Stop Layer, a Postulate for Space and Support from a Lab ... · 4 93 The paper in which the stop layer concept was proposed (Haerendel 2015a) and the 94 subsequent paper (Haerendel

1  

Stop Layer: A Flow Braking Mechanism in Space and Support from a Lab Experiment 1 

 2 

G. Haerendel1, L. Suttle2, S.V. Lebedev2, G.F. Swadling2, J.D. Hare2, G.C. Burdiak2, S.N. Bland2, 3 

J.P. Chittenden2, N. Kalmoni2,#, A. Frank3, R.A. Smith2, F. Suzuki‐Vidal2 4 

1 Max Planck Institute for Extraterrestrial Physics, Garching, Germany 5 

2 Blackett Laboratory, Imperial College, London SW7 2BW, United Kingdom 6 

3 Department of Physics and Astronomy, University of Rochester, Rochester, New York 7 

14627, USA 8 

# present address: Mullard Space Science Laboratory, University College London, United 9 

Kingdom 10 

 11 

ABSTRACT. The paper presents short summaries and a synopsis of two completely 12 

independent discoveries of a fast flow braking process, one realized by a laboratory 13 

experiment (Lebedev et al. 2014), the other by theoretical reasoning stimulated by auroral 14 

observation (Haerendel 2015a). The first has been described as a magnetically mediated sub‐15 

shock forming when a supersonic plasma flow meets a wall. The second tried to describe 16 

what happens when a high‐beta plasma flow from the central magnetic tail meets the strong 17 

near‐dipolar field of the magnetosphere. The term stop layer signals that flow momentum 18 

and energy are directly coupled to a magnetic perturbation field generated by a Hall current 19 

within a layer of the width of c/ωpi and immediately propagated out of the layer by kinetic 20 

Alfvén waves. As the laboratory situation is not completely collision‐free, energy transfer 21 

from ions to electrons and subsequent radiative losses are likely to contribute. A synopsis of 22 

the two situations identifies and discusses six points of commonality between the two 23 

situations. It is pointed out that the stop layer mechanism can be regarded as a direct 24 

reversal of the reconnection process. 25 

1. INTRODUCTION.  26 

It was at a conference in Scotland in August 2015 that one of the authors (G.H.) listened to 27 

the presentation by one of the other authors (S.L.) and discovered to his surprise that the 28 

situation just described in the laboratory appeared to resemble what he had recently 29 

2  

postulated to happen in space during the breakup of a magnetospheric substorm. The 30 

occasion was the 13th IPELS conference, the five letters standing for “Interrelationship 31 

between Plasma Experiments in Laboratory and Space”. What is described in the following is 32 

thus truly in the spirit of this biannual conference created in 1991.  A new theoretical 33 

concept, the “stop layer”, proposed to form at the interface between magnetotail and 34 

dipolar magnetosphere, finds unexpected support from a magnetically mediated standing 35 

shock layer formed in a lab experiment from a supersonic, magnetized plasma flow. In this 36 

paper we will first describe separately the two physical situations and subsequently analyze 37 

the commonalities and farther reaching consequences. 38 

2. THE STOP LAYER POSTULATE  39 

The concept of a stop layer has been introduced in (Haerendel 2015a) as a way to 40 

understand the origin of auroral displays at the sudden onset of a substorm. It is a fast flow 41 

braking mechanism allowing efficient energy conversion and momentum transfer at the 42 

inner edge of the tail in a situation, when a highly stretched magnetic field suddenly starts to 43 

contract earthward and a high‐beta plasma flow encounters the sharply increasing field of 44 

the near‐dipolar magnetosphere.  The situation is sketched in Figure 1. It is postulated that 45 

such a stop layer has a thickness of the order of the ion inertial length or gyro radius. Thus 46 

the ions can enter without paying attention to the magnetic field. Charge neutrality requires 47 

an equally fast entry of the electrons. But since they are magnetized, they are being swept 48 

