C. Krafft – Neighborhood of European Photo voltaic Radio Astronomers에 의한 무작위 밀도 변동이 있는 태양풍 플라즈마의 약한 빔에 의한 전자기 방출의 3차 및 4차 고조파

2023년 대한민국 온라인카지노 순위 정보

 

온라인카지노 순위

2023년 기준 우리카지노 에이전시에서 제공하는 온라인 카지노 사이트 순위 입니다.
바카라사이트 및 슬롯게임을 즐겨하시는 분은 꼭 필독하세요

대한민국 2023년 온라인카지노 순위 TOP 10

1위 프리카지노 335명
2위 로즈카지노 287명
3위 헤라카지노 143명
4위 플러스카지노 119명
5위 클레오카지노 93명
6위 솔카지노 84명
7위 선시티카지노 62명
8위 에볼루션라이트닝 53명
9위 라카지노 47명
10위 에볼루션카지노 12명
10위 스페이스맨카지노 12명

[ad_1]

플라즈마 주파수 $omega _{p}$의 세 번째 고조파에서 전자기 방출은 유형 II 및 유형 III 태양 라디오 폭발(예: 즐로트니크 1978, Zlotnik et al. 1998년, 케언즈; 1986년), 드물고 때로는 논란의 여지가 있더라도. 최근에는 바람 우주선은 1AU 근처에서 국지적으로 관찰된 행성간 유형 III 폭발에서 3차 고조파 방출을 나타내는 여러 이벤트를 감지했습니다.라이너와 맥도왈드; 2019년). 처음으로 $3omega_p에서 $mathcal{H}_{3}$ 및 $mathcal{H}_{4}$ 전자기 고조파 생성을 담당하는 파동 유착 메커니즘에 대한 플라즈마 밀도 변동의 영향 $ 및 $4omega_p$가 표시됩니다.

2차원 시뮬레이션 상자에서 속도가 $v_{b}=0.25c$이고 밀도가 $n_{b}/n_{0}=5×10^{-4}$ ($n_{0} $는 배경 이온의 밀도임) $x$축을 따라 전파되는 랭뮤어 파동 난류 발생 평균 수준 $Delta N=langle (delta n/n_{0})^{2}rangle ^{1/2}simeq 0.05$ 및 Langmuir 파동보다 훨씬 큰 파장, 그리고 (ii) 동일한 플라즈마이지만 초기에 적용된 밀도 변동이 없습니다. 물리적 및 수치적 매개변수에 대한 자세한 내용은 최근 논문(크라프트와 사보이니, 2021, 크라프트와 사보이니, 2022).

그림 1: 평면 $(k_{x},k_{y})$의 파동 스펙트럼(로그 스케일). (왼쪽) 점근적 시간 $omega _{p}t=8760$에서 균일 혈장($Delta N=0$): (a) $omega _{에서 $|B_{zk}|^{2}$ ok}simeq 3omega _{p}$: 웨이브 $mathcal{H}_{3}$. (b) $|B_{zk}|^{2}$ at $omega _{ok}simeq 4omega _{p}$: 웨이브 $mathcal{H}_{4}$. (오른쪽) 점근적 시간 $omega _{p}t=7150$에서 불균질 플라즈마($Delta N=0.05$): (c) $|B_{zk}|^{2}$ at $omega _{ ok}simeq 3omega _{p}$: 웨이브 $mathcal{H}_{3}$. (d) $omega _{ok}simeq 4omega _{p}$에서 $|B_{zk}|^{2}$: $mathcal{H}_{4}$ 파동. 모든 변수가 정규화됩니다.

그림 1은 점근 시간에서 스펙트럼 전자기 에너지 밀도 $|B_{zk}|^{2}$ 평면 $(k_{x},k_{y})$에서 $omega _{ok }simeq nomega _{p}$ ($n=3,4$), $Delta N=0$(왼쪽 열) 및 $Delta N=0.05$(오른쪽 열)의 경우. 전자기파 $mathcal{H}_{3}$ 및 $mathcal{H}_{4}$를 나타내는 원형 고리를 명확하게 관찰할 수 있습니다. 균질한 플라즈마의 경우 이러한 분포는 약간의 각도 의존성을 나타내는 반면, 밀도 변동에 대한 Langmuir 파동의 변환으로 인해 불균일한 경우에 대한 산란, 확장 및 등방성화를 보여줍니다. 델타 N=0$.

