestra que cuando los flujos observados de decenas de electrones keV exceden el flujo límite KP predicho teóricamente, se generan ondas de coro intensas que conducen a la precipitación de electrones en el cono de pérdida atmosférica, exactamente como predijeron Kennel y Petschek en su artículo de 196626.

Las observaciones presentadas en los paneles de la Fig. 3 (ae) sugieren que una vez que el flujo cruza el límite KP durante la fase principal de la tormenta, esencialmente se limita al valor límite en la fase de recuperación de la tormenta, y que el proceso que causa el límite está asociado con intensa actividad coral. Como se discutió en el párrafo anterior, el panel g respalda aún más esta teoría de que son las interacciones onda-partícula con las intensas ondas de coro las que causan la precipitación atmosférica de electrones, lo que limita los flujos del cinturón de radiación al límite predicho teóricamente. Para comprender esta característica explícitamente, verificamos el porcentaje de energía de onda de coro \(P_{ch}>10^{-4}\) nT2 y observamos un flujo mayor que el límite KP, que se presenta en la Fig. 3f. El valor de \(10^{-4}\) nT2 se eligió con base en un examen de la respuesta de época superpuesta de las tormentas de la Fig. 2. En este panel, podemos ver que la probabilidad de encontrar \(P_{ch } > 10^{-4}\) nT2 (curva roja) aumenta durante la fase principal de la tormenta, con un máximo (\(\sim 85\%\)) en la época día 0. Después de este tiempo, la probabilidad disminuye gradualmente a nivel previo a la tormenta. Curiosamente, la probabilidad de que el flujo observado sea mayor que el flujo limitado de KP (curvas discontinuas azul, verde y azul marino) muestra un comportamiento casi idéntico para los tres canales de energía. Parece haber una fuerte correlación entre la posibilidad de ver valores de flujo por encima del límite de KP y el cambio de ver una potencia de onda de coro intensa, especialmente para \(E=33\) keV. En general, esto apoya firmemente la hipótesis de que la mejora del valor absoluto del flujo de electrones por encima de un límite derivado teóricamente durante la fase principal de la tormenta es responsable de la generación de una intensa potencia de onda de coro para \(4< L^* < 5\ ).