into the layer with the agglomerating magnetic field. Like in the so‐called diffusion region in 49 

a reconnection process, an electric polarization field, Ep, is set up slowing down the ions and 50 

carrying a Hall current which balances the momentum inflow and couples the mechanical 51 

energy extracted from the ion flow to the magnetic field. In addition, a longitudinal 52 

structuring develops which gives rise to a divergence of the Hall current and connection to 53 

field‐aligned currents (Figure 2). Thereby magnetic perturbations fields are generated which 54 

propagate out of the layer parallel to B in the Alfvén mode and carry the deposited 55 

momentum and energy earthward. It is the balance between the normal energy inflow by 56 

the ions and the tangential structuring of the outflowing Poynting flux that determines the 57 

divergence length of the Hall current.  58 

Width and longitudinal structuring of the stop layer and connected propagating magnetic 59 

perturbations have scales that, when mapped to the ionosphere, can account for the small‐60 

scale structure of the aurora. Figure 3a shows an image of the so‐called breakup arc that 61 

3  

marks the substorm onset. It has long since been known that the outflow from the 62 

reconnection site at about 20 RE is pulsed. Haerendel (2015b) has argued that stop layers are 63 

forming not only at the very onset of a substorm but always when the leading edge of a flow 64 

burst as manifestation of the reconnection outflow encounters a strongly increasing 65 

magnetic field and is suddenly slowed down. Observations of the THEMIS mission revealed 66 

that the leading edge of a flow burst consists of a high‐beta plasma to be followed by a 67 

strongly increasing normal field (e.g. (Runov et al. 2011)). Figure 3b shows an image from the 68 

same substorm breakup about 29 min after onset. One can clearly distinguish two highly 69 

structured fronts from two consecutively arriving flow bursts. According to the above 70 

arguments these fronts are owed to the necessity to immediately remove the incoming flow 71 

energy. Only this way can the stop layer and an efficient flow braking be maintained for 72 

times much greater than the entry time of the ions.  73 

Postulating the formation of a stop layer raised the question why the ions are not simply 74 

reflected in the retarding potential, transferring momentum and little energy, similar to the 75 

collision of a light with a heavy mass. The incoming flow of high‐beta plasma is not field‐free 76 

but carries magnetic flux into the layer and compresses it to the level of the stopping 77 

magnetospheric field. As a consequence, the ions when slowed down become magnetized 78 

and trapped in the increasing magnetic field. The stop layer progresses at the same rate that 79 

the entry of the ions requires. Contrary to the electrons in the compressed magnetic field, 80 

the ions are not heated, since the flow energy is being readily removed from the layer by 81 

Alfvén waves. .  82 

So far there has been no observation of the existence of a stop layer of the order of c/ωpi. 83 

However, as the observations presented in Figures 3 a&b show, inside the wider breakup arc 84 

sheets of distinct, very short‐lived rays exist with thicknesses of the order of 10 km or less. 85 

Mapped to the inner edge of the tail, this corresponds to several 100 km, i.e. comparable to86 

pic / .  Higher resolution images of the same event are also contained in (Dahlgren et al. 87 

2013). These arcs are visible manifestations of what is called Alfvénic arcs and are often 88 

found adjacent to the poleward expanding auroral bulge in satellite crossings of the auroral 89 

oval and created by strongly field‐aligned electron beams with diffuse energy spectra mostly 90 

below 1 keV (Haerendel and Frey 2014). Not explained in that paper was the origin of the 91 

coarse rays. The longitudinal structuring of the stop layer offers a natural explanation. 92 

4  

The paper in which the stop layer concept was proposed (Haerendel 2015a) and the 93 

subsequent paper (Haerendel 2015b) analyze in detail the role of the stop layer in the 94 

evolution of the substorm breakup and support this with quantitative evaluations based on a 95 

set of simple conservation relations. Here we will briefly summarize some key properties. 96 

