L-образная оболочка

, L-оболочка L -значение или L-параметр Макилвейна (в честь Карла Э. Макилвейна ) — это параметр, описывающий определенный набор силовых линий планетарного магнитного поля . В просторечии, L-значение часто описывает набор силовых линий магнитного поля Земли , которые пересекают магнитный экватор с количеством радиусов Земли, равным L-значению. Например, $L=2$ описывает набор силовых линий магнитного поля Земли , которые пересекают магнитный экватор Земли на расстоянии двух земных радиусов от центра Земли. Параметры L-оболочки также могут описывать магнитные поля других планет. В таких случаях параметр перенормируется на радиус этой планеты и модель магнитного поля. ^{[ 1 ]}

Хотя L-значение формально определяется в терминах истинного мгновенного магнитного поля Земли (или модели высокого порядка, такой как IGRF ), оно часто используется для того, чтобы дать общую картину магнитных явлений вблизи Земли, и в этом случае его можно аппроксимировать с использованием дипольной модели магнитного поля Земли .

Движение заряженных частиц в дипольном поле

Движение заряженных частиц низкой энергии в магнитном поле Земли (или в любом почти диполярном магнитном поле) можно с пользой описать в терминах координат Макилвейна ( B , L ), первая из которых B — это просто величина (или длина) вектора магнитного поля. ^{[ 2 ]} Это описание наиболее ценно, когда гирорадиус орбиты заряженной частицы мал по сравнению с пространственным масштабом изменения поля. Тогда заряженная частица будет следовать по винтовой траектории, вращающейся вокруг локальной силовой линии. В локальной системе координат {x,y,z}, где z находится вдоль поля, поперечное движение будет почти круговым, вращающимся вокруг « ведущего центра », то есть центра орбиты или локальной линии B , с гирорадиус и частотная характеристика циклотронного движения для напряженности поля, а одновременное движение вдоль z будет практически с равномерной скоростью, поскольку составляющая силы Лоренца вдоль силовой линии равна нулю.

На следующем уровне приближения, когда частица движется по орбите и движется вдоль силовой линии, вдоль которой поле медленно меняется, радиус орбиты изменяется так, чтобы магнитный поток, охватываемый орбитой, оставался постоянным. Поскольку сила Лоренца строго перпендикулярна скорости, она не может изменить энергию движущейся в ней заряженной частицы. Таким образом, кинетическая энергия частицы остается постоянной. Тогда и его скорость должна быть постоянной. Тогда можно показать, что скорость частицы, параллельная локальному полю, должна уменьшаться, если поле увеличивается вдоль ее движения по оси z , и увеличиваться, если поле уменьшается, в то время как компоненты скорости, поперечные полю, увеличиваются или уменьшаются, чтобы сохранить величину полной константы скорости. Сохранение энергии не позволяет поперечной скорости неограниченно увеличиваться, и в конечном итоге продольная составляющая скорости становится равной нулю, а питч-угол частицы по отношению к силовой линии становится 90°. Затем продольное движение останавливается и меняется на противоположное, и частица отражается обратно в области более слабого поля, при этом направляющий центр повторяет свое прежнее движение вдоль силовой линии, при этом поперечная скорость частицы уменьшается, а продольная скорость увеличивается. ^{[ 3 ]}

В (приблизительно) дипольном поле Земли величина поля наибольшая вблизи магнитных полюсов и наименьшая вблизи магнитного экватора. Таким образом, после того, как частица пересечет экватор, она снова столкнется с областями возрастающего поля, пока снова не остановится в точке магнитного зеркала , на противоположной стороне экватора. В результате, когда частица вращается вокруг своего направляющего центра на силовой линии, она прыгает взад и вперед между точкой северного зеркала и точкой южного зеркала, оставаясь примерно на той же силовой линии. Таким образом, частица оказывается в бесконечной ловушке и не может покинуть пределы Земли. Частицы со слишком малыми питч-углами могут попасть в верхнюю часть атмосферы, если они не отразятся до того, как их силовая линия достигнет слишком близко к Земле, и в этом случае они в конечном итоге будут рассеяны атомами в воздухе, потеряют энергию и потеряются. из ремней. ^{[ 4 ]}

Однако для частиц, которые отражаются на безопасных высотах (еще на более высоком уровне приближения), тот факт, что поле обычно увеличивается к центру Земли, означает, что кривизна на стороне орбиты, ближайшей к Земле, несколько больше, чем на стороне орбиты, ближайшей к Земле. противоположную сторону, так что орбита имеет слегка некруглую, (вытянутую) циклоидальную форму, а направляющий центр медленно перемещается перпендикулярно как силовой линии, так и радиальному направлению. Поэтому направляющий центр циклотронной орбиты вместо того, чтобы двигаться точно вдоль силовой линии, медленно дрейфует на восток или запад (в зависимости от знака заряда частицы), а локальная силовая линия, соединяющая две зеркальные точки, в любой момент медленно сметает поверхность, соединяющую их, по мере движения по долготе. В конце концов частица будет полностью дрейфовать вокруг Земли, и поверхность замкнется сама собой. Эти дрейфовые поверхности, вложенные подобно кожуре луковицы, представляют собой поверхности постоянной L в системе координат Макилвейна. Они применимы не только для идеального дипольного поля, но и для полей, приблизительно дипольных. Для данной частицы, пока задействована только сила Лоренца, B и L остаются постоянными, и частицы могут захватываться бесконечно. Использование координат ( B , L ) дает нам возможность отобразить реальное, недиполярное земное или планетарное поле в координаты, которые ведут себя по существу как координаты идеального диполя. Параметр L традиционно обозначается в радиусах Земли, точки пересечения оболочки магнитного экватора эквивалентного диполя. B измеряется в гауссах.

