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

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.