Kelvin-Helmholtz instability can occur when velocity shear is present within a continuous fluid or when there is sufficient velocity difference across the interface between two fluids.

An abort once around (AOA) was available if the shuttle was unable to reach a stable orbit but had sufficient velocity to circle the Earth once and land, about 90 minutes after lift-off.

Suggest an example

Other results

With very high collision velocities, those small debris objects carry sufficient energy to penetrate and to damage vital spacecraft systems.

The energy of this expanding shock wave is sufficient to disrupt the overlying stellar material and accelerate it to escape velocity, forming a supernova explosion.

However, if the emergency services can reach the two portals equally quickly, it will be sufficient for the system to ensure the above velocity in the direction in which it can be most easily achieved.

Further observations in 2009 with observations with the Bok Telescope in Arizona did show changes of 180 m/s in radial velocity, although there was not sufficient evidence to support a Keplerian orbit.

Excess kinetic energy from solar winds can impart sufficient energy to the atmospheric particles to allow them to reach escape velocity, causing atmospheric escape.

In these relatively infrequent cases, even the very modest gravitational attraction between the asteroid and a nearby «micro-thrusting» spacecraft (nicknamed a «gravity tractor») could provide a sufficient change in the asteroid’s velocity to prevent an Earth collision.

9-2.6.6 Where natural ventilation is used, the cross-section of the ducts shall be sufficient for the required air throughput at an air-flow velocity of 0.5 m/sec.

An interelectode gap is set in such a way that, at a specified linear air flow velocity and during the time of the air passage between the electrodes, the obtained ion and free electron concentration is sufficient for preventing the formation of static electricity.

When the tests are carried out in the open air, sufficient wind protection must be provided and the wind velocity at fuel-pan level must not exceed 2,5 km/h.

атмосферных волн Кельвина – Гельмгольца, снятых радаром MU, лидарами и камерой «рыбий глаз» | Земля, планеты и космос

Данные радара и аэростата

На рисунке 2 показано поперечное сечение мощности эхо-сигнала радара высокого разрешения (в дБ, условных единицах) при вертикальном падении между 06:00 и 08:00 11 июня 2015 г. , а в диапазоне высот 1,27–8,00 км. Изображение по существу показывает две отдельные области, разделенные слоем повышенной мощности эха, появляющимся и увеличивающимся во времени от ~ 06.20 LT.Этот эхо-слой является типичной сигнатурой слоя MCT, развивающегося в основании облака. В отличие от слоев нестабильности сдвигового потока, слои MCT возникают в результате конвективной нестабильности из-за охлаждения за счет испарения осаждающихся частиц льда / воды в сухом подоблачном слое (например, Luce et al.2010; Kudo 2013; Kudo et al.2015). О наличии облачного слоя, покрывающего слой MCT, можно только догадываться по данным радара MU (из-за сглаженной структуры эхо-сигналов радара), но было подтверждено лидарными данными (описанными ниже) и измерениями с аэростата (рис.3). Слой КРТ сохранялся в течение нескольких часов и распался примерно через 9:00 LT.

Временное и высотное сечение мощности эхо-сигнала радара, обработанного Кейпоном, при вертикальном падении за период 0600–1200 LT 11 июня 2015 г. Белые вертикальные полосы соответствуют остановкам радара через равные промежутки времени. Синяя линия показывает зависимость высоты от времени радиозонда Vaisala RS92G, запущенного из обсерватории в 0706 LT. Сплошные и пунктирные красные кривые — (масштабированные) профили потенциальной температуры влажной и сухой влаги.Сплошные и пунктирные зеленые кривые — (в масштабе) профили меридиональной и зональной составляющих ветра соответственно. Черная кривая показывает (масштабированный) профиль вертикального сдвига горизонтального вектора ветра. Нулевое значение представлено вертикальной черной линией

a Профили сухой (черный) и влажной (насыщенный) (серый) потенциальной температуры в диапазоне высот 3,5–7,0 км, рассчитанные на основе данных, собранных с помощью Радиозонд Vaisala выпущен из обсерватории MU Shigaraki в 07:06 LT.{2} \), c профили вертикального сдвига горизонтального ветра («сдвиг ветра») и вертикального сдвига скорости ветра («сдвиг скорости») и d , e профили сухого и влажного чисел Ричардсона ( \ (Ri \) и \ (Ri _ {\ text {m}} \)) в линейном и логарифмическом масштабах соответственно. Разрешение по вертикали — 20 м. Метки «KHI» и «MCT» относятся к диапазонам наблюдаемых волн Кельвина – Гельмгольца и конвективного турбулентного слоя ниже нижней границы облаков, соответственно.