The situation shown in Figure 4 is the interface of the near‐dipolar magnetospheric field to 97 

the left and the adjacent part of the central current sheet of the strongly stretched tail to the 98 

right.  The flow velocity, v||, is the Alfvén speed formed with the radial magnetic field, Bx, 99 

and the central density, ρ. The incoming energy flux is:                                          100 

                                                                 0

2

|| 2v

xB

F                                                                            (1) 101 

The characteristic time of the build‐up of a new stop layer is: 102 

                                                                  x

m

B

B

v

w                                                                          (2) 103 

Bm is the magnetosheric field, w the width of the stop layer, for which we set c/ωpi, and  v  104 

the flow speed normal to the central current or neutral sheet, with zx BB ||vv . τ is also 105 

the lifetime of the stop layer in the sense that it will be shielded from the incoming flow by a 106 

newly  forming stop layer.  The retarding electric field is: 107 

                                                                  wne2

v2||

pE    ,                                                                                108 

(3) 109 

and the Hall current, which is the generator of the currents associated with the energy 110 

outflow:                                                 m

2||

2

v

BJGen

                                                                            (4) 111 

The Poynting flux out of the stop layer is:   112 

                                                                 Ff

dSP )1(

w

                                                               (5) 113 

d is the half width of the central current sheet (Figure 4). It is defined by the extent,  || , of 114 

the high‐beta plasma along the neutral sheet and the equality of the lateral and transverse 115 

5  

magnetic fluxes:  ||/ xz BBd .  f   is the fraction of the inflowing energy that is consumed 116 

locally in compressing B and heating the electrons (for details see [Haerendel 2015a]). A 117 

decisive quantity is the divergence length of the Hall current: 118 

                                                                f-

d

B

B

m

xdiv 1

w                                                          (6) 119 

It follows from comparing the Poynting flux projected into the ionosphere with an 120 

expression for the energy flux calculated from the magnetic perturbation caused by the 121 

field‐aligned sheet current arriving in the ionosphere:  122 

                                                                 Gendivm

ionion J

d

B

BJ

||,                                                        (7) 123 

 The antisunward progression of the stop layer due to the agglomerating magnetic field is 124 

given by: 125 

                                                                  /wvSL                                                                        (8) 126 

With the input parameters: Bm = 50 nT, Bx = 20 nT, n = 0.7 cm‐3, d = 500 km, f = 0.3 one 127 

obtains: v|| = 522 km/s, F = 0.166 erg/cm2s, τ = 9.2 s, w = 192 km, vSL = 21 km/s, the retarding 128 

potential Epw = 1.4 kV, the Hall current JGen = 3.2x10‐3 A/m, the divergence scale, 129 

kmdiv 586 and a Poynting flux of SP = 8.3x10‐2 erg/cm2s. All of this can be projected into 130 

the ionosphere and compared with the observed values. For this mapping one can 131 

approximately use  ionm BB / . This has been done in [Haerendel 2015a] with a choice of 132 

input parameters and will not be repeated here. It suffices to confirm that spatial and 133 

temporal scales as well as energy fluxes observed in the aurora are consistent with the 134 

respective properties of the postulated stop layer. While the author derived some 135 

confidence in the validity of this new concept from the agreement with the auroral 136 

observations, his confidence is being strengthened by the lab experiment to be summarized 137 

subsequently. 138 

 139 

3.  OBSERVATIONS FROM LAB EXPERIMENT   140 

6  

In laboratory experiments we observe the formation of a magnetically mediated standing 141 

shock layer, formed in a supersonic, magnetized plasma flow (fast magneto‐sonic Mach 142 

number ~5), which has properties resembling those of the proposed stop‐layer.  143 

