Reconexión magnética

Proceso en física del plasma.

Reconexión magnética: esta vista es una sección transversal de cuatro dominios magnéticos sometidos a reconexión con el separador Parker-Sweet. Dos separatrices (ver texto) dividen el espacio en cuatro dominios magnéticos con un separador en el centro de la figura. Las líneas de campo (y el plasma asociado) fluyen hacia adentro desde arriba y debajo del separador, se reconectan y saltan hacia afuera a lo largo de la hoja actual. Las mediciones in situ de naves espaciales en la magnetosfera ^[1] y los experimentos de laboratorio con plasma ^[2] significan que este proceso se comprende cada vez mejor: una vez iniciado, avanza muchos órdenes de magnitud más rápido de lo predicho por la teoría de Parker-Sweet.

La evolución de la reconexión magnética durante una erupción solar . ^[3]

La reconexión magnética es un proceso físico que ocurre en plasmas conductores de electricidad , en los que se reorganiza la topología magnética y la energía magnética se convierte en energía cinética , energía térmica y aceleración de partículas . ^[4] La reconexión magnética implica flujos de plasma a una fracción sustancial de la velocidad de la onda de Alfvén , que es la velocidad fundamental para el flujo de información mecánica en un plasma magnetizado.

El concepto de reconexión magnética fue desarrollado en paralelo por investigadores que trabajan en física solar y en la interacción entre el viento solar y los planetas magnetizados. Esto refleja la naturaleza bidireccional de la reconexión, que puede desconectar campos magnéticos anteriormente conectados o conectar campos magnéticos anteriormente desconectados, según las circunstancias.

A Ron Giovanelli se le atribuye la primera publicación que invoca la liberación de energía magnética como un mecanismo potencial para la aceleración de partículas en las erupciones solares . ^[5] Giovanelli propuso en 1946 que las erupciones solares se derivan de la energía obtenida por partículas cargadas influenciadas por campos eléctricos inducidos en las proximidades de las manchas solares . ^[6] En los años 1947-1948, publicó más artículos desarrollando aún más el modelo de reconexión de las erupciones solares. ^[7] En estos trabajos, propuso que el mecanismo ocurre en puntos de neutralidad (campo magnético débil o nulo) dentro de campos magnéticos estructurados.

A James Dungey se le atribuye el primer uso del término "reconexión magnética" en su tesis doctoral de 1950, para explicar el acoplamiento de masa, energía y momento del viento solar a la magnetosfera de la Tierra . El concepto se publicó por primera vez en un artículo fundamental en 1961. ^[8] Dungey acuñó el término "reconexión" porque imaginó líneas de campo y plasma moviéndose juntos en un flujo de entrada hacia un punto neutro magnético (2D) o una línea (3D). , rompiéndose y luego volviendo a unirse pero con diferentes líneas de campo magnético y plasma, en una salida que se aleja del punto o línea neutral magnética.

Mientras tanto, Peter Sweet y Eugene Parker establecieron el primer marco teórico de la reconexión magnética en una conferencia en 1956. Sweet señaló que al juntar dos plasmas con campos magnéticos dirigidos de manera opuesta, se puede producir difusión resistiva en una escala de longitud. mucho más corto que una escala de longitud de equilibrio típica. ^[9] Parker asistió a esta conferencia y desarrolló relaciones de escala para este modelo durante su viaje de regreso. ^[10]

Principios fundamentales

La reconexión magnética es una ruptura de la "magnetohidrodinámica ideal" y, por tanto, del " teorema de Alfvén " (también llamado "teorema del flujo congelado") que se aplica a regiones de gran escala de un magnetoplasma altamente conductor, para el cual el número de Reynolds magnético es muy grande: esto hace que el término convectivo en la ecuación de inducción domine en tales regiones. El teorema del flujo congelado establece que en tales regiones el campo se mueve con la velocidad del plasma (la media de las velocidades de los iones y los electrones, ponderada por su masa). La ruptura de la reconexión de este teorema ocurre en regiones de gran corte magnético (según la ley de Ampére, estas son láminas de corriente ), que son regiones de pequeño ancho donde el número de Reynolds magnético puede volverse lo suficientemente pequeño como para hacer que el término de difusión en la ecuación de inducción domine, lo que significa que el campo se difunde a través del plasma desde regiones de campo alto a regiones de campo bajo. En reconexión, las regiones de entrada y salida obedecen al teorema de Alfvén y la región de difusión es una región muy pequeña en el centro de la hoja actual donde las líneas de campo se difunden juntas, se fusionan y se reconfiguran de manera que se transfieren de la topología de las regiones de entrada ( es decir, a lo largo de la hoja actual) a la de las regiones de salida (es decir, enhebrando la hoja actual). La tasa de esta transferencia de flujo magnético es el campo eléctrico asociado tanto con la entrada como con la salida y se denomina "tasa de reconexión". ^{[11] [12]}

