Skorupa L

Wykres przedstawiający linie pola (które w trzech wymiarach opisują „powłoki”) dla wartości L 1,5, 2, 3, 4 i 5 przy użyciu dipolowego modelu ziemskiego pola magnetycznego

L -shell , L-value lub McIlwain L-parameter (od Carla E. McIlwaina) to parametr opisujący określony zestaw planetarnych linii pola magnetycznego . Potocznie wartość L często opisuje zestaw linii pola magnetycznego , które przecinają równik magnetyczny Ziemi w liczbie promieni Ziemi równej wartości L. Na przykład ${\ displaystyle L = 2}$ opisuje zbiór pola magnetycznego Ziemi linie przecinające równik magnetyczny Ziemi o dwa promienie od środka Ziemi. Parametry powłoki L mogą również opisywać pola magnetyczne innych planet. W takich przypadkach parametr jest ponownie normalizowany dla promienia tej planety i modelu pola magnetycznego.

Chociaż wartość L jest formalnie zdefiniowana w kategoriach rzeczywistego chwilowego pola magnetycznego Ziemi (lub modelu wyższego rzędu, takiego jak IGRF ), często jest używana do przedstawienia ogólnego obrazu zjawisk magnetycznych w pobliżu Ziemi, w którym to przypadku można ją przybliżyć wykorzystując dipolowy model pola magnetycznego Ziemi .

Ruchy cząstek naładowanych w polu dipolowym

Mapa lokalizacji linii pola L-shell na powierzchni Ziemi. Prawdziwe pole ziemskie jest w przybliżeniu dipolarne, ale przesunięte względem osi obrotu i przesunięte o kilkaset kilometrów w kierunku przeciwnym do anomalii południowoatlantyckiej .

Ruchy niskoenergetycznych naładowanych cząstek w ziemskim polu magnetycznym (lub w dowolnym prawie dipolarnym polu magnetycznym) można z powodzeniem opisać za pomocą współrzędnych McIlwaina ( B , L ), z których pierwsza, B jest po prostu wielkością (lub długość) wektora pola magnetycznego. Ten opis jest najbardziej wartościowy, gdy promień bezwładności orbity naładowanej cząstki jest mały w porównaniu ze skalą przestrzenną zmian w polu. Wtedy naładowana cząstka będzie zasadniczo podążać po spiralnej ścieżce orbitującej wokół lokalnej linii pola. W lokalnym układzie współrzędnych {x,y,z} gdzie z jest wzdłuż pola, ruch poprzeczny będzie prawie kołowy, okrążający „ centrum naprowadzania ”, czyli środek orbity lub lokalną linię B , z promieniem bezwładności i częstotliwością charakterystyczną dla ruchu cyklotronu dla natężenia pola, podczas gdy równoczesny ruch wzdłuż z będzie prawie jednostajną prędkością, ponieważ składowa siły Lorentza wzdłuż linii pola wynosi zero.

Na następnym poziomie przybliżenia, gdy cząstka krąży po orbicie i porusza się wzdłuż linii pola, wzdłuż której pole zmienia się powoli, promień orbity zmienia się tak, aby utrzymać stały strumień magnetyczny zawarty w orbicie. Ponieważ siła Lorentza jest ściśle prostopadła do prędkości, nie może zmienić energii poruszającej się w niej cząstki naładowanej. Zatem energia kinetyczna cząstki pozostaje stała. Więc i jego prędkość musi być stała. Następnie można wykazać, że prędkość cząstki równolegle do lokalnego pola musi się zmniejszać, jeśli pole rośnie wzdłuż swojego z ruch i rosną, jeśli pole maleje, podczas gdy składowe prędkości poprzecznej do pola rosną lub maleją, aby utrzymać stałą wielkość całkowitej prędkości. Zachowanie energii zapobiega nieograniczonemu wzrostowi prędkości poprzecznej i ostatecznie składowa podłużna prędkości staje się zerowa, podczas gdy kąt nachylenia , cząstki względem linii pola, wynosi 90°. Następnie ruch wzdłużny jest zatrzymywany i odwracany, a cząstka jest odbijana z powrotem w kierunku obszarów słabszego pola, a środek prowadzący odtwarza teraz swój poprzedni ruch wzdłuż linii pola, przy czym prędkość poprzeczna cząstki maleje, a jej prędkość wzdłużna wzrasta.