그림 2. 파동 에너지(검은색 곡선)와 이들 사이의 제품(색상 곡선)의 시간 변화(로그 스케일). (a) $Delta N=0$: $W_{mathcal{H}_{2}}, $ $W_{mathcal{H}_{3}}$ 및 $W_{mathcal{의 시간 변동 H}_{4}}$(검은색). (b) $Delta N=0$ : $W_{mathcal{L}}$ 및 $W_{mathcal{L}^{prime }}$ (검은색), $W_{mathcal{ H} _{3}}W_{mathcal{H}_{4}},$ 및 $W_{mathcal{H}_{2}}W_{mathcal{H}_{3}}$, 라벨 $H_{3}ast H_{4}$ (녹색), $H_{2}ast H_{3}$ (빨간색). (c) $Delta N=0$ : $W_{mathcal{H}_{2}}$(검은색) 및 $W_{mathcal{H}_{3}}W_{의 시간 변화 mathcal{L}},$ $W_{mathcal{H}_{3}}W_{mathcal{L}^{prime}}$ 및 $ W_{mathcal{H}_{3}}W_ {mathcal{L}^{prime prime }}$, $H_{3}ast L$(녹색), $H_{3}ast L^{prime }$(파란색) 및 $H_{3}ast L^{prime prime }$ (빨간색); 파란색 곡선은 $W_{ mathcal{H}_{2}}propto W_{mathcal{H}_{3}}W_{mathcal{L }^{prime }}$는 서로 다른 시간에 발생합니다. (d) $Delta N=0$ : $W_{mathcal{H}_{3}}$(검은색) 및 $W_{mathcal{H}_{2}}W_{의 시간 변화 mathcal{L}},$ $W_{mathcal{H}_{2}}W_{mathcal{L}^{prime }}$ 및 $W_{mathcal{H}_{2}}W_ {mathcal{L}^{prime prime }}$, $H_{2}ast L$(녹색), $H_{2}ast L^{prime }$(파란색) 및 $H_{2}ast L^{prime prime }$ (빨간색). (e) $Delta N=0.05$ : $W_{mathcal{H}_{2}}, $ $W_{mathcal{H}_{3}}$ 및 $W_{mathcal{의 시간 변동 H}_{4}}$(검은색). (f) $Delta N=0.05$ : $W_{mathcal{H}_{2}}$(검은색), $W_{mathcal{H}_{3}}W_{mathcal{의 시간 변화 L}}$, $W_{mathcal{H}_{3}}W_{ mathcal{L}^{prime }}$ 및 $W_{mathcal{H}_{3}}W_{mathcal {L}^{prime prime }}$, $H_{3}ast L$(녹색), $H_{3}ast L^{prime }$(파란색) 및 $H_{ 3}ast L^{prime prime }$ (빨간색). 에너지는 초기 빔 운동 에너지에 의해 정규화됩니다.