La equivalencia de corte magnético y corriente se puede ver en una de las ecuaciones de Maxwell.

$${\displaystyle \nabla \times \mathbf {B} =\mu \mathbf {J} +\mu \epsilon {\frac {\partial \mathbf {E} }{\partial t}}.}$$

En un plasma (gas ionizado), para todos los fenómenos de frecuencia excepto excepcionalmente alta, el segundo término en el lado derecho de esta ecuación, la corriente de desplazamiento, es insignificante en comparación con el efecto de la corriente libre y esta ecuación se reduce a la ley de Ampére. por cargos gratuitos. La corriente de desplazamiento se ignora tanto en los tratamientos teóricos de la reconexión de Parker-Sweet como de Petschek, que se analizan más adelante, y en la derivación del MHD ideal y el teorema de Alfvén que se aplica en esas teorías en todas partes fuera de la pequeña región de difusión. ${\displaystyle \mathbf {J} }$

La resistividad de la capa actual permite que el flujo magnético de cualquier lado se difunda a través de la capa actual, cancelando la salida del otro lado del límite. Sin embargo, la pequeña escala espacial de la lámina actual hace que el número de Reynolds magnético sea pequeño y, por lo tanto, esto por sí solo puede hacer que el término de difusión domine en la ecuación de inducción sin que se mejore la resistividad. Cuando las líneas de campo de difusión de los dos sitios del límite se tocan, forman las separatrices y, por lo tanto, tienen tanto la topología de la región de entrada (es decir, a lo largo de la hoja actual) como la región de salida (es decir, enhebrando la hoja actual). En la reconexión magnética, las líneas de campo evolucionan desde la topología de entrada a través de la topología de separatrices hasta la topología de salida. Cuando esto sucede, el plasma es extraído por la fuerza de tensión magnética que actúa sobre las líneas de campo reconfiguradas y las expulsa a lo largo de la lámina actual . La caída de presión resultante atrae más plasma y flujo magnético hacia la región central, lo que produce un proceso autosostenible. La importancia del concepto de Dungey de una ruptura localizada del MHD ideal es que el flujo de salida a lo largo de la lámina actual evita la acumulación de presión de plasma que de otro modo bloquearía el flujo de entrada. En la reconexión Parker-Sweet, el flujo de salida se produce sólo a lo largo de una capa delgada en el centro de la hoja actual y esto limita la tasa de reconexión que se puede lograr a valores bajos. Por otro lado, en la reconexión de Petschek la región de salida es mucho más amplia, estando entre frentes de choque (ahora considerados ondas de Alfvén ) que se encuentran en la entrada: esto permite un escape mucho más rápido del plasma congelado en las líneas de campo reconectadas y el La tasa de reconexión puede ser mucho mayor.

Dungey acuñó el término "reconexión" porque inicialmente previó que las líneas de campo de la topología de entrada se rompieran y luego se unieran nuevamente en la topología de salida. Sin embargo, esto significa que existirían monopolos magnéticos , aunque sea por un período muy limitado, lo que violaría la ecuación de Maxwell de que la divergencia del campo es cero. Sin embargo, al considerar la evolución a través de la topología separatriz, se evita la necesidad de invocar monopolos magnéticos . Los modelos numéricos globales MHD de la magnetosfera, que utilizan las ecuaciones de MHD ideal, todavía simulan la reconexión magnética a pesar de que es una ruptura del MHD ideal. ^[13] La razón es cercana a los pensamientos originales de Dungey : en cada paso de tiempo del modelo numérico, las ecuaciones de MHD ideal se resuelven en cada punto de la cuadrícula de la simulación para evaluar las nuevas condiciones de campo y plasma. A continuación es necesario volver a trazar las líneas del campo magnético. El algoritmo de rastreo comete errores en las hojas actuales delgadas y une líneas de campo enhebrando la hoja actual donde estaban previamente alineadas con la hoja actual. Esto a menudo se denomina "resistividad numérica" ​​y las simulaciones tienen valor predictivo porque el error se propaga según una ecuación de difusión.

