La L-shell , L-valor , o McIlwain L-parámetro (después de Carl E. McIlwain ) es un parámetro que describe un conjunto particular de planetarios líneas de campo magnético . Coloquialmente, el valor L a menudo describe el conjunto de líneas de campo magnético que cruzan el ecuador magnético de la Tierra en un número de radios terrestres igual al valor L. Por ejemplo, ""describe el conjunto de líneas de campo magnético de la Tierra que cruzan el ecuador magnético de la Tierra a dos radios de la Tierra desde el centro de la Tierra. Los parámetros de la capa L también pueden describir los campos magnéticos de otros planetas. En tales casos, el parámetro se renormaliza para eso modelo de radio y campo magnético del planeta. [1]
Aunque el valor L se define formalmente en términos del verdadero campo magnético instantáneo de la Tierra (o un modelo de orden superior como IGRF ), a menudo se usa para dar una imagen general de los fenómenos magnéticos cerca de la Tierra, en cuyo caso se puede aproximar utilizando el modelo dipolo del campo magnético de la Tierra .
Movimientos de partículas cargadas en un campo dipolo
Los movimientos de las partículas cargadas de baja energía en el campo magnético de la Tierra (o en cualquier campo magnético casi dipolar) se pueden describir de manera útil en términos de las coordenadas (B, L) de McIlwain , la primera de las cuales, B es solo la magnitud (o longitud) del vector de campo magnético. [2] Esta descripción es más valiosa cuando el radio de giro de la órbita de la partícula cargada es pequeño en comparación con la escala espacial de los cambios en el campo. Entonces, una partícula cargada seguirá básicamente una trayectoria helicoidal que orbita la línea del campo local. En un sistema de coordenadas local {x, y, z} donde z está a lo largo del campo, el movimiento transversal será casi un círculo, orbitando el " centro de guía ", que es el centro de la órbita o la línea B local , con el giro y frecuencia característica del movimiento del ciclotrón para la intensidad de campo, mientras que el movimiento simultáneo a lo largo de z será a una velocidad casi uniforme, ya que la componente de la fuerza de Lorentz a lo largo de la línea de campo es cero.
En el siguiente nivel de aproximación, a medida que la partícula orbita y se mueve a lo largo de la línea de campo, a lo largo de la cual el campo cambia lentamente, el radio de la órbita cambia para mantener constante el flujo magnético encerrado por la órbita. Dado que la fuerza de Lorentz es estrictamente perpendicular a la velocidad, no puede cambiar la energía de una partícula cargada que se mueve en ella. Por tanto, la energía cinética de la partícula permanece constante. Entonces también su velocidad debe ser constante. Entonces se puede demostrar que la velocidad paralela de la partícula al campo local debe disminuir si el campo está aumentando a lo largo de su z movimiento, y aumentar si el campo disminuye, mientras que los componentes de la transversal de velocidad para el aumento de campo o disminuir a fin de mantener la magnitud de la constante de velocidad total. La conservación de energía evita que la velocidad transversal aumente sin límite y, finalmente, la componente longitudinal de la velocidad se vuelve cero, mientras que el ángulo de paso de la partícula con respecto a la línea de campo se vuelve 90 °. Luego, el movimiento longitudinal se detiene y se invierte, y la partícula se refleja hacia las regiones de campo más débil, el centro de guía ahora vuelve sobre su movimiento anterior a lo largo de la línea de campo, con la velocidad transversal de la partícula disminuyendo y su velocidad longitudinal aumentando. [3]
En el campo (aproximadamente) dipolo de la Tierra, la magnitud del campo es mayor cerca de los polos magnéticos y menor cerca del ecuador magnético. Por lo tanto, después de que la partícula cruza el ecuador, volverá a encontrar regiones de campo creciente, hasta que una vez más se detenga en el punto del espejo magnético , en el lado opuesto del ecuador. El resultado es que, a medida que la partícula orbita su centro de guía en la línea de campo, rebota hacia adelante y hacia atrás entre el punto del espejo norte y el punto del espejo sur, permaneciendo aproximadamente en la misma línea de campo. Por lo tanto, la partícula está atrapada sin cesar y no puede escapar de la región de la Tierra. Las partículas con ángulos de inclinación demasiado pequeños pueden golpear la parte superior de la atmósfera si no se reflejan antes de que su línea de campo se acerque demasiado a la Tierra, en cuyo caso eventualmente serán dispersadas por átomos en el aire, perderán energía y se perderán. de los cinturones. [4]
