El impacto del viento solar sobre la magnetosfera genera un campo eléctrico dentro de la magnetosfera interior (r < 10 a; con a el radio de la Tierra): el campo de convección. [1] Su dirección general es del amanecer al anochecer. El plasma térmico corrotante dentro de la magnetosfera interior se desplaza ortogonalmente a ese campo y al campo geomagnético B o . El proceso de generación aún no se entiende completamente. [2] Una posibilidad es la interacción viscosa entre el viento solar y la capa límite de la magnetosfera ( magnetopausa ). Otro proceso puede ser la reconexión magnética. Finalmente, puede ser posible un proceso de dinamo hidromagnético en las regiones polares de la magnetosfera interior. Las mediciones directas a través de satélites han proporcionado una imagen bastante buena de la estructura de ese campo. [3] [4] [5] Existe una serie de modelos de ese campo. [6] [7] [8] [9]
Un modelo ampliamente utilizado es el modelo Volland-Stern [10] [11] [12]
Se basa en dos supuestos simplificadores: primero, se introduce un campo dipolar geomagnético coaxial B. Sus líneas de campo magnético se pueden representar mediante el parámetro de capa
donde r es la distancia desde la Tierra, a es el radio de la Tierra y θ es la co-latitud. Para r = a, θ es la co-latitud del punto de pie de la línea en el suelo. L = const es la ecuación de una línea de campo magnético y r = a L es la distancia radial de la línea en el ecuador geomagnético (θ = 90°). En segundo lugar, se supone que el campo eléctrico se puede derivar de un potencial electrostático Φ c . Dado que en un plasma eléctrico altamente conductor como la magnetosfera , los campos eléctricos deben ser ortogonales a los campos magnéticos, la capa de potencial eléctrico es paralela a la capa magnética. La relación
cumple esa condición. Aquí está la separatriz [13] que separa la magnetosfera de baja latitud con líneas de campo geomagnético cerradas en θ ≥ θ m de la magnetosfera polar con líneas de campo magnético abiertas (que tienen solo un punto de pie en la Tierra), y τ la hora local. θ m ~ 20° es el borde polar de la zona auroral. q, Φ co y τ co son parámetros empíricos, que se determinarán a partir de las observaciones. La ecuación ( 2 ) produce un sistema de coordenadas que co-rota con la Tierra, siendo su ecuador geomagnético idéntico al ecuador geográfico. Dado que el potencial eléctrico es simétrico con respecto al ecuador, solo se necesita considerar el hemisferio norte. La dirección general del potencial es del amanecer al anochecer, y Φ co es la diferencia de potencial total. Para una transformación de un sistema de coordenadas magnetosféricas rotatorias a un sistema no rotatorio, τ debe reemplazarse por la longitud -λ.
Con los números q ~ 2, y Φ co y τ co aumentando con la actividad geomagnética (por ejemplo, Φ co ~ 17 y 65 kVolt, y τ co ~ 0 y 1 h, durante condiciones geomagnéticamente tranquilas y ligeramente perturbadas, respectivamente), la ecuación ( 2 ) válida en latitudes más bajas (θ > θ m ) y dentro de la magnetosfera interior (r ≤ 10 a) es el modelo Volland-Stern (ver Fig. 1 a)).
El uso de un campo electrostático significa que este modelo es válido sólo para variaciones temporales lentas (del orden de un día o más). La suposición de un campo dipolar magnético coaxial implica que sólo se pueden simular estructuras a escala global. Los componentes del campo eléctrico se derivan de
como
En presencia del campo geomagnético se genera un campo eléctrico en un sistema de referencia giratorio para compensar la fuerza de Lorentz . Este es el llamado campo de co-rotación eléctrica medido por un observador que gira con respecto a la Tierra. Con las condiciones simplificadas dadas anteriormente su potencial es
con Φ ro = 90 kVolt. El plasma térmico dentro de la magnetosfera interior gira en co-rotación con la Tierra. En un marco de referencia no giratorio, reacciona a la suma de ambos campos.