En la región con valores de L* entre 5 y 6 (Fig. 3, paneles i - l), aunque las características generales de las PDF de flujo siguen siendo las mismas que en L\(^* = 4 - 5\), hay algunas diferencias notables. Para las ondas, el panel (i) de la Fig. 3 demuestra que antes de la época día \(\sim -1\), la potencia de la onda de coro está mayormente por debajo de \(10^{-4}\) nT2, después de lo cual comienza a aumentar y se vuelve máxima (potencia de onda \(\sim 10^{-2}\) nT2) en la época del día 0. Sin embargo, después de la época del día 0, a diferencia de \(4< L^* < 5\), \(P_{ ch}\) es más probable que permanezca alto y no se reduzca a su nivel previo a la tormenta durante los siguientes 3 días. La energía de las olas también exhibe una variación significativa durante la fase de recuperación de la tormenta (días 1 a 3), con una distribución mucho más amplia que antes. Para \(5< L^* < 6\), la Fig. 3j–l muestra que el flujo observado está por debajo del límite KP para los tres canales de energía antes de la época \(\sim -1\). Para este rango superior de \(L^*\), las PDF no son amplias, sino que es más probable que los flujos observados estén cerca pero por debajo del límite KP. Después de la época día \(\sim -1\), la probabilidad de encontrar un flujo observado que exceda el límite KP aumenta y alcanza su máximo en la época día 0. Después de la época día 0, los flujos observados de electrones de 54 keV y 80 keV (Fig. 3 paneles k y l) exhiben un comportamiento similar al del rango L* \(4 - 5\), es decir, tienen un tope en el límite KP y las PDF se estrechan significativamente con valores cercanos al límite KP. Pero para electrones de 33 keV (Fig. 3j, después de la época del día 0, el flujo observado puede exceder el flujo limitado de KP durante un período de tiempo más largo, y la PDF se distribuye más ampliamente en este canal de energía. Esta característica se puede ver más claramente en la Fig. 3m La probabilidad de encontrar un flujo observado de electrones de 33 keV mayor que el límite KP (curva discontinua azul) vuelve a aumentar durante la fase principal de la tormenta, siendo máximo en la época día 0. Después de la época día 0, aunque el porcentaje muestra un tendencia decreciente, aún se mantiene alta y exhibe algunas crestas y valles recurrentes. Curiosamente, es durante estas mismas crestas que se observan las altas potencias de las ondas de coro (curva roja) en la fase de recuperación de la tormenta. Esto sugiere que existe una fuerte correlación entre las ondas de coro y el flujo de electrones de 33 keV existe a pesar de las fluctuaciones y puede mantenerse fuera de la fase principal de la tormenta. Por lo tanto, cuando y donde sea que el flujo de electrones energéticos supere el límite de KP, es más probable que se produzcan ondas de coro intensas. El flujo de precipitación en este rango L* (panel n) también exhibe una diferencia notable con respecto al rango L* 4-5 (panel g), aunque están en buena correlación con los flujos atrapados (paneles j-l). El panel (n) muestra que el flujo de precipitación en L = 5,5 comienza a aumentar desde la época del día − 1, alcanzando su máximo en la época del día 0, después de lo cual es más probable que permanezca alto y no se reduzca al nivel previo a la tormenta antes época día 2. Esto concuerda bien con las variaciones de flujo atrapadas de 33 keV observadas por las sondas Van Allen (panel j). Incluso la variabilidad de tormenta a tormenta, como se puede ver tanto en los PDF (panel j) como en el gráfico de dispersión (panel n), están bien correlacionados, lo que respalda el hecho de que es la precipitación resultante de las interacciones onda-partícula la que mantiene los flujos atrapados en el valor previsto. límite de KP.

Nuestra prueba estadística final es eliminar la información temporal sobre la evolución de la tormenta y estudiar la probabilidad de que valores altos de flujo de electrones den como resultado ondas de coro intensas. Proporcionamos histogramas bidimensionales y archivos PDF de potencia de onda de coro integrada y la relación entre el flujo observado y el límite KP en el espacio logarítmico para tres canales de energía (33 keV, 54 keV y 80 keV) en el rango L* \( 4 - 5\) (Fig. 4) y \(5 - 6\) (Fig. 5). Para construir los histogramas 2D y los archivos PDF normalizados, hemos tomado contenedores con un ancho de contenedor de 0,2 × 0,2 en este espacio log-log. En ambas Figs. 4 y 5, los paneles (a–c) muestran la distribución del número de observaciones en ese contenedor 2D a lo largo de las 70 tormentas elegidas, mientras que los paneles (d–f) muestran las PDF normalizadas. Aquí se representa gráficamente el porcentaje de potencia de coro a diferentes intensidades en función de la relación entre el flujo observado y el límite de KP.

(a–c) Histogramas bidimensionales y (d–f) funciones de distribución de probabilidad (PDF) de potencia de onda de coro integrada frente al logaritmo de la relación entre el flujo observado y el límite KP calculado. Las gráficas están en el espacio log-log para (a, d) 33 keV, (b, e) 54 keV y (c, f) 80 keV electrones de energía dentro del rango L* \(4 - 5\). Las barras de color en la parte inferior denotan la distribución (número) de puntos de datos (columna izquierda) y la probabilidad (columna derecha) de encontrar una potencia de onda de coro dada en una relación de flujo dada, utilizando contenedores con un ancho de contenedor de 0,2 × 0,2 en log-log espacio. La línea discontinua vertical en cada panel indica que el flujo observado es igual al límite KP.