W (w przybliżeniu) dipolowym polu Ziemi wielkość pola jest największa w pobliżu biegunów magnetycznych, a najmniejsza w pobliżu równika magnetycznego. Zatem po przekroczeniu równika cząstka ponownie napotka obszary o rosnącym polu, aż ponownie zatrzyma się w punkcie zwierciadła magnetycznego po przeciwnej stronie równika. Rezultatem jest to, że gdy cząstka krąży wokół swojego środka prowadzącego na linii pola odbija się tam iz powrotem między punktem zwierciadła północnego a punktem zwierciadła południowego, pozostając w przybliżeniu na tej samej linii pola. Cząstka jest więc uwięziona w nieskończoność i nie może uciec z obszaru Ziemi. Cząstki o zbyt małych kątach nachylenia mogą uderzyć w górę atmosfery, jeśli nie zostaną odbite, zanim ich linia pola dotrze zbyt blisko Ziemi, w którym to przypadku ostatecznie zostaną rozproszone przez atomy w powietrzu, stracą energię i zostaną utracone z pasów.

Jednak w przypadku cząstek, które odbijają się na bezpiecznych wysokościach (na jeszcze wyższym poziomie przybliżenia), fakt, że pole generalnie wzrasta w kierunku środka Ziemi, oznacza, że krzywizna po stronie orbity bliższej Ziemi jest nieco większa niż na po przeciwnej stronie, tak że orbita ma nieco nieokrągłą, z (wydłużoną) cykloidalną kształt, a środek prowadzący powoli przesuwa się prostopadle zarówno do linii pola, jak i do kierunku promieniowego. Prowadzący środek orbity cyklotronu, zamiast poruszać się dokładnie wzdłuż linii pola, dryfuje więc powoli na wschód lub zachód (w zależności od znaku ładunku cząstki), a lokalna linia pola łącząca oba punkty zwierciadła w dowolnym momencie, powoli zakreśla łączącą je powierzchnię, poruszając się wzdłuż długości geograficznej. W końcu cząsteczka będzie dryfować całkowicie wokół Ziemi, a powierzchnia zamknie się sama w sobie. Te powierzchnie dryfu, zagnieżdżone jak łuska cebuli, są powierzchniami stałej L w układzie współrzędnych McIlwaina. Dotyczą one nie tylko doskonałego pola dipolowego, ale także pól w przybliżeniu dipolarnych. Dla danej cząstki, o ile zaangażowana jest tylko siła Lorentza, B i L pozostają stałe, a cząstki mogą być uwięzione w nieskończoność. Użycie współrzędnych ( B , L ) zapewnia nam sposób odwzorowania rzeczywistego, niedipolarnego pola ziemskiego lub planetarnego na współrzędne, które zachowują się zasadniczo jak te dla doskonałego dipola. L _ parametr jest tradycyjnie oznaczany w promieniach Ziemi punktu, w którym powłoka przecina równik magnetyczny, równoważnego dipola. B jest mierzone w gausach.

Równanie dla L w dipolowym polu magnetycznym

W modelu pola magnetycznego ze środkowym dipolem ścieżkę wzdłuż danej powłoki L można opisać jako

{\ Displaystyle R = L \ sałata ^ {2} \ lambda}

gdzie

jest odległością promieniową (w promieniach

L}

) do punktu na linii, jest jego szerokością geomagnetyczną , a

displaystyle

interesującą powłoką L.

L-skorupy na Ziemi

W przypadku Ziemi powłoki typu L w unikalny sposób definiują regiony o szczególnym znaczeniu geofizycznym. W jonosferze i magnetosferze zachodzą pewne zjawiska fizyczne na charakterystycznych powłokach typu L. Na przykład zorza polarna występuje najczęściej w okolicach L=6, może osiągnąć L=4 podczas umiarkowanych zakłóceń, a podczas najpoważniejszych burz geomagnetycznych może zbliżyć się do L=2. Pasy promieniowania Van Allena z grubsza odpowiadają L= 1,5–2,5 i L= 4–6 . Plazmapauza wynosi zazwyczaj około L=5.

Pociski typu L na Jowiszu

Jowiszowe pole magnetyczne jest najsilniejszym polem planetarnym w Układzie Słonecznym. Jego pole magnetyczne wychwytuje elektrony o energiach większych niż 500 MeV. Charakterystyczne powłoki L to L=6, gdzie rozkład elektronów ulega wyraźnemu utwardzeniu (wzrost energii) oraz L=20-50, gdzie energia elektronów spada do VHF reżim i magnetosfera ostatecznie ustępują miejsca wiatrowi słonecznemu. Ponieważ elektrony uwięzione na Jowiszu zawierają tak dużo energii, łatwiej dyfundują przez powłoki typu L niż elektrony uwięzione w ziemskim polu magnetycznym. Jedną z konsekwencji tego jest bardziej ciągłe i płynnie zmieniające się widmo radiowe emitowane przez elektrony uwięzione w rezonansie żyroskopowym .

Zobacz też

Inne referencje

Tascione, Thomas F. (1994), Wprowadzenie do środowiska kosmicznego (wyd. 2), Malabar, Floryda: Kreiger
Margaret Kivelson i Christopher Russell (1995), Wprowadzenie do fizyki kosmicznej, New York, NY: Cambridge University Press, s. 166–167