Un problema actual en la física del plasma es que la reconexión observada ocurre mucho más rápido de lo predicho por MHD en plasmas con alto número de Lundquist (es decir, reconexión magnética rápida ). Las erupciones solares , por ejemplo, se producen entre 13 y 14 órdenes de magnitud más rápido de lo que sugeriría un cálculo ingenuo, y varios órdenes de magnitud más rápido que los modelos teóricos actuales que incluyen turbulencias y efectos cinéticos. Un posible mecanismo para explicar la discrepancia es que la turbulencia electromagnética en la capa límite es lo suficientemente fuerte como para dispersar electrones, elevando la resistividad local del plasma. Esto permitiría que el flujo magnético se difunda más rápido.

Propiedades

"Un evento de reconexión magnética en el sol ".

Interpretación física

La descripción cualitativa del proceso de reconexión es tal que líneas de campo magnético de diferentes dominios magnéticos (definidos por la conectividad de la línea de campo) se empalman entre sí, cambiando sus patrones de conectividad con respecto a las fuentes. Es una violación de una ley de conservación aproximada en la física del plasma, llamada teorema de Alfvén (también llamado "MHD ideal" del "teorema del flujo congelado") y puede concentrar energía mecánica o magnética tanto en el espacio como en el tiempo. Las llamaradas solares, las mayores explosiones del Sistema Solar , pueden implicar la reconexión de grandes sistemas de flujo magnético en el Sol , liberando, en minutos, energía que ha estado almacenada en el campo magnético durante un período de horas a días. La reconexión magnética en la magnetosfera de la Tierra es uno de los mecanismos responsables de la aurora y es importante para la ciencia de la fusión nuclear controlada porque es un mecanismo que previene el confinamiento magnético del combustible de fusión.

En un plasma eléctricamente conductor , las líneas de campo magnético se agrupan en "dominios": haces de líneas de campo que se conectan de un lugar particular a otro lugar particular y que son topológicamente distintas de otras líneas de campo cercanas. Esta topología se conserva aproximadamente incluso cuando el campo magnético en sí está fuertemente distorsionado por la presencia de corrientes variables o el movimiento de fuentes magnéticas, porque los efectos que de otro modo podrían cambiar la topología magnética inducen corrientes parásitas en el plasma; las corrientes parásitas tienen el efecto de anular el cambio topológico.

Tipos de reconexión

En dos dimensiones, el tipo más común de reconexión magnética es la reconexión por separador , en la que cuatro dominios magnéticos separados intercambian líneas de campo magnético. Los dominios en un plasma magnético están separados por superficies separatrices : superficies curvas en el espacio que dividen diferentes haces de flujo. Todas las líneas de campo en un lado de la separatriz terminan en un polo magnético particular, mientras que las líneas de campo en el otro lado terminan en un polo diferente de signo similar. Dado que cada línea de campo generalmente comienza en un polo magnético norte y termina en un polo magnético sur, la forma más general de dividir sistemas de flujo simples implica cuatro dominios separados por dos separatrices: una superficie separatriz divide el flujo en dos haces, cada uno de los cuales comparte un polo sur, y la otra superficie separatriz divide el flujo en dos haces, cada uno de los cuales comparte un polo norte. La intersección de las separatrices forma un separador , una línea única que está en el límite de los cuatro dominios separados. En la reconexión del separador, las líneas de campo ingresan al separador desde dos de los dominios y se empalman entre sí, saliendo del separador en los otros dos dominios (consulte la primera figura).

En tres dimensiones, la geometría de las líneas de campo se vuelve más complicada que en el caso bidimensional y es posible que se produzca la reconexión en regiones donde no existe un separador, pero con las líneas de campo conectadas por gradientes pronunciados. ^[14] Estas regiones se conocen como capas cuasi-separatrix (QSL) y se han observado en configuraciones teóricas ^[15] y erupciones solares. ^{[16] [17]}