Los histogramas bidimensionales y las PDF de las Figs. 4 y 5 demuestran que existe un comportamiento de onda muy diferente cuando el flujo de electrones es menor que el límite KP (a la izquierda de la línea blanca discontinua) que cuando el flujo está por encima del límite KP (a la derecha de la línea blanca discontinua) . Los paneles PDF (d–f) en particular muestran que cuando el flujo está por debajo del límite KP, es más probable que las ondas tengan \(P_{ch}<10^{-4}\) nT2, con una distribución que no no depende del valor del flujo. Para flujos de electrones por encima del límite de KP, la función de distribución de probabilidad de las ondas se desplaza a valores dramáticamente más altos y muestra una fuerte dependencia de cuánto excede el límite de KP el flujo de electrones. El pico de las PDF en los paneles (d–f) salta en órdenes de magnitud a medida que se cruza el límite KP (la línea discontinua blanca). Por encima del límite KP, existe cierta evidencia de una relación de ley de potencia entre la potencia del coro y el flujo de electrones, donde las PDF pueden ajustarse mediante una línea recta con pendiente \(\sim 2\).

Igual que en la Fig. 4, pero en el rango L* \(5 - 6\).

Una vez que se elimina el comportamiento temporal de la tormenta, hay muy poca diferencia en las relaciones de onda y flujo entre \(4< L^* < 5\) y \(5< L^* < 6\), lo que indica que la estructura física subyacente El proceso es el mismo (comparar las Figs. 4 y 5). Hay claramente dos poblaciones muy distintas de potencia de coro, separadas por la proximidad del flujo de electrones al límite KP. Cuando el flujo está significativamente por debajo del límite KP, las ondas de coro tienen una distribución de ocurrencia que es variable pero no fuertemente controlada por la magnitud del flujo. Esto probablemente esté asociado con un nivel ambiental de potencia de onda de coro que existe debido a una anisotropía de temperatura del plasma31. Sin embargo, cuando los flujos de electrones exceden el límite de KP, la distribución de ocurrencia de energía de onda de coro comprende casi exclusivamente solo las ondas más intensas. En la Fig. 6 mostramos que esta población de ondas de coro de muy alta potencia es distinta de la distribución de fondo de menor potencia, y que esta transición ocurre una vez que los flujos alcanzan el límite KP. Las Figuras 6a y c comparan la distribución de \(P_{ch}\) sobre toda la tormenta centrada alrededor de la época del día 0 (\(\pm 3\) días; línea negra) con la distribución de \(P_{ch}\) para la fase previa a la tormenta (de − 3 días a − 0,5 días; línea roja). En la fase previa a la tormenta, existe una probabilidad significativamente mayor de un coro de baja potencia (\(P_{ch} \sim 10^{-6}\) nT2) y una gran disminución en la probabilidad de observar potencia en el \(10 ^{-4}\) - \(10^{-2}\) rango nT2. Si investigamos más a fondo la progresión de la tormenta aislando la pretormenta (rojo), la fase principal (azul) y la fase de recuperación (verde) en las Fig. 6b y d, entonces el coro de la fase principal exhibe una distribución de ocurrencia muy diferente que indica la presencia de un distribución adicional de ondas de coro intensas que no están presentes en otros momentos. Por lo tanto, la Fig. 6 es testimonio del hecho de que la aparición de ondas de coro con potencia de onda extrema se genera preferentemente durante períodos en los que es muy probable que el flujo de electrones supere el límite de KP.

Distribución de ocurrencia de potencia de onda de coro normalizada en diferentes intervalos de tiempo en el rango L* 4–5 (a, b) y 5–6 (c, d). La potencia de la onda de coro en escala logarítmica se traza a lo largo del eje x y la distribución de ocurrencia normalizada se traza a lo largo del eje y.