Цепочка из нескольких волн KH большой амплитуды была захвачена радаром MU на высоте диапазон ~ 6.0–7,0 км и с 06:30 до 07:00. Средняя высота валов составляла около 1,0 км над нижней границей облаков (на расстоянии ~ 5,5 км около 06:30 LT, в соответствии с положением вершины слоя MCT) без особых структур, обнаруженных радаром на их высоте до их появления. В соответствии с эволюцией во времени, показанной на изображении мощности эхо-сигнала радара, волны KH стали круче и начали скатываться очень скоро после их обнаружения. От четырех до пяти, в основном гладких, когерентных волн, стали ясно видны с усиленными эхосигналами в их ядрах и краях, и длились примерно 20 минут между 06:35 и 0655 LT.Их максимальная глубина D составляла около 1400 м около 06:45 LT. Похоже, они рухнули после 0655 LT и исчезли. Более тонкий устойчивый слой повышенной мощности эхо-сигнала может быть отмечен в продолжении волн KH после 07:00 LT и может быть признаком более мелкомасштабных волн KH, размытых из-за отсутствия разрешения по времени и дальности.

Вертикальные профили атмосферных параметров, рассчитанные по данным радиозонда, показаны на рис. {2} \) показаны на рис.{2}} \) \ (\ left ({{\ text {d}} V / {\ text {d}} z} \ right) \) (Рис. 3c). Оба \ (Ri \) и \ (Ri _ {\ text {m}} \) оказались ниже критического значения \ ((Ri _ {\ text {c}} = 0,25) \) в диапазоне волн KH в соответствии с развитием нестабильности KH. [Примечательные особенности также могут быть отмечены в связи, например, со слоем MCT и облачной базой. Но это выходит за рамки настоящей работы, и мы сосредоточимся только на свойствах профилей в диапазоне валов KH.]

На рисунке 4 показано вертикальное и горизонтальное сечение скорости ветра по времени и высоте, оцененное с помощью радара MU. данные с 0557 LT по 0704 LT.Как и ожидалось, валы KH были связаны с почти монохроматическими возмущениями вертикальной скорости (рис. 4а), расширяющимися по обе стороны от критического уровня около 6,6 км (показано горизонтальной пунктирной линией), где горизонтальная скорость ветра сильно увеличилась. Об этих общих чертах сообщалось много раз (например, Klostermeyer and Rüster 1981; Fukao et al.2011 и ссылки в них). Максимум возмущений приходился на 06:45 LT, когда глубина валов KH была максимальной в диапазоне высот 4.0–9.0 км.{- 1}) \). Черные контуры показывают произвольный уровень мощности эхо-сигнала радара для определения границ волн KH. Отсутствующие данные связаны с загрязнением доплеровских спектров БПЛА, пролетающим рядом с РЛС МУ

Поскольку валы KH должны переноситься фоновым ветром на их средней высоте (поскольку фазовая скорость волны KH равна средней скорости фонового ветра на высоте критического уровня), горизонтальная длина волны может быть оценена на основе имеющихся данных. горизонтального фонового ветра.В дополнение к данным о ветре, собранным радиозондом, средние горизонтальные профили ветра также могут быть получены из радиолокационных данных. Значительные возмущения в измерениях горизонтальной скорости ветра (и направления ветра, не показаны), показанные на рис. 4b, затрудняют надежную оценку фонового ветра, когда наблюдались валы KH. Вместо этого полученные с помощью радара данные о ветре были усреднены за период 0557–0627 LT.