Descripciones teóricas

Reconexión lenta: modelo Sweet-Parker

El primer marco teórico de la reconexión magnética fue establecido por Peter Sweet y Eugene Parker en una conferencia en 1956. Sweet señaló que al juntar dos plasmas con campos magnéticos dirigidos de manera opuesta, la difusión resistiva puede ocurrir en una escala de longitud mucho más corta que una Escala típica de longitud de equilibrio. ^[18] Parker asistió a esta conferencia y desarrolló relaciones de escala para este modelo durante su viaje de regreso. ^[19]

El modelo de Sweet-Parker describe la reconexión magnética independiente del tiempo en el marco resistivo de MHD cuando los campos magnéticos de reconexión son antiparalelos (dirigidos de manera opuesta) y los efectos relacionados con la viscosidad y la compresibilidad no son importantes. La velocidad inicial es simplemente una velocidad, entonces ${\displaystyle E\times B}$

$${\displaystyle E_{y}=v_{\text{in}}B_{\text{in}}}$$

donde es el campo eléctrico fuera del plano, es la velocidad característica del flujo de entrada y es la intensidad característica del campo magnético aguas arriba. Al despreciar la corriente de desplazamiento, la ley de Ampere de baja frecuencia, da la relación ${\displaystyle E_{y}}$ ${\displaystyle v_{\text{in}}}$ ${\displaystyle B_{\text{in}}}$ ${\displaystyle \mathbf {J} ={\frac {1}{\mu _{0}}}\nabla \times \mathbf {B} }$

$${\displaystyle J_{y}\sim {\frac {B_{\text{in}}}{\mu _{0}\delta }},}$$

¿ Dónde está el espesor medio de la hoja actual? Esta relación utiliza que el campo magnético se invierte en una distancia de . Al hacer coincidir el campo eléctrico ideal fuera de la capa con el campo eléctrico resistivo dentro de la capa (usando la ley de Ohm ), encontramos que ${\displaystyle \delta }$ ${\displaystyle \sim 2\delta }$ ${\displaystyle \mathbf {E} ={\frac {1}{\sigma }}\mathbf {J} }$

$${\displaystyle v_{\text{in}}={\frac {E_{y}}{B_{\text{in}}}}\sim {\frac {1}{\mu _{0}\sigma \delta }}={\frac {\eta }{\delta }},}$$

¿Dónde está la difusividad magnética ? Cuando la densidad de entrada es comparable a la densidad de salida, la conservación de la masa produce la relación ${\displaystyle \eta }$

$${\displaystyle v_{\text{in}}L\sim v_{\text{out}}\delta ,}$$

donde es la mitad de la longitud de la hoja actual y es la velocidad de salida. Los lados izquierdo y derecho de la relación anterior representan el flujo de masa dentro y fuera de la capa, respectivamente. Al equiparar la presión magnética aguas arriba con la presión dinámica aguas abajo se obtiene ${\displaystyle L}$ ${\displaystyle v_{\text{out}}}$

$${\displaystyle {\frac {B_{\text{in}}^{2}}{2\mu _{0}}}\sim {\frac {\rho v_{\text{out}}^{2}}{2}}}$$

¿ Dónde está la densidad de masa del plasma? Al resolver la velocidad de salida se obtiene ${\displaystyle \rho }$

$${\displaystyle v_{\text{out}}\sim {\frac {B_{\text{in}}}{\sqrt {\mu _{0}\rho }}}\equiv v_{A}}$$

¿ Dónde está la velocidad de Alfvén ? Con las relaciones anteriores, la tasa de reconexión adimensional se puede escribir de dos formas, la primera en términos de usar el resultado anteriormente derivado de la ley de Ohm, la segunda en términos de la conservación de la masa como ${\displaystyle v_{A}}$ ${\displaystyle R}$ ${\displaystyle (\eta ,\delta ,v_{A})}$ ${\displaystyle (\delta ,L)}$

$${\displaystyle R={\frac {v_{\text{in}}}{v_{\text{out}}}}\sim {\frac {\eta }{v_{A}\delta }}\sim {\frac {\delta }{L}}.}$$

Dado que el número de Lundquist adimensional está dado por ${\displaystyle S}$

$${\displaystyle S\equiv {\frac {Lv_{A}}{\eta }},}$$

las dos expresiones diferentes de se multiplican entre sí y luego se les aplica la raíz cuadrada, lo que da una relación simple entre la tasa de reconexión y el número de Lundquist ${\displaystyle R}$ ${\displaystyle R}$ ${\displaystyle S}$

$${\displaystyle R~\sim {\sqrt {\frac {\eta }{v_{A}L}}}={\frac {1}{S^{\frac {1}{2}}}}.}$$

