Farley-Buneman instabilitet

Farley -Buneman-instabiliteten , eller FB-instabilitet , är en mikroskopisk plasmainstabilitet uppkallad efter Donald T. Farley och Oscar Buneman . Det liknar den jonosfäriska Rayleigh-Taylor-instabiliteten .

Det förekommer i kollisionsplasma med neutral komponent och drivs av driftströmmar . Det kan ses som en modifierad tvåströmsinstabilitet som härrör från skillnaden i drift av elektroner och joner som överstiger den akustiska jonhastigheten.

Det finns i de ekvatoriala och polära jonosfäriska E-regionerna . I synnerhet förekommer den i ekvatorelektrojet på grund av elektrondrift i förhållande till joner, och även i spåren bakom ablerande meteoroider.

Eftersom FB-fluktuationerna kan sprida elektromagnetiska vågor , kan instabiliteten användas för att diagnostisera jonosfärens tillstånd med hjälp av elektromagnetiska pulser .

Betingelser

För att härleda spridningsrelationen nedan gör vi följande antaganden. För det första antas kvasi-neutralitet. Detta är lämpligt om vi begränsar oss till våglängder längre än Debye-längden. För det andra antas kollisionsfrekvensen mellan joner och neutrala bakgrundspartiklar vara mycket större än joncyklotronfrekvensen, vilket gör att jonerna kan behandlas som omagnetiserade. För det tredje antas kollisionsfrekvensen mellan elektroner och bakgrundsneutrala vara mycket mindre än elektroncyklotronfrekvensen. Slutligen analyserar vi bara lågfrekventa vågor så att vi kan försumma elektrontröghet. Eftersom Buneman-instabiliteten är elektrostatisk till sin natur, beaktas endast elektrostatiska störningar.

Spridningsförhållande

Vi använder linjäriserade vätskeekvationer ( rörelseekvation , kontinuitetsekvation ) för elektroner och joner med Lorentzkraft och kollisionstermer. Rörelseekvationen för varje art är:

Elektroner: $0=-en({\vec {E}}+ {\vec {v}}_{e}\times {\vec {B}})-k_{b}T_{e}\nabla n-m_{e}n\nu _{en}{\vec {v }}_{e}$

Joner: $m_{i}n{ dv_{i} \over dt}=en({\vec {E}}+{\vec {v}}_{i}\times {\vec {B}})-k_{b}T_{i}\ nabla n-m_{i}n\nu _{in}{\vec {v}}_{i}$

var

$m_{s}$ är massan av arter $s$
$v_{s}$ är hastigheten för arten $s$
$T_{s}$ är temperaturen för arten $s$
$\nu _{sn}$ är frekvensen av kollisioner mellan arter och neutrala partiklar
$e$ är laddningen av en elektron
$n$ är elektrontalstätheten
$k_{b}$ är Boltzmann-konstanten

Observera att elektrontröghet har försummats, och att båda arterna antas ha samma taltäthet vid varje punkt i rymden ( ${\displaystyle n_{i}=n_{e}=n})$ . Kollisionstermen beskriver momentumförlustfrekvensen för varje vätska på grund av kollisioner av laddade partiklar med neutrala partiklar i plasman . Vi betecknar $\nu _{en}$ som frekvensen av kollisioner mellan elektroner och neutraler, och $\nu _{in}$ som frekvensen av kollisioner mellan joner och neutraler. Vi antar också att alla störda egenskaper, såsom arthastighet, densitet och det elektriska fältet, beter sig som plana vågor. Med andra ord kommer alla fysiska storheter $f$ att bete sig som en exponentiell funktion av tiden $t$ och position $x$ (där $k$ är vågnumret ):

f\sim \exp(-i\omega t+ikx)

.

Detta kan leda till svängningar om frekvensen $\omega$ är ett reellt tal , eller till antingen exponentiell tillväxt eller exponentiell avklingning om $\omega$ är komplex . Om vi antar att de omgivande elektriska och magnetiska fälten är vinkelräta mot varandra och endast analyserar vågor som utbreder sig vinkelrätt mot båda dessa fält, tar dispersionsrelationen formen av:

\omega \left(1+i\psi _{0}{\ frac {\omega -i\nu _{i}}{\nu _{i}}}\right)=kv_{E}+i\psi _{0}{\frac {k^{2}c_{i }^{2}}{\nu _{i}}}

,

där $v_{E}$ är $E\times B$ drift och $c_{i}$ är jonernas akustiska hastighet . Koefficienten $\psi _{0}$ beskrev den kombinerade effekten av elektron- och jonkollisioner samt deras cyklotronfrekvenser $\Omega _{i}$ och $\Omega _{ e}$ :