Las observaciones estadísticas presentadas aquí demuestran que cuando y donde sea que el flujo exceda el límite de KP durante las tormentas geomagnéticas, típicamente se generan ondas de coro intensas. Kennel y Petschek26 sugirieron que el flujo de electrones atrapados de manera estable en una magnetosfera estaría limitado por la acción de intensas ondas de coro que crecen rápidamente a grandes amplitudes y dispersan electrones en el cono de pérdida para precipitarse en la atmósfera superior. Es importante destacar que este estudio revela la existencia de dos regímenes clave para las ondas de coro en el cinturón de radiación exterior. El primer régimen, y mucho más común, es aquel en el que el flujo de electrones de 10 a 100 keV cae por debajo del límite KP. En este estudio, este régimen cubre los tres días previos a una tormenta geomagnética y la mayor parte del período de recuperación después de la fase principal. Es probable que la mayoría de los intervalos de tiempo, fuera de los períodos cortos caracterizados por tormentas geomagnéticas, tengan niveles de flujo de electrones de 10 a 100 keV que caen por debajo del límite KP. En estos momentos, la potencia de la onda de coro rara vez supera \(10^{-4}\) nT2. El mecanismo de generación de ondas de modo de silbido en condiciones típicas se identificó previamente como el resultado típico de la anisotropía de temperatura perpendicular31. Las amplitudes de onda pueden mejorarse aumentando la densidad numérica parcial del componente de plasma caliente1, y probablemente también por la fuerza de la inestabilidad que surge de la anisotropía del ángulo de tono, pero nuestro análisis estadístico demuestra que la cantidad de potencia de coro integrada tiene poca relación con el valor de la flujo en canales de energía separados en este primer régimen.

El segundo régimen es mucho más raro y ocurre cuando el flujo de electrones excede el límite KP. En este caso, Kennel y Petschek26 sugirieron que la fuente de la anisotropía necesaria para la inestabilidad de la onda no es importante; las tasas de crecimiento del coro se volverán altas porque dependen del valor absoluto del flujo, y cuando este se vuelve inusualmente alto, también lo hacen las tasas de crecimiento de la onda. Las tasas de dispersión de partículas dependen de la potencia de las olas, y la potencia de las olas depende de la rapidez con que las ondas pueden crecer antes de que se propaguen lejos de la región fuente39,40. Por encima del límite de KP, se predice que el plasma se vuelve fuertemente inestable al crecimiento de la onda de coro, donde una fuente externa, como la difusión radial o la inyección de electrones en subtormentas, mantiene un nivel de flujo por encima del límite de KP. Luego se generan ondas de coro intensas que dispersan rápidamente los electrones en el cono de pérdida. El "plasma en exceso" por encima del límite KP se pierde en la atmósfera y las ondas se propagan lejos de la región, guiadas cerca del campo magnético40,41. El equilibrio cuasi-estable del rápido crecimiento de las olas, la dispersión del ángulo de inclinación y la pérdida por precipitación se mantiene mientras los niveles de flujo permanezcan por encima del límite KP. Fundamentalmente, en este estado, la potencia de las olas depende de cuánto exceda el flujo el límite KP, como muestran nuestras observaciones. La existencia de los dos regímenes y la dependencia de la energía de las olas de cuánto excede el flujo de electrones del límite KP proporcionan evidencia directa de que el proceso de limitación del flujo predicho por Kennel y Petschek hace más de 50 años opera en la magnetosfera terrestre durante las tormentas geomagnéticas. .

Para resumir los resultados generales con mayor claridad, presentamos además un gráfico de dispersión de la mediana de la potencia de la onda de coro integrada (en nT2) y la relación mediana del flujo observado al límite de KP en función de la época superpuesta (de 3 días antes y después la época tiempo cero en el mínimo de tormenta Sym-H) en un espacio tridimensional con proyecciones en los respectivos planos bidimensionales, en el rango L* \(4 - 5\) (Fig.7). La figura 7 muestra claramente la relación entre la generación de ondas de coro intensas y la dinámica del flujo de electrones de decenas de keV durante el curso de una tormenta. Solo durante la fase principal de la tormenta, y solo una vez que el flujo de electrones excede el límite KP, se generan ondas de coro intensas. En el período previo a la tormenta, cuando los flujos están por debajo del límite KP, la potencia de la onda de coro es mucho menor (del orden de 10\(^{-6}\) a 10\(^{-5}\) nT2) y representa una población más ambiental separada y distinta. Durante la fase de recuperación, después de un período de intensa generación de ondas de coro una vez que los flujos exceden el límite de KP durante la fase principal, la potencia de la onda de coro vuelve nuevamente a la potencia más baja separada y distinta y a la población más ambiente. Para visualizar la progresión tanto del flujo como de la energía de la onda de coro integrada durante el curso de las tormentas geomagnéticas, proporcionamos una película en el material complementario (Fig. S2).