La reconexión de Sweet-Parker permite tasas de reconexión mucho más rápidas que la difusión global, pero no puede explicar las rápidas tasas de reconexión observadas en las erupciones solares, la magnetosfera de la Tierra y los plasmas de laboratorio. Además, la reconexión Sweet-Parker ignora los efectos tridimensionales, la física sin colisiones, los efectos dependientes del tiempo, la viscosidad, la compresibilidad y la presión aguas abajo. Las simulaciones numéricas de reconexión magnética bidimensional suelen mostrar una concordancia con este modelo. ^[20] Los resultados del Experimento de Reconexión Magnética (MRX) de reconexión por colisión muestran una concordancia con un modelo generalizado de Sweet-Parker que incorpora compresibilidad, presión aguas abajo y resistividad anómala. ^{[21] [22]}

Reconexión rápida: modelo Petschek

La razón fundamental por la que la reconexión de Petschek es más rápida que la de Parker-Sweet es que amplía la región de salida y, por lo tanto, elimina algunas de las limitaciones causadas por el aumento de la presión del plasma. La velocidad de entrada y, por tanto, la tasa de reconexión, sólo puede ser muy pequeña si la región de salida es estrecha. En 1964, Harry Petschek propuso un mecanismo en el que las regiones de entrada y salida están separadas por shocks estacionarios de modo lento que se encuentran en las entradas. ^[23] La relación de aspecto de la región de difusión es entonces de orden unidad y la velocidad máxima de reconexión se convierte en

$${\displaystyle {\frac {v_{\text{in}}}{v_{A}}}\approx {\frac {\pi }{8\ln S}}.}$$

Esta expresión permite una reconexión rápida y es casi independiente del número de Lundquist. La teoría y las simulaciones numéricas muestran que la mayoría de las acciones de los choques propuestos por Petschek pueden ser llevadas a cabo por ondas de Alfvén y, en particular, por discontinuidades rotacionales (RD). En casos de densidades de plasma asimétricas en los dos lados de la lámina actual (como en la magnetopausa diurna de la Tierra), la onda de Alfvén que se propaga hacia el flujo de entrada en el lado de mayor densidad (en el caso de la magnetopausa, la magnetopausa más densa) tiene una velocidad de propagación más baja. y así, la rotación del campo se vuelve cada vez más en ese RD a medida que la línea de campo se propaga lejos del sitio de reconexión: por lo tanto, la hoja de corriente de la magnetopausa se concentra cada vez más en el RD externo, más lento.

Las simulaciones de reconexión resistiva de MHD con resistividad uniforme mostraron el desarrollo de láminas de corriente alargadas de acuerdo con el modelo de Sweet-Parker en lugar del modelo de Petschek. Sin embargo, cuando se utiliza una resistividad localizada anormalmente grande, la reconexión de Petschek se puede realizar en simulaciones MHD resistivas. Debido a que el uso de una resistividad anómala sólo es apropiado cuando el camino libre medio de la partícula es grande en comparación con la capa de reconexión, es probable que otros efectos sin colisiones se vuelvan importantes antes de que se pueda realizar la reconexión de Petschek.

Resistividad anómala y difusión de Bohm.

En el modelo de Sweet-Parker, la suposición común es que la difusividad magnética es constante. Esto se puede estimar usando la ecuación de movimiento de un electrón con masa y carga eléctrica : ${\displaystyle m}$ ${\displaystyle e}$

$${\displaystyle {d{\mathbf {v} } \over dt}={e \over m}\mathbf {E} -\nu \mathbf {v} ,}$$

¿ Dónde está la frecuencia de colisión? Dado que en el estado estacionario, entonces la ecuación anterior junto con la definición de corriente eléctrica, donde es la densidad del número de electrones, produce ${\displaystyle \nu }$ ${\displaystyle d{\mathbf {v} }/dt=0}$ ${\displaystyle {\mathbf {J} }=en{\mathbf {v} }}$ ${\displaystyle n}$

$${\displaystyle \eta =\nu {c^{2} \over \omega _{pi}^{2}}.}$$

Sin embargo, si la velocidad de deriva de los electrones excede la velocidad térmica del plasma, no se puede lograr un estado estacionario y la difusividad magnética debería ser mucho mayor que la dada anteriormente. Esto se llama resistividad anómala , que puede mejorar la tasa de reconexión en el modelo de Sweet-Parker en un factor de . ${\displaystyle \eta _{\text{anom}}}$ ${\displaystyle \eta _{\text{anom}}/\eta }$