Sin embargo, para las partículas que se reflejan en altitudes seguras, (en un nivel aún mayor de aproximación) el hecho de que el campo generalmente aumenta hacia el centro de la Tierra significa que la curvatura en el lado de la órbita más cercano a la Tierra es algo mayor que en el lado opuesto, de modo que la órbita tiene una forma ligeramente no circular, con una forma cicloidal (alargada) , y el centro de guía se mueve lentamente perpendicular tanto a la línea de campo como a la dirección radial. El centro de guía de la órbita del ciclotrón, en lugar de moverse exactamente a lo largo de la línea de campo, se desplaza lentamente hacia el este o hacia el oeste (dependiendo del signo de la carga de la partícula), y la línea de campo local que conecta los dos puntos del espejo en cualquier momento, barre lentamente una superficie que los conecta a medida que se mueve en longitud. Finalmente, la partícula se desplazará por completo alrededor de la Tierra y la superficie se cerrará sobre sí misma. Estas superficies de deriva, anidadas como la piel de una cebolla, son las superficies de L constante en el sistema de coordenadas de McIlwain. Se aplican no solo para un campo dipolar perfecto, sino también para campos que son aproximadamente dipolares. Para una partícula dada, siempre que solo esté involucrada la fuerza de Lorentz, B y L permanecen constantes y las partículas pueden quedar atrapadas indefinidamente. El uso de las coordenadas (B, L) nos proporciona una forma de mapear el campo terrestre o planetario real, no dipolar, en coordenadas que se comportan esencialmente como las de un dipolo perfecto. El parámetro L se etiqueta tradicionalmente en radios terrestres, del punto donde la capa cruza el ecuador magnético, del dipolo equivalente. B se mide en gauss.
Ecuación para L en un campo magnético dipolo
En un modelo de campo magnético de dipolo centrado, la ruta a lo largo de una capa L dada se puede describir como [5]
dónde es la distancia radial (en radios planetarios) a un punto de la línea, es su latitud geomagnética , y es la capa L de interés.
Conchas en L en la Tierra
Para la Tierra, las capas L definen de manera única regiones de particular interés geofísico. Ciertos fenómenos físicos ocurren en la ionosfera y magnetosfera en capas L características. Por ejemplo, las exhibiciones de luces de auroras son más comunes alrededor de L = 6, pueden alcanzar L = 4 durante perturbaciones moderadas y durante las tormentas geomagnéticas más severas , pueden acercarse a L = 2. Los cinturones de radiación de Van Allen corresponden aproximadamente a L = 1,5-2,5 y L = 4-6. La plasmapausa suele ser de alrededor de L = 5.
Conchas en L en Júpiter
El campo magnético joviano es el campo planetario más fuerte del sistema solar. Su campo magnético atrapa electrones con energías superiores a 500 MeV [6] Las capas L características son L = 6, donde la distribución de electrones sufre un marcado endurecimiento (aumento de energía), y L = 20-50, donde la energía de los electrones disminuye a el régimen de VHF y la magnetosfera eventualmente dan paso al viento solar. Debido a que los electrones atrapados de Júpiter contienen tanta energía, se difunden más fácilmente a través de las capas L que los electrones atrapados en el campo magnético de la Tierra. Una consecuencia de esto es un espectro de radio más continuo y de variación suave emitido por electrones atrapados en girorresonancia .
Ver también
Referencias
- ^ Galileo - Glosario de términos seleccionados . Laboratorio de propulsión a chorro de la NASA , (2003).
- ^ McIlwain, Carl E. (1961), "Coordenadas para mapear la distribución de partículas atrapadas magnéticamente" , Journal of Geophysical Research , 66 (11): 3681-3691, Bibcode : 1961JGR .... 66.3681M , doi : 10.1029 / JZ066i011p03681 , hdl : 2060/20150019302
- ^ Introducción a la ciencia espacial , Robert C Haymes, Wiley & sons, 1971. Capítulo 7, "Radiación de Van Allen" y Capítulo 9, "Magnetismo planetario"
- ^ El cinturón de radiación y la magnetosfera . WN Hess, Blaisdell Publishing Co 1968
- ^ Walt, Martin (1994). Introducción a la radiación atrapada geomagnéticamente . Nueva York, NY: Cambridge University Press . ISBN 978-0-521-61611-9.
- ^ Espectro de radio de Júpiter desde 74 MHz hasta 8 GHz . Imke de Pater y col. Ícaro , Volumen 163, Número 2, junio de 2003, páginas 434-448.
otras referencias
- Tascione, Thomas F. (1994), Introducción al entorno espacial (2a ed.), Malabar, FL: Kreiger
- Margaret Kivelson y Christopher Russell (1995), Introducción a la física espacial, Nueva York, NY: Cambridge University Press, págs. 166-167