en las ecuaciones ( 2 ) y ( 4 ). Dado que Φ r disminuye con la distancia a la Tierra mientras que Φ c aumenta, la configuración de la suma de ambos potenciales tiene una región interna similar a un toro de capas equipotenciales cerradas, llamada plasmasfera , en la que las partículas ionizadas de energía térmica permanecen atrapadas (por ejemplo, [14] ). De hecho, las observaciones de Whistler han revelado una densidad de plasma dentro de la plasmasfera varios órdenes de magnitud mayor que fuera de la plasmapausa, que es la última capa equipotencial cerrada [15] (ver Fig. 1b)). A partir de la forma de la configuración de plasmapausa observada , se ha determinado el exponente q = 2 en la ecuación ( 2 ), mientras que la extensión de la plasmapausa que disminuye con la actividad geomagnética se simula mediante la amplitud Φ co
El origen del campo de convección eléctrica resulta de la interacción entre el plasma del viento solar y el campo geomagnético . En las regiones polares con líneas de campo magnético abiertas (donde el campo geomagnético se fusiona con el campo magnético interplanetario ), el viento solar que fluye a través de la magnetosfera polar induce un campo eléctrico dirigido desde el amanecer hasta el anochecer. La separación de carga tiene lugar en la magnetopausa. Esta área está conectada a través del último parámetro de capa cerrada L m con la región de la dinamo ionosférica. Por lo tanto, las corrientes de descarga fluyen a través de corrientes alineadas con el campo eléctrico ( corrientes de Birkeland ) a lo largo de L m dentro de la región de la dinamo ionosférica . [16] Las corrientes alineadas con el campo fluyen hacia la ionosfera en el lado de la mañana y hacia afuera de la ionosfera en el lado de la tarde. La variabilidad del flujo del viento solar determina la actividad magnetosférica, generalmente expresada por el grado de actividad geomagnética observada en el suelo.
El campo de convección eléctrica en la región polar cercana a la Tierra se puede simular mediante la ecuación ( 2 ) con el exponente q = - 1/2. [10] En la separatriz en L m , Φ c es continua. Sin embargo, se produce una inversión de campo acompañada de corrientes alineadas con el campo, ambas de acuerdo con las observaciones. [4] [5] La inversión del campo eléctrico en L m indica claramente una inversión de la deriva del plasma dentro de la magnetosfera interior y polar. En un modelo más sofisticado, [16] se ha tenido en cuenta el óvalo auroral entre aproximadamente 15° y 20° de latitud (de nuevo simulado por una zona auroral coaxial), como zona de transición entre la inversión de campo. La región de la dinamo ionosférica entre aproximadamente 100 a 200 km de altitud es una región donde los iones y los electrones tienen diferente movilidad. Por lo tanto, el plasma se vuelve eléctricamente conductor. Debido al campo geomagnético, existen dos tipos de corrientes eléctricas: corrientes de Pedersen paralelas a E y corrientes de Hall ortogonales a E y B. Además, existe un aumento significativo de la conductividad eléctrica dentro del área de la aurora en función de la actividad geomagnética, lo que influye en el parámetro τ co en la ecuación ( 2 ) .
El campo de convección eléctrica genera fuertes corrientes eléctricas en las regiones de dinamo polar (p. ej., DP1 y DP2), que pueden simularse con el modelo. Las manifestaciones de las corrientes eléctricas de la atmósfera superior son las variaciones magnéticas correspondientes en el suelo. Desafortunadamente, esta conexión es única solo para los sistemas de corriente que fluyen horizontalmente. Por ejemplo, las corrientes alineadas con el campo que fluyen verticalmente casi no tienen efecto magnético en el suelo. [17] El modelo permite separar las contribuciones de ambos tipos de corrientes eléctricas. Las perturbaciones magnéticas polares DP2 son principalmente corrientes de Hall. Los electrochorros aurorales (DP1) con magnitudes del orden de varios cientos de kA que fluyen dentro de las zonas de aurora consisten en corrientes de Hall y corrientes de Pedersen. La disipación de las corrientes de Pedersen produce un calentamiento Joule que se transfiere al gas neutro de la termosfera, generando así perturbaciones termosféricas e ionosféricas. Las perturbaciones magnetosféricas de mayor duración, del orden de varias horas a días, pueden convertirse en tormentas termosféricas e ionosféricas a escala global (p. ej., [18] ). Durante las principales perturbaciones magnetosféricas, los campos de convección eléctrica transportan grandes cantidades de plasma ionosférico a la ionosfera polar [19] , lo que causa anomalías ionosféricas graves y afecta el clima espacial .
