WikiDer > Теорема Альфвена - Википедия

В магнитогидродинамика, Теорема Альфвена - также известный как Теорема Альфвена о вморожении - "утверждает, что в жидкости с бесконечным электропроводность, то магнитное поле застывает в жидкости и должен двигаться вместе с ней ». Ханнес Альфвен выдвинул идею впервые в 1942 году.^[1] По его собственным словам: «Ввиду бесконечной проводимости любое движение (перпендикулярно полю) жидкости по отношению к силовым линиям запрещено, потому что оно дает бесконечные вихревые токи. Таким образом, вещество жидкости« скреплено » "К силовым линиям ...."^[2]Более того, магнитный поток через сопутствующую поверхность сохраняется в идеально проводящей жидкости.

Математическое утверждение

В жидкости с бесконечным электропроводность, изменение магнитного потока во времени можно записать как:

${ displaystyle {d Phi _ {B} over dt} = int _ {S} { partial { vec {B}} over partial t} cdot d { vec {S}} + oint _ {C} { vec {B}} cdot { vec {v}} times d { vec {l}},}$

куда ${ displaystyle { vec {B}}}$ и ${ displaystyle { vec {v}}}$ - магнитное поле и поле скорости соответственно. Здесь, ${ displaystyle { vec {S}}}$ это поверхность, ограниченная кривой ${ displaystyle C}$ с дифференциальным линейным элементом ${ displaystyle d { vec {l}}}$. С использованием уравнение индукции:

${ displaystyle { partial { vec {B}} over partial t} = { vec { nabla}} times ({ vec {v}} times { vec {B}}),}$

приводит к:

${ displaystyle {d Phi _ {B} over dt} = int _ {S} { vec { nabla}} times ({ vec {v}} times { vec {B}}) cdot d { vec {S}} + oint _ {C} { vec {B}} cdot { vec {v}} times d { vec {l}}.}$

Эти два интеграла можно переписать с помощью Теорема Стокса для первого и векторное тождество ${ displaystyle ({ vec {A}} times { vec {B}}) cdot { vec {C}} = - { vec {B}} cdot ({ vec {A}} раз { vec {C}})}$ для второго. Результат:

${ displaystyle int _ {S} { vec {B}} cdot d { vec {S}} = const.}$

Это математическая форма Теорема Альфвена: the магнитный поток проходя через поверхность движение вместе с жидкостью сохраняется. Это означает, что плазма может двигаться вместе с локальными силовыми линиями. Для перпендикулярных движений жидкости силовые линии будут толкать жидкость, иначе они будут увлекаться жидкостью.

Флюсовые трубки и силовые линии

В изгиб ${ displaystyle C}$ заметает цилиндрическую границу по локальному магнитное поле линии в жидкости, которые образуют трубку, известную как флюсовая трубка. Когда диаметр этой трубки стремится к нулю, это называется силовой линией магнитного поля.^[3][4]

Резистивные жидкости

Даже для неидеального случая, когда электропроводность не бесконечен, аналогичный результат можно получить, определив магнитный поток скорость транспортировки, написав:

${ displaystyle { vec { nabla}} times ({ vec {w}} times { vec {B}}) = eta { vec { nabla}} ^ {2} { vec { B}} + { vec { nabla}} times ({ vec {v}} times { vec {B}}),}$

в котором вместо скорости жидкости ${ displaystyle v}$, скорость потока ${ displaystyle w}$ был использован. Хотя в некоторых случаях это поле скорости можно найти, используя магнитогидродинамический уравнений, существование и единственность этого векторное поле зависит от основных условий.^[5]

Стохастическое замораживание потока

Замораживание потока указывает на то, что топология магнитного поля не может измениться в идеально проводящей жидкости. Однако это приведет к сильно запутанным магнитным полям с очень сложной топологией, которые должны препятствовать движению жидкости. Тем не менее астрофизическая плазма с высокой электропроводностью обычно не показывает столь сложных запутанных полей. Также, магнитное пересоединение кажется, что происходит в этой плазме в отличие от того, что можно было бы ожидать в условиях замораживания потока. Это имеет важные последствия для магнитные динамо. Фактически, очень высокая электропроводность приводит к высоким магнитным числам Рейнольдса, что указывает на то, что плазма будет турбулентной.^[6]

Фактически, традиционные взгляды на замерзание потока в плазме с высокой проводимостью несовместимы с явлением спонтанной стохастичности. К сожалению, даже в учебниках стало стандартным аргументом, что замораживание магнитного потока должно выполняться все лучше, поскольку коэффициент магнитной диффузии стремится к нулю (недиссипативный режим). Но тонкость заключается в том, что очень большие магнитные числа Рейнольдса (т.е. малое удельное электрическое сопротивление или высокая электропроводность) обычно связаны с высокими кинетическими числами Рейнольдса (то есть с очень малой вязкостью). Если кинематическая вязкость стремится к нулю одновременно с удельным сопротивлением, и если плазма становится турбулентной (связанной с высокими числами Рейнольдса), то лагранжевые траектории больше не будут уникальными. Традиционный аргумент "наивного" замораживания потока, обсужденный выше, в общем случае неприменим, и необходимо использовать стохастическое замораживание потока.^[7]

Теорема о стохастическом замораживании потока для резистивной магнитогидродинамики обобщает обычное замораживание потока, рассмотренное выше. Эта обобщенная теорема утверждает, что силовые линии мелкозернистого магнитного поля B «вморожены» в стохастические траектории, решающие следующие стохастическое дифференциальное уравнение, известный как Уравнение Ланжевена:

${ displaystyle d { bf {x}} = { bf {u}} ({ bf {x}}, t) dt + { sqrt {2 eta}} d { bf {W}} (t )}$

в котором ${ displaystyle eta}$ - коэффициент магнитной диффузии и ${ displaystyle W}$ - трехмерный гауссовский белый шум. (Смотрите также Винеровский процесс.) Множество «виртуальных» векторов поля ${ displaystyle { tilde { bf {B}}}}$ которые достигают одной и той же конечной точки, должны быть усреднены для получения физического магнитного поля ${ displaystyle { bf {B}}}$ в таком случае.^[8]

Смотрите также

• Альфвеновская волна
• Уравнение индукции

Рекомендации