Diagrama de dispersión de la potencia de onda de coro integrada mediana (en nT2) y la relación del flujo limitado observado y KP (escala logarítmica) de electrones de 33 keV en el rango L* 4–5, en función de la época superpuesta (en días) en un espacio tridimensional (los puntos muestran los datos, con la escala de colores indicando la época superpuesta - eje derecho). Las proyecciones sobre los planos bidimensionales respectivos se trazan en gris. La barra de colores denota la época superpuesta en días.

Previamente se han observado ondas de modo silbido de gran amplitud tanto en el cinturón de radiación exterior42,43,44,45,46,47,48,49,50, como en la región cerrada de la magnetosfera hasta \(L=10\) 45. Aunque estos estudios proporcionan un gran conjunto de datos de ondas de modo silbador de gran amplitud a partir de las cuales se conoce bien su extensión espacial estadística, el mecanismo responsable de la generación de tales ondas de gran amplitud no se comprende bien. En nuestra opinión, este subconjunto de intensa actividad de ondas magnetosféricas probablemente incluye períodos de limitación de flujo debido al proceso sugerido por Kennel y Petschek. El trabajo futuro examinará si la generación de ondas de coro tan intensas puede explicarse mediante el proceso KP, o si también son posibles otros mecanismos de generación. Es probable que las ondas de gran amplitud de este estudio sean tan grandes que la teoría cuasilineal sobre la que se basa el análisis original de Kennel-Petschek sea menos aplicable. Sin embargo, las observaciones indican que las predicciones generales del proceso de limitación de flujo se observan en la magnetosfera, es decir, que por encima de un umbral particular, la cantidad de flujo a energías particulares está relacionada con el tamaño de las ondas de modo silbador. El análisis futuro debe incluir los efectos no lineales de las ondas de gran amplitud (p. ej., 51, 52, 53, 54, 55, 56, 57) para derivar las ecuaciones balanceadas que describen lo que sucede con la interacción onda-partícula una vez que se alcanza el umbral. El análisis observacional aquí indica que el valor del umbral determinado por la teoría cuasilineal es una aproximación razonable para las condiciones experimentadas en la magnetosfera interna de la Tierra.

Los modelos numéricos del cinturón de radiación basados ​​en una descripción de Fokker-Planck de las interacciones onda-partícula se utilizan ampliamente en todo el mundo para el análisis científico de eventos geomagnéticos previos58, el reanálisis de décadas de datos históricos59 y la predicción numérica del clima espacial (p. ej., véase60). Hasta donde sabemos, excepto algunos estudios (p. ej., 55, 61), ninguno de estos modelos incorpora específicamente los modelos de difusión necesarios para proporcionar la limitación de flujo rápida demostrada en nuestras observaciones. Los estudios futuros también deberían identificar el impacto de las ondas de coro intensas que limitan el flujo en los electrones a energías más altas (por ejemplo, \(>1\) MeV), además de crear descripciones apropiadas para su incorporación en modelos numéricos de cinturón de radiación. En general, nuestro trabajo muestra que las ondas de coro intensas se excitan como parte de la autolimitación natural del flujo de electrones en los cinturones de radiación, exactamente como predijeron por primera vez Kennel y Petschek26 hace más de 50 años.