In the space plasma scenario, the postulated stop layer is formed in the interaction of the 144 

plasma flow with a stationary magnetic field of the Earth. In the experiment the magnetic 145 

field which decelerates the flow is created due to pile‐up of the magnetic flux frozen into a 146 

supersonic flow. The magnetized flow is stopped by a planar conducting obstacle, which 147 

leads to accumulation of the magnetic flux ahead of the obstacle. Steepening of this 148 

magnetic precursor leads to the development of a steady layer with enhanced plasma 149 

density and B field ahead of the obstacle (Figure 5), extending to a distance of Δ~c/ωpi from 150 

the obstacle at the time when it becomes observable.  The magnetic field of the precursor is 151 

stationary with respect to the obstacle, and acts differently on the electrons and the ions of 152 

the incoming plasma flow, due to their different level of magnetization: the electrons are 153 

well magnetized in the experiment ( ρLe << Δ ; 2π/Ωce<< texp), while the ions are not ( ρLi ~ 154 

Δ; 2π/Ωci~ texp).  As a result, the magnetized electrons are directly decelerated by the 155 

magnetic field, while the un‐magnetized ions are decelerated by the cross‐shock electric 156 

field, arising due to the decoupling of velocities of electrons and ions at the spatial scales 157 

smaller than c/pi . 158 

The pile‐up of magnetic field was directly measured using a combination of miniature 159 

magnetic probes (Lebedev et al. 2014)  and a Faraday rotation imaging diagnostic (Swadling 160 

et al. 2014). The magnetic probe measurements show an increase of the B‐field in the 161 

plasma accumulating in front of the obstacle to a level well above that in the unobstructed 162 

flow, but this diagnostic does not provide a sufficient spatial resolution for a quantitative 163 

analysis (the probe size is comparable with the stand‐off distance Δ). Measurements of 164 

magnetic field distribution using the Faraday rotation diagnostic (Figure 6) do allow 165 

excellent spatial resolution, but this diagnostic becomes sufficiently sensitive only at later 166 

time, when both the magnetic field and the electron density are larger and the rotation 167 

angle becomes detectable (θ ~ 10). Overall, the measurements show an increase of the 168 

magnetic field in the layer by a factor of 2‐3 in comparison to the field in the upstream 169 

plasma flow, and for the Faraday rotation measurements shown in Fig.6 the magnetic field 170 

in the pile‐up region is ~5T. 171 

7  

The most noticeable feature of the structure formed in the interaction is a shock‐like 172 

transition (sub‐shock), developing at a distance of Δ ~0.15cm ~c/ωpi from the obstacle. 173 

Measurements with Thomson scattering diagnostic show that at the early stages of the sub‐174 

shock formation both the flow velocity and the plasma density experience jumps of only a 175 

factor of ~2 at the sub‐shock [1].  After passing through the sub‐shock, the plasma continues 176 

to flow towards the obstacle, where it accumulates in a thin and dense stagnation region 177 

close to the obstacle surface. The formed magnetically supported layer persists for the 178 

duration of the experiment, (texp ~150ns >> the characteristic flow time Δ/Vfl ~ 20ns), and 179 

the boundary of it, the sub‐shock, slowly propagates away from the obstacle with velocity of 180 

only ~10‐15% of the incoming flow velocity. The analysis of the experimental data [1] shows 181 

that at the sub‐shock the ram pressure of the incoming flow is balanced primarily by the 182 

magnetic pressure of the accumulated B‐field, while the thermal pressure in the 183 

downstream region is an order of magnitude smaller than the ram pressure.  184 

At the initial stages of the formation of the magnetic precursor we observe that a fraction of 185 

ions is reflected from the sub‐shock. The reflected ions are only detected in the upstream 186 

plasma and only as a transient effect at the early stages of the shock formation. This is 187 

consistent with a relatively low collisionality of the plasma at the time when the layer starts 188 

forming. Self‐emission images (Fig.7) of the layer obtained at time corresponding to these 189 

early stages show a significant non‐uniformity of the sub‐shock. The perturbations are 190 

oriented perpendicular to the B‐field and along the obstacle and look similar to those 191 

