Модели распределений тепловой плазмы и токов в окрестности вращающихся намагниченных планет и звезд

• Автор: Давыденко, Станислав Станиславович
• Шифр специальности: 01.04.08
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 147 с. : ил.

1 Формирование продольного распределения фоновой плазмы во вращающихся планетарных магнитосферах
1.1 Введение
1.2 Форма плотных образований в плазменной оболочке вращающейся планеты с дипольным магнитным полем
1.3 Формирование плазменного диска в магнитосфере Юпитера и в окрестности горячих вырожденных звезд
1.4 Обсуждение
2 Устойчивость плазменных дисков в магнитосферах вращающихся космических объектов
2.1 Введение
2.2 МГД-устойчивость плоского плазменного слоя с учетом
продольной неоднородности возмущений
2.3 МГД-устойчивость плоского плазменного слоя с учетом конечного ларморовского радиуса ионов
2.4 Влияние структуры магнитного поля на МГД-устойчивость плазменного диска
2.5 Обсуждение
3 Глобальная токовая система в дифференциально вращающихся плазменных оболочках намагниченных планет
3.1 Введение

3.2 Электрические поля и токи планетарного генератора с учетом высотного хода проводимости атмосферы
3.3 Электрические поля и токи в окрестности планет с дифференциально вращающимся намагниченным ядром
3.4 Обсуждение
4 Влияние неоднородного распределения проводимости атмосферы на параметры глобальной токовой цепи
4.1 Введение
4.2 Общий подход к решению задач токостатики в случае неоднородного распределения проводимости
4.3 Влияние неоднородного распределения проводимости земной атмосферы на распределение электрических полей и токов в глобальной цепи
4.4 Обсуждение
Заключение
Приложение А
Приложение Б
Литература

В основе современных представлений о строении и динамике земной магнитосферы лежит концепция взаимодействия магнитного поля Земли с заполняющим межпланетное пространство солнечным ветром - потоком плазмы из солнечной короны, состоящим преимущественно из ядер водорода и уходящим от Солнца на бесконечность. Частота столкновений частиц в солнечном ветре чрезвычайно мала, поэтому его можно считать идеально проводящим, а магнитное поле солнечной короны -"вмороженным" в поток плазмы (магнитное число Рейнольдса Яет 2> 1), вследствие чего магнитное поле увлекается и существенно искажается солнечным ветром. При этом направление скорости солнечного ветра в общем случае не совпадает с направлением межпланетного магнитного поля В [1]. Взаимодействие замагниченного солнечного ветра с собственным магнитным полем Земли приводит к формированию кометоподобной полости в потоке солнечного ветра, называемой магнитосферой [2]. Внешней границей магнитосферы является магнитопауза - достаточно тонкий слой, отделяющий области межпланетного и геомагнитного полей и различных плазменных сред. Положение магнитопаузы в направлении к Солнцу определяется балансом между динамическим давлением падающего потока корональной плазмы, с одной стороны, и давлением планетарного магнитного поля и газокинетическим давлением магнитосферной плазмы - с другой. В условиях спокойного Солнца расстояние в этом направлении от магнитопаузы до Земли составляет приблизительно 10 земных радиусов [3]. В направлении от Солнца силовые линии планетарного магнитного поля вытягиваются, часть из них меняет топологию и образует длинный магнитохвост из открытых силовых линий, простирающийся на сотни земных радиусов [4]. Основания силовых линий магнитосферного хвоста расположены в высокоширотных областях ионосферы в области от магнитного полюса до аврорального овала. В окрестности

пределение плазмы может в дальнейшем быть изменено различными типами микронеустойчивостей (например дрейфово-диссипативными). Инкременты таких неустойчивостей меньше по сравнению с желобковой неустойчивостью (поэтому условие tael 1 Аля таких неустойчивостей заведомо выполняется), но их развитие также приводит к эффективной радиальной диффузии частиц [82,83]. При этом радиальный вынос частиц на периферию магнитосферы компенсируется поступлением частиц в диск (например из плазменного тора Ио на Юпитере или с поверхности звезды вдоль силовых линий магнтного поля в случае радиационного дискона), что приводит к формированию более плавного, МГД-устойчивого стационарного распределения плотности в плазменном диске, которое зависит от интенсивности источника и температуры частиц. Подобный подход был предложен в работе [30] в применении к магнитосферам вырожденных звезд с высоким давлением излучения от поверхности.
Задачей настоящей главы является более подробное рассмотрение формирования радиального профиля концентрациии в плазменном диске, находящемся на пороге устойчивости по отношению к мелкомасштабным желобковым возмущениям.
Вопросы гидромагнитной устойчивости плазменных распределений подробно рассматривались в применении к проблеме удержания плазмы в магнитных ловушках, как правило, с целью изменения параметров лабораторных установок для максимальной стабилизации таких неустойчивостей [84] (в нашем случае смысл вычисления порогов желобковой неустойчивости заключается в определении равновесных конфигураций в заданных условиях, поскольку возможности и необходимости влиять на параметры космической "установки" у нас нет). При этом было показано, что желобковая неустойчивость возникает за счет малого различия дрейфовых скоростей электронов и ионов. Естественно, что любые факторы, влияющие на различие этих скоростей, должны существенно влиять и на порог устойчивости плазмы. Среди подобных факторов, кале показано, например, в работе [32], наиболее важными являются эффекты конечной температуры ионов и неоднородности возмущений