En este estudio, hemos utilizado observaciones de flujos de electrones del instrumento espectrómetro de iones de electrones magnéticos (MagEIS) a bordo de la nave espacial Van Allen Probe-A. El instrumento MagEIS, que forma parte de la Suite de partículas energéticas, composición y plasma térmico (ECT30), proporciona una resolución de 11 segundos de medidas de flujo de electrones promediadas de espín (Nivel 2) y resueltas por ángulo de inclinación (Nivel 3) en 25 canales de energía de electrones. Para este estudio, consideramos los datos de flujo de electrones de Nivel 3 medidos en un ángulo de inclinación de \(90^\circ\) en los tres canales de energía más bajos, a saber, 33 keV, 54 keV y 80 keV, durante 70 tormentas geomagnéticas en el Van Era de la sonda Allen (\(2012 - 2019\)). Las tormentas se seleccionan con el criterio de que cada una de ellas sean eventos aislados con índice SYM-H mínimo menor a \(-50\) nT. Los detalles de las tormentas se pueden encontrar en Olifer et al.27.

Calculamos el flujo limitado de KP usando la metodología introducida por Mauk y Fox28. También se usó en el artículo original de Olifer et al.27 para analizar las 70 tormentas geomagnéticas aisladas con SYM-H \(\le -\)50 nT durante la era de la sonda Van Allen, el mismo conjunto de tormentas que usamos en este estudiar. El algoritmo para el cálculo del límite KP de Mauk y Fox28 formula el problema en términos de flujo diferencial siguiendo los estudios anteriores de Schulz y Davidson62 e incorpora las correcciones relativistas de Summers et al.63,64,65. De manera similar al artículo original de KP, Mauk y Fox28 afirman que el límite de KP para los electrones se define como el nivel de flujo de electrones en el que la anisotropía del ángulo de inclinación sostiene la generación de ondas de coro y que equilibra las pérdidas debidas a la reflexión parcial de ondas en la ionosfera. El límite de KP se define equilibrando la reflexión parcial de la ionosfera y el crecimiento adicional de la onda reflejada en la región ecuatorial. Esto conduce a una condición \(G \cdot R=1\), donde G es una ganancia neta de amplitudes de onda de silbido a lo largo de la línea de campo y R es el coeficiente de reflexión ionosférica. Mauk y Fox28 utilizan esta condición, así como expresiones para la tasa de crecimiento temporal del plegado electrónico introducidas por Xiao et al.66, para calcular un límite de KP basado en el espectro de flujo de electrones observado. Remitimos al lector al artículo original de Mauk y Fox28 para obtener una descripción más detallada del enfoque utilizado para estimar el flujo diferencial en el límite KP.

A los efectos de este estudio, utilizamos un enfoque similar para calcular el flujo de electrones de época superpuesta con respecto al límite de KP resultante, tal como lo introdujeron Olifer et al.27. Tanto el flujo observado como el límite de KP se agrupan en intervalos de 50 L* entre L* de 1,0 y 7,5 y en 120 intervalos de épocas superpuestas entre \(-3\) y 3 días de época superpuestos para cada tormenta, donde la época cero indica el tiempo de mínimo SYM-H en cada evento. Los flujos de electrones agrupados y sus proporciones para diferentes canales de energía en cada tormenta seleccionada se utilizan luego para determinar la mediana y la desviación estándar en cada uno de los contenedores.

Para investigar la actividad de la onda de coro, hemos tomado medidas de campo magnético de onda de resolución de 6 segundos proporcionadas en 65 intervalos de frecuencia espaciados logarítmicamente entre \(\sim 1\) Hz a \(\sim 12\) kHz de Electric and Magnetic Field Instrument Suite y Ciencia Integrada (EMFISIS;32) a bordo de la nave espacial Van Allen Probe-A. Para asegurarnos de que las ondas observadas son de hecho ondas de coro, observamos la densidad de plasma de fondo medida por el instrumento EMFISIS a bordo de las sondas Van Allen, y seleccionamos ondas cuando la nave espacial estaba fuera de la plasmasfera. Luego, a partir de las mediciones del campo magnético de onda, calculamos la potencia de onda de coro integrada promediada durante 5 minutos en el rango de frecuencia 0.1–0.8 f\(_{ce}\), donde f\(_{ce}\) es la girofrecuencia del electrón ecuatorial . Usamos los mismos contenedores de 50 L* y 120 contenedores de época superpuestos, que se usaron para los fundentes. De manera similar, la potencia de onda de coro integrada agrupada en cada tormenta seleccionada se utiliza para calcular la mediana y la desviación estándar en cada contenedor.