expected in the stop‐layer, as sketched in Fig.2. The characteristic wavelength of the 192 

perturbations is comparable to both the width of the layer (distance to the obstacle) and to 193 

the ion inertial length (c/ωpi), again similar to shown in Fig.2. In the experiment it is seen 194 

that later in time the sub‐shock becomes much more uniform (Fig.7), which is most 195 

probably due to the gradual increase of the density of the incoming flow and the 196 

corresponding increase of collisionality of the system. The decrease of the m.f.p. also leads 197 

to the gradual steepening of the sub‐shock transition, and later to the increase in the 198 

density and velocity jumps to ~3.5 [1].    199 

The experiments show that the width of the magnetically mediated layer, i.e. the position of 200 

the sub‐shock in respect to the obstacle, only slowly increases with time at a speed of ~10‐201 

15% of the incoming flow velocity. This indicates that there should be sufficiently fast 202 

8  

energy losses from the post‐shock plasma, which is equivalent to a small value of the 203 

effective adiabatic index γeff for the post‐shock plasma. The small measured temperatures 204 

Te, Ti in the post‐shock plasma are consistent with a small adiabatic index in the 205 

experiments ( γeff ~1.2), and this is due to the fast transfer of energy from the ions heated at 206 

the shock to the electrons, with the subsequent energy losses via radiation through the 207 

optically thin medium and additional ionisation of the Al ions.  Indeed, the characteristic 208 

electron‐ion energy exchange time Eei ~4ns and radiative cooling time τcool ~6ns are much 209 

smaller than the experimental time. Thus the fast energy losses from the post‐shock plasma 210 

are similar to what is required for the stop‐layer concept, though the physics responsible for 211 

the cooling of the plasma in the experiment is somewhat different from that in the stop‐212 

layer. It is also possible that excitation of Alfven waves does happen in the experiment, but 213 

no attempts yet been made to observe this. 214 

 215 

3.  SYNOPSIS 216 

In both, the lab experiment and the situation in space, the plasma is accelerated by  Bj  217 

forces. Although the geometries of the plasma fronts differ considerably, being more 218 

cylindrical in the lab case and cusp‐like in space, both have a plasma beta above unity. 219 

Actually, the ion gyro radius based on the flow speed has to be comparable or exceed the 220 

ion inertial length. The flow speeds are super‐Alfvénic, but in the space situation this applies 221 

only to the central part of the cusp or with respect to the field component tangential to the 222 

obstacle. The main commonality between the space and lab situations is that the flows are 223 

completely stopped. There are six further commonalities: 224 

1. The sub‐shock as well as the stop layer have widths of the order of  pic / . 225 

2. The ram pressure of the flows is balanced by the magnetic pressure. 226 

3. While the electrons are magnetized, the ions penetrate directly into the layers and are 227 

decelerated by an electric polarization field, which represents the inertial force of the 228 

braking flow.  229 

4. The two respective layers propagate upstream with speeds considerably lower than 230 

the inflow speeds. 231 

9  

5. The sub‐shock structure shows the presence of perturbations perpendicular to the B‐232 

field with a wavelength comparable to the width of the layer. They are strongly 233 

reminiscent of the structures postulated to form in the stop layer.  234 

6. In both cases the ion temperature does not increase upon entering the layer, a 235 

consequence of fast energy transfer.  236 

These commonalities deserve some more detailed comments. 237 

1. What is an observation in the lab experiment, is the fundamental postulate of the 238 

stop‐layer theory. There is no direct observation in space, only a consistency with 239 

the visible structure of the arcs at substorm breakup. 240 

2. The momentum balance by the enhanced magnetic field is a physical necessity in 241 

the theory of the stop layer. In the lab the resolution of the data from the Faraday 242 

rotation measurements is currently insufficient to fully support this supposition (c.f. 243 