그림 2a와 2e는 파동 $mathcal{H}_{2},$의 자기 에너지 $W=(1/2)iint B^{2}(x,y)dxdy$의 시간 변화를 나타냅니다. $mathcal{H}_{3}$ 및 $mathcal{H}_{4}$(또한 참조 크라프트와 사보이니, 2021, 크라프트와 사보이니, 2022), 각각 $Delta N=0$ 및 $Delta N=0.05$에 대해. 에너지 비율 $W_{mathcal{H}_{3}}/W_{mathcal{H}_{2}}$ 및 $W_{mathcal{H}_{4}}/W_{mathcal{ H}_{3}}$는 라디오 버스트의 관측과 일치합니다. 밀도 변동의 존재는 전자기 고조파에 의해 점근적으로 운반되는 에너지를 한 자릿수 미만으로 감소시킵니다. $mathcal{H}_{2}$ ($mathcal{H}_{3}$) 파동에서 에너지를 추출하여 $mathcal{H}_{3}$ ($mathcal{H }_{4}$) 웨이브는 $Delta N=0$보다 $Delta N=0.05$에서 훨씬 큽니다. 균질 플라즈마에서 고조파 $mathcal{H}_{3}$를 생성하는 지배적인 프로세스는 $mathcal{H}_{2}$와 Langmuir 파동 $mathcal{H}_{의 합체입니다. 2}+% mathcal{L}^{prime }longrightarrow mathcal{H}_{3}$ , 여기서 후방 산란파 $mathcal{L}^{prime}$는 정전기 붕괴 $mathcal{L} longrightarrow mathcal{L}^{ prime }+ mathcal{S}^{prime }$, 그림 2b에서와 같이 $W_{mathcal{L}^{ prime }}propto W_{mathcal{H}_{2}}W_{mathcal{H}_{3}}$ 및 Fig. 2(cd) 여기서 $W_{mathcal{H}_{2}}propto W_{mathcal{H}_{3}}W_{mathcal{L}^{prime }}$ 및 $W_{ mathcal{H}_{3}}propto W_{mathcal{H}_{2}}W_{mathcal{L}^{prime }}$ . 나중에 $mathcal{H}_{2}+mathcal{L}^{prime prime }longrightarrow mathcal{H}_{3}$ 합체가 전방 전파 파동 $mathcal과 함께 발생합니다. 두 번째 계단식 ${mathcal{L}}^{prime }longrightarrow mathcal{L}^{prime prime}+mathcal{S}^에 의해 생성된 {L}^{prime prime}$ {prime prime}$, $W_{mathcal{H}_{2}}propto W_{mathcal{H}_{3}}W_{mathcal{L}^{prime prime } }$ (그림 2c) 및 $W_{mathcal{H}_{3}}propto W_{mathcal{H}_{2}}W_{mathcal{L}^{prime prime }} $ (그림 2nd). 조화 $mathcal{H}_{4}$(여기에 표시되지 않음)의 생성에 대해서도 동일한 결론을 내릴 수 있습니다. 플라즈마에 밀도 변동이 포함된 경우 Langmuir 파동의 에너지는 포화 후 약해집니다. 그럼에도 불구하고 $mathcal{H}_{3}$ 및 $mathcal{H}_{4}$의 고조파는 k에서의 에너지 전달에 의해 파동의 공명 조건을 임의로 수정하는 불균일성에도 불구하고 파동 합체에 의해 생성될 수 있습니다. -공간. 지배적인 프로세스는 균질 플라즈마와 동일합니다. 즉 $mathcal{H}_{2}$ ($mathcal{H}_{3}$)와 $mathcal{ H}_{3}$ ($mathcal{H}_{4}$) ($W_{mathcal{H}_{2 }}propto W_{mathcal{L}^인 그림 2f 참조 {prime }}W_{mathcal{H}_{3}}$).

최근 논문을 기반으로 C. Krafft 및 P. Savoini,”무작위 밀도 변동이 있는 태양풍 플라즈마에서 약한 빔에 의한 전자기 방출의 3차 및 4차 고조파“, ApJL 934 L28(2022) doi: 10.3847/2041-8213/ac7f28

참조

케언즈, 아이오와주 1986년, J. Geophys. Res., 91, 2975, 도이: 10.1029/JA091iA03p0297568

크라프트, C., & 사보이니, P. 2021년ApJL, 917:L23, 도이: 10.3847/2041-8213/ac179570

라이너, MJ, & MacDowall, RJ 2019년SoPh, 294, 91, 도이: 10.1007/s11207-019-1476-973

즐로트니크, EI 1978년, 소비에트 연방, 55, 399

Zlotnik, EY, Klassen, A., Klein, KL, Aurass, H., Mann, G. 1998년, A&A, 331, 1087.

[ad_2]

Source_