Otro mecanismo propuesto se conoce como difusión de Bohm a través del campo magnético. Esto reemplaza la resistividad óhmica por , sin embargo, su efecto, similar al de la resistividad anómala, es todavía demasiado pequeño en comparación con las observaciones. ^[24] ${\displaystyle v_{A}^{2}(mc/eB)}$

Reconexión estocástica

En la reconexión estocástica, ^[25] el campo magnético tiene un componente aleatorio a pequeña escala que surge debido a la turbulencia. ^[26] Para el flujo turbulento en la región de reconexión, se debe utilizar un modelo de turbulencia magnetohidrodinámica como el modelo desarrollado por Goldreich y Sridhar en 1995. ^[27] Este modelo estocástico es independiente de la física de pequeña escala, como los efectos resistivos, y depende sólo en efectos turbulentos. ^[28] En términos generales, en el modelo estocástico, la turbulencia lleva líneas de campo magnético inicialmente distantes a pequeñas separaciones donde pueden reconectarse localmente (reconexión tipo Sweet-Parker) y separarse nuevamente debido a una difusión superlineal turbulenta (difusión de Richardson ^[29] ). Para una hoja actual de la longitud , el límite superior para la velocidad de reconexión está dado por ${\displaystyle L}$

$${\displaystyle v=v_{\text{turb}}\;\operatorname {min} \left[\left({L \over l}\right)^{\frac {1}{2}},\left({l \over L}\right)^{\frac {1}{2}}\right],}$$

dónde . Aquí , y son la escala de longitud y velocidad de inyección de turbulencia, respectivamente, y es la velocidad de Alfvén. Este modelo ha sido probado con éxito mediante simulaciones numéricas. ^{[30] [31]} ${\displaystyle v_{\text{turb}}=v_{l}^{2}/v_{A}}$ ${\displaystyle l}$ ${\displaystyle v_{l}}$ ${\displaystyle v_{A}}$

Proceso no MHD: reconexión sin colisiones

En escalas de longitud más cortas que la longitud inercial del ion (donde está la frecuencia del plasma iónico), los iones se desacoplan de los electrones y el campo magnético se congela en el fluido de electrones en lugar de en el plasma en masa. En estas escalas, el efecto Hall cobra importancia. Las simulaciones de dos fluidos muestran la formación de una geometría de punto X en lugar de la geometría de doble punto Y característica de la reconexión resistiva. Luego, los electrones son acelerados a velocidades muy altas mediante ondas de Whistler . Debido a que los iones pueden moverse a través de un "cuello de botella" más amplio cerca de la capa actual y debido a que los electrones se mueven mucho más rápido en Hall MHD que en MHD estándar , la reconexión puede realizarse más rápidamente. La reconexión de dos fluidos/sin colisiones es particularmente importante en la magnetosfera de la Tierra. ${\displaystyle c/\omega _{pi}}$ ${\displaystyle \omega _{pi}\equiv {\sqrt {\frac {n_{i}Z^{2}e^{2}}{\epsilon _{0}m_{i}}}}}$

Observaciones

Atmósfera solar

La reconexión magnética ocurre durante las erupciones solares , las eyecciones de masa coronal y muchos otros eventos en la atmósfera solar. La evidencia observacional de las erupciones solares incluye observaciones de entradas y salidas, bucles de flujo descendente y cambios en la topología magnética. En el pasado, las observaciones de la atmósfera solar se realizaban mediante imágenes remotas; en consecuencia, los campos magnéticos se infirieron o extrapolaron en lugar de observarse directamente. Sin embargo, las primeras observaciones directas de la reconexión magnética solar fueron recopiladas en 2012 (y publicadas en 2013) por el High Resolution Coronal Imager . ^[32]