item 4). 244 

3. Deceleration by an upstream pointing electric field is in both cases the only logical 245 

conclusion. However, theoretically it is consistent with the enhanced magnetic field 246 

of the stop layer being created by a Hall current along the layer. 247 

4. From equations 2 and 7 one derives an upstream propagation speed of the stop 248 

layer of  )/(vv || mzSL BB . The finding that upstream propagation of the sub‐shock 249 

proceeds at 10‐15 % of the inflow speed, leads to the conclusion that the magnetic 250 

field must have increased by about a factor of 6. This is substantially higher than 251 

observed. There are two possible interpretations: Either the real field is stronger 252 

than observed due to insufficient spatial resolution of the magnetic probe or the 253 

transport of the magnetic field towards the sub‐shock is impeded by collisions of the 254 

magnetized electrons. In the space situation, the poleward propagation speed of the 255 

aurora is found to be consistent with the magnetic field agglomeration.  256 

5. The theoretical reason for the existence of such substructure is the balance between 257 

the inflow of energy into the stop layer and its removal by kinetic Alfvén waves. 258 

Although the lab situation differs substantially, in that collisional coupling of ions 259 

and electrons and subsequent radiative losses constitute another powerful energy 260 

loss process, one may suspect that electromagnetic energy transport along the 261 

magnetic field may be non‐negligible, at least initially. 262 

10  

6. While the space situation may eventually find confirmation of this conclusion, the 263 

lab situation needs further investigation of the respective roles of collisional and 264 

electromagnetic energy transport out of the layer. 265 

In conclusion we can only express our surprise about the temporal proximity of the 266 

respective publications of lab experiment and stop layer concept. Unaware of the first the 267 

publication of the latter followed by only ten months, and their commonalities were 268 

discovered accidentally only five months later. What has been a conjecture in case of the 269 

stop layer, derives strong support from the lab experiment. On the other hand, it provides 270 

some theoretical underpinning of the findings in the lab. In both cases, further investigations 271 

are needed. This applies in particular to the stop layer concept, which, apart from future 272 

verifications by satellite data, should not be too difficult to be simulated numerically. As 273 

pointed out already in (Haerendel 2015a), the stop layer concept represents the inverse to 274 

the reconnection concept, in that the first is about a direct conversion of flow energy into 275 

electromagnetic energy, whereas the latter is about conversion of electromagnetic energy 276 

into flow energy. Both mechanisms play on scales of the ion inertia length, involve Hall 277 

currents and electric polarization fields. More in‐depth research will eventually reveal the 278 

existence of sub‐structures on the scale of the electron inertial length. 279 

ADDENDUM: It is illuminating to pin down the inverse relation between stop layer and 280 

reconnection at the example of the dipolarization fronts observed as part of the flow bursts 281 

which structure the reconnection outflow. Runov et al. [2011] have shown that the leading 282 

edge of a dipolarization front, the steep increase of the Bz‐component, has a scale of the 283 

order of the thermal gyroradius. The measured normal electric field is consistent with the 284 

estimated Hall field. It is this electric field which accelerates and injects ions in the upstream 285 

direction. The recoil of the injected ion flux balances the magnetic stresses of the 286 

dipolarization front in the frame of the overall flow. The situation is quite alike to the one 287 

found to exist at the rear edge at the artificial comets [Haerendel et al. 1986]. The reactive 288 

force of the accelerated ions corresponds to the braking force of the ions in the stop layer. 289 

ACKNOWLEDGMENTS 290 

We are indebted to Harald Frey for generating the two mosaic images of Figure 3 from the 291 

01 March 2011 auroral event. We further thank S. Mende and E. Donovan for use of the all 292 

sky data of the stations Gakona and Fort Yukon, Alaska, of the THEMIS GBO network.   293 

11  

 294 

REFERENCES 295 

Dahlgren, H., J. L. Semeter, R. A. Marshall, and M. Zettergren (2013), The optical 296 

manifestation of dispersive field‐aligned  bursts in auroral breakup arcs, J. Geophys. Res. 297 