Уравнение для L в дипольном магнитном поле

В модели магнитного поля центрированного диполя путь вдоль заданной L-оболочки можно описать как ^{[ 5 ]} $r=L\cos ^{2}\lambda$ где $r$ - радиальное расстояние (в планетарных радиусах) до точки на линии, $\lambda$ - его геомагнитная широта , и $L$ представляет собой L-оболочку, представляющую интерес.

L-снаряды на Земле

Для Земли L-оболочки однозначно определяют регионы, представляющие особый геофизический интерес. Некоторые физические явления происходят в ионосфере и магнитосфере на характерных L-оболочках. Например, полярные сияния наиболее распространены в районе L=6, могут достигать L=4 во время умеренных возмущений, а во время наиболее сильных геомагнитных бурь могут приближаться к L=2. Радиационные пояса Ван Аллена примерно соответствуют L= 1,5–2,5 и L= 4–6 . Плазмопауза . обычно составляет около L=5

L-оболочки на Юпитере

Магнитное поле Юпитера — самое сильное планетарное поле в Солнечной системе. Его магнитное поле захватывает электроны с энергией более 500 МэВ. ^{[ 6 ]} Характерными L-оболочками являются L=6, где распределение электронов претерпевает заметное ужесточение (увеличение энергии), и L=20-50, где энергия электронов снижается до УКВ- режима и магнитосфера со временем уступает место солнечному ветру. Поскольку захваченные электроны Юпитера содержат так много энергии, им легче диффундировать через L-оболочки, чем захваченным электронам в магнитном поле Земли. Одним из следствий этого является более непрерывный и плавно меняющийся радиоспектр, излучаемый захваченными электронами в гирорезонансе .

См. также

Ссылки

^ Галилей — Глоссарий избранных терминов . НАСА Лаборатория реактивного движения , (2003).
^ Макилвейн, Карл Э. (1961), «Координаты для картирования распределения магнитно-захваченных частиц» , Журнал геофизических исследований , 66 (11): 3681–3691, Бибкод : 1961JGR....66.3681M , doi : 10.1029/JZ066i011p03681 , HDL : 2060/20150019302 ^{[ постоянная мертвая ссылка ]}
^ Введение в космическую науку , Роберт К. Хеймс, Wiley & Sons, 1971. Глава 7, «Излучение Ван Аллена» и глава 9, «Планетарный магнетизм».
^ Радиационный пояс и магнитосфера . В. Н. Хесс, издательство Blaisdell Publishing Co, 1968 г.
^ Уолт, Мартин (1994). Введение в геомагнитно-захваченное излучение . Нью-Йорк, штат Нью-Йорк: Издательство Кембриджского университета . ISBN 978-0-521-61611-9 .
^ Радиоспектр Юпитера от 74 МГц до 8 ГГц . Имке де Патер и др. Икар , том 163, выпуск 2, июнь 2003 г., страницы 434–448.

Другие ссылки

Тассионе, Томас Ф. (1994), Введение в космическую среду (2-е изд.), Малабар, Флорида: Крейгер
Маргарет Кивельсон и Кристофер Рассел (1995), Введение в космическую физику , Нью-Йорк, Нью-Йорк: Издательство Кембриджского университета, стр. 166–167.

[galileo_glossary-1] Галилей — Глоссарий избранных терминов . НАСА Лаборатория реактивного движения , (2003).

[2] Макилвейн, Карл Э. (1961), «Координаты для картирования распределения магнитно-захваченных частиц» , Журнал геофизических исследований , 66 (11): 3681–3691, Бибкод : 1961JGR....66.3681M , doi : 10.1029/JZ066i011p03681 , HDL : 2060/20150019302 ^{[ постоянная мертвая ссылка ]}

[3] Введение в космическую науку , Роберт К. Хеймс, Wiley & Sons, 1971. Глава 7, «Излучение Ван Аллена» и глава 9, «Планетарный магнетизм».

[4] Радиационный пояс и магнитосфера . В. Н. Хесс, издательство Blaisdell Publishing Co, 1968 г.

[walt-5] Уолт, Мартин (1994). Введение в геомагнитно-захваченное излучение . Нью-Йорк, штат Нью-Йорк: Издательство Кембриджского университета . ISBN 978-0-521-61611-9 .

[jupiter_radio-6] Радиоспектр Юпитера от 74 МГц до 8 ГГц . Имке де Патер и др. Икар , том 163, выпуск 2, июнь 2003 г., страницы 434–448.

[ 1 ]

[ 2 ]

[ 3 ]

[ 4 ]

[ 5 ]

[ 6 ]