Los conjuntos de datos utilizados en este estudio están disponibles públicamente. Los parámetros interplanetarios y los índices geomagnéticos se obtienen del sitio web https://cdaweb.gsfc.nasa.gov/cgi-bin/eval2.cgi. Los datos de la sonda Van Allen utilizados en este estudio están disponibles en los sitios web http://emfisis.physics.uiowa.edu/Flight/ para EMFISIS y http://www.rbsp-ect.lanl.gov/data_pub/ para ECT . Los datos POES utilizados en este estudio se pueden encontrar en https://www.ngdc.noaa.gov/stp/satellite/poes/dataaccess.html.

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Los parámetros interplanetarios y los índices geomagnéticos se obtienen del sitio web (https://cdaweb.gsfc.nasa.gov/cgi-bin/eval2.cgi). Los datos de la sonda Van Allen utilizados en este estudio están disponibles en los sitios web (http://emfisis.physics.uiowa.edu/Flight/ para EMFISIS y http://www.rbsp-ect.lanl.gov/data_pub/ para ECT. Los datos POES utilizados en este estudio se pueden encontrar en https://www.ngdc.noaa.gov/stp/satellite/poes/dataaccess.html. Los autores agradecen a todos los equipos MagEIS y EMFISIS de Van Allen Probe , y el equipo de POES para los datos. SC cuenta con el apoyo de STFC Grant ST/V006320/1 y NERC Grants NE/V002554/2 y NE/P017185/2. IRM cuenta con el apoyo de Royal Society Wolfson Visiting Fellowship. IRM también recibe apoyo por la Agencia Espacial Canadiense (CSA), por NSERC canadiense y un Suplemento de subvención de descubrimiento DND/NSERC. CEJW cuenta con el apoyo parcial de STFC Grant ST/W000369/1 y NERC Grant NE/V0002759/2. IJR recibe apoyo parcial por STFC Grant ST/V006320/1 y NERC Grants NE/V002554/2 y NE/P017185/2 JKS agradece el apoyo de NERC Grants NE/P017185/2, NE/V002554/2 y STFC 376 Grant ST/V006320/1.

Departamento de Matemáticas, Física e Ingeniería Eléctrica, Universidad de Northumbria, Newcastle upon Tyne, Reino Unido

S. Chakraborty, IR Mann, CEJ Watt, IJ Rae y JK Sandhu

Departamento de Física, Universidad de Alberta, Edmonton, AB, Canadá

IR Mann, L. Olifer y LG Ozeke

Laboratorio de Física Aplicada, Universidad Johns Hopkins, Laurel, MD, EE. UU.

BH Mauk

Instituto para el Estudio de la Tierra, los Océanos y el Espacio, Universidad de New Hampshire, Durham, NH, EE. UU.

H. Gasto

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SC hizo los análisis y escribió el primer borrador del documento en consulta con IRM, CEJW e IJRLO calcularon los flujos límite de KP. LGO, JKS, BHM y HAS leyeron el documento y brindaron valiosos comentarios que ayudaron a mejorar el diseño del documento.

Correspondencia a S. Chakraborty.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

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Reimpresiones y permisos

Chakraborty, S., Mann, IR, Watt, CEJ et al. Las ondas de coro intensas son la causa de la limitación de flujo en el corazón del cinturón de radiación exterior. Informe científico 12, 21717 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-26189-9

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Recibido: 19 Octubre 2022

Aceptado: 12 de diciembre de 2022

Publicado: 15 diciembre 2022

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

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