118, 4572‐4582, doi:10.10002/jgra.50415. 298 

Haerendel, G., G. Paschmann, W. Baumjohann, & C. W. Carlson (1986), Dynamics of the 299 

AMPTE artificial comet, Nature 320, No. 6064, pp. 720‐723. 300 

Haerendel, G., and H. U. Frey, Role and origin of the poleward Alfvénic arc, J. Geophys. Res. 301 

119, doi:10.1002/2014JA019786 (2014). 302 

Haerendel, G.(2015a), Substorm onset: Current sheet avalanche and stop layer, J. Geophys. 303 

Res. Space Physics, 120, 1697‐1714, doi:10.1002/2014JA020571. 304 

Haerendel, G. (2015b), Flow bursts, breakup arc, and substorm current wedge, J. Geophys. 305 

Res. Space Physics, 120, 22796‐2807, doi:10.1002/2014JA02054. 306 

Lebedev, S. V., L. Suttle, G. F. Swadling et al.,  Phys. Plasmas 21, 056305 (2014) 307 

Runov, A., V. Angelopoulos, X.‐Z. Zhou, X.‐J. Zhang, S. li, F. Plaschke, and J. Bonell (2011), A 308 

THEMIS multicase study of dipolarization fronts in the magnetotail plasma sheet, J. 309 

Geophys. Res. 116, A05216, doi: 10.1029/2010JA016316. 310 

Swadling, G. F., S. V. Lebedev, G. N. Hall, et al., Rev. Sci. Instrum. 85, 11E502 (2014) 311 

 312 

313 

 314 

 315 

 316 

 317 

12  

   318 

Figure 1: Sketch of a high‐beta plasma flow into the stop layer at the interface of magnetic 319 

tail and near‐dipolar magnetosphere, including the Poynting flux, Sp, out of the layer 320 

towards the ionosphere (Haerendel 2015a). 321 

 322 

 323 

13  

Figure 2: Sketch of the stop layer modified by structure formation of order c/ωpi  (Haerendel 324 

2015a). Owing to divergence of the Hall current, each individual structure of size  div  is 325 

framed by sinks and sources of field‐aligned currents. 326 

                                                                327 

                                                                      328 

                                                                     329 

Figure 3 a & b: Two superposed projections of all‐sky images from Gakona and Ft. 330 

Yukon/Alaska at 1 and 29 min after onset of the substorm of 01 March 2011. The structured 331 

bright fronts are identified with stop layers. 332 

 333 

 334 

14  

 335 

Figure 4: Sketch of current sheet avalanche and stop layer defining the geometry and the key 336 

quantities (see text) (Haerendel 2015a). 337 

 338 

 339 

 340 

 341 

 342 

 343 

 344 

 345 

 346 

 347 

 348 

 349 

 350 

 351 

Figure 5. Interferometry image (a) and the corresponding map of electron line density (b) showing 352 

structure of magnetically mediated standing shock formed in collision of supersonic magnetised 353 

plasma flow with a planar conducting obstacle (Lebedev et al. 2014). 354 

 355 

 356 

15  

 357 

 358 

 359 

 360 

 361 

 362 

 363 

 364 

 365 

 366 

 367 

 368 

 369 

 370 

Figure 6. Faraday rotation measurements of the structure of magnetic field in the magnetic precursor 371 

layer formed ahead of the conducting obstacle: a) – rotation angle (degrees), b) – magnetic field (T).   372 

The sub‐shock at the time of these measurements is positioned at ~2.5mm from the obstacle. 373 

 374 

16  

Figure 7. Set of XUV images obtained in the same experiment. Plasma flows horizontally from the 375 

wire at the left, the sub‐shock is formed at ~1.5mm from the obstacle, and the first two images show 376 

modulation of emission at the shock front and in the post‐shock region. 377 

 378 

 379 

 380