La magnetosfera de la Tierra

Los eventos de reconexión magnética que ocurren en la magnetosfera de la Tierra (en la magnetopausa diurna y en la cola magnética ) se infirieron durante muchos años porque explicaban de manera única muchos aspectos del comportamiento a gran escala de la magnetosfera y su dependencia de la orientación de la Tierra cercana. Campo magnético interplanetario . Posteriormente, naves espaciales como el Cluster II ^[33] y la Misión Magnetosférica Multiescala . ^[34] han realizado observaciones con resolución suficiente y en múltiples ubicaciones para observar el proceso directamente e in situ. El Clúster II es una misión de cuatro naves espaciales, con las cuatro naves espaciales dispuestas en un tetraedro para separar los cambios espaciales y temporales a medida que la suite vuela por el espacio. Ha observado numerosos eventos de reconexión en los que el campo magnético de la Tierra se reconecta con el del Sol (es decir, el campo magnético interplanetario ). Estos incluyen la "reconexión inversa" que provoca convección hacia el sol en la ionosfera de la Tierra cerca de las cúspides polares; la 'reconexión diurna', que permite la transmisión de partículas y energía a las proximidades de la Tierra, y la 'reconexión de cola', que provoca subtormentas aurorales al inyectar partículas profundamente en la magnetosfera y liberar la energía almacenada en la cola magnética de la Tierra. La Misión Magnetosférica Multiescala , lanzada el 13 de marzo de 2015, mejoró la resolución espacial y temporal de los resultados del Clúster II al tener una constelación más estrecha de naves espaciales. Esto permitió comprender mejor el comportamiento de las corrientes eléctricas en la región de difusión de electrones.

El 26 de febrero de 2008, las sondas THEMIS pudieron determinar el acontecimiento desencadenante de la aparición de subtormentas magnetosféricas. ^[35] Dos de las cinco sondas, ubicadas aproximadamente a un tercio de la distancia a la Luna, midieron eventos que sugieren un evento de reconexión magnética 96 segundos antes de la intensificación de las auroras. ^[36] El Dr. Vassilis Angelopoulos de la Universidad de California, Los Ángeles, quien es el investigador principal de la misión THEMIS, afirmó: "Nuestros datos muestran claramente y por primera vez que la reconexión magnética es el desencadenante". ^[37]

Experimentos de laboratorio con plasma.

La reconexión magnética también se ha observado en numerosos experimentos de laboratorio. Por ejemplo, los estudios sobre el Dispositivo de Plasma Grande (LAPD) en UCLA han observado y mapeado capas cuasi-separadoras cerca de la región de reconexión magnética de un sistema de cuerdas de dos flujos , ^{[38] [39]} mientras que los experimentos en el Experimento de Reconexión Magnética (MRX) en el Laboratorio de Física del Plasma de Princeton (PPPL) han confirmado muchos aspectos de la reconexión magnética, incluido el modelo de Sweet-Parker en regímenes en los que el modelo es aplicable. ^[40] El análisis de la física de la inyección de helicidad , ^[41] utilizada para crear la corriente de plasma inicial en el tokamak esférico NSTX , llevó a la Dra. Fatima Ebrahimi a proponer un propulsor de plasma que utiliza una reconexión magnética rápida para acelerar el plasma ^[42] para producir empuje para la propulsión espacial.

Las oscilaciones en dientes de sierra son eventos de mezcla periódicos que ocurren en el núcleo de plasma del tokamak . El modelo de Kadomtsev describe oscilaciones en dientes de sierra como consecuencia de la reconexión magnética debido al desplazamiento de la región central con factor de seguridad causado por el modo de torsión interna. ${\displaystyle q<1}$

Ver también

• Hoja actual
• corona solar

Referencias

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2. Boozer, Allen H. (18 de mayo de 2020). "Aplanamiento del perfil de corriente del tokamak mediante una rápida reconexión magnética con implicaciones para la corona solar". Física de Plasmas . 27 (10): 102305. arXiv : 2005.02285 . Código Bib : 2020PhPl...27j2305B. doi : 10.1063/5.0014107. S2CID  218502561.
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Otras lecturas

• Eric Priest, Terry Forbes, Magnetic Reconnection , Cambridge University Press 2000, ISBN 0-521-48179-1 , contenido y capítulo de muestra en línea 
• Los descubrimientos sobre la reconexión magnética en el espacio podrían desbloquear el poder de fusión, Space.com, 6 de febrero de 2008
• Misión Nasa MMS-SMART, misión Magnetospheric Multiscale (MMS), resolución de aceleración, reconexión y turbulencia magnetosférica. Su lanzamiento está previsto para 2014.
• Resultados científicos de la nave espacial cluster

enlaces externos

• Magnetismo en el sol
• Experimento de reconexión magnética (MRX)