На рисунке 5a показаны вертикальные профили горизонтальной скорости ветра, зональных и меридиональных компонентов ветра (левая панель), сдвига ветра (средняя панель) и направления сдвига ветра (правая панель), полученные из данных радара, усредненных за 30 минут и наложенных на соответствующие профили, измеренные радиозондом примерно через 1 час (событие нестабильности KH произошло между ними).Высота данных радиозонда была сдвинута вверх примерно на +500 м, чтобы компенсировать уменьшение высоты атмосферных структур на рис. 2 в течение этого временного интервала. На рис. 5б показаны соответствующие вектор ветра и вектор сдвига ветра на высоте критического уровня (~ 6,6 км), измеренные радаром и радиозондом. Средняя скорость ветра и сдвиг ветра, полученные с помощью радара, составили 17 мс ^-1 и ~ 30 мс ^-1 км ^-1 , соответственно. Принимая во внимание, что полученные с помощью радара оценки ветра сглажены по времени и высоте, эти значения согласуются со значениями, полученными с помощью радиозонда примерно через час, что предполагает небольшие изменения во времени динамических условий в срезанной области до и после появления волн. KH вздымается в радиолокационных измерениях.В частности, горизонтальные векторы ветра, полученные с помощью радиолокатора и аэростата, на критическом уровне оказались идентичными, а их направления были восточными (90 ° от севера) (рис. 5b). Направления сдвига ветра, полученные с помощью радиолокатора и аэростата, составляли 110–115 ° и 145 ° от севера, соответственно (правая панель рис. 5a, b). Согласованность между ветрами, полученными с помощью радара и аэростата, позволяет предположить, что ветровые условия, наблюдавшиеся за ~ 30 мин до появления волн KH на радиолокационных изображениях, вероятно, были типичными для волн, встреченных во время и после их возникновения.Фоновые динамические условия, выраженные выражениями \ (Ri \) и \ (Ri _ {\ text {m}} \), способствующие развитию неустойчивости KH, таким образом, могли охватывать более важную горизонтальную область, чем область, покрытая наблюдаемой цепочкой KH с большой амплитудой вздымается и, вероятно, сохраняется в течение нескольких часов. Однако, поскольку наши оценки \ (Ri \) и \ (Ri _ {\ text {m}} \) не учитывают вертикальное распределение соотношений смешивания конденсированных частиц, стабилизирующий эффект может возникнуть, если \ ({\ text {d }} q _ {\ text {c}} / {\ text {d}} z <0 \) (см. выражение 1), так что нельзя исключить, что эффективное число Ричардсона могло быть больше критического значения из-за горизонтальная неоднородность этого вертикального распределения.

a (Слева) сплошные линии: профили ветра, полученные с помощью радара MU, усредненные за 30 минут (0557–0627 LT). Пунктирные линии: соответствующие профили, измеренные радиозондом примерно через 1 час. Высоты сдвинуты вверх на +0,5 км, чтобы компенсировать высотные колебания фронтального слоя. (В центре и справа): соответствующие сдвиги ветра и направления сдвига ветра. Круги — это направления сдвига, указанные радаром MU. b Векторы ветра и сдвига вокруг критического уровня по данным радара и аэростата

На рисунке 6 показан временной ряд средней вертикальной скорости на 300 м (т.е.е., два последовательных радиолокационных затвора по 150 м) по обе стороны от критического уровня от 0557 LT до 0704 LT. Возмущения вертикальной скорости около 06:45 LT превысили 3 мс ⁻¹ . Кажущийся период колебаний T был почти постоянным. Четыре оценки, соответствующие T 0, T 1, T 2 и T 3, находились в диапазоне от 210 с до 230 с. Поскольку векторы ветра и сдвига ветра были почти коллинеарны на средней высоте валов KH (рис.5), грубую оценку расстояния \ (\ lambda \) между волнами можно просто получить из произведения \ (V \ раз T \), где В = 17 мс ⁻¹ .Оказалось, что \ (\ lambda \) составляет 3,5–4,0 км. Максимальное соотношение сторон \ (D / \ lambda \) было около 0,35, что позволяет предположить, что число Ричардсона составляет около 0,10–0,15 согласно Thorpe (1973) и Blumen et al. (2001) и ссылки в нем. Это вполне согласуется с оценками Ri по данным радиозонда (рис. 3d, e), но может быть простым совпадением, поскольку соотношение между форматом изображения и Ri основано на идеализированных условиях, а оценки Ri — нет. рассмотрим возможные последствия пренебрежения водяным конденсатом.

Временной ряд W, усредненный по 300 м по обе стороны от критического уровня. T0 ~ 210 с, T1 ~ 216 с, T2 ~ 230 с и T3 ~ 209 с, в среднем 221 с и длина волны 3,71 км

Данные лидара

На рисунке 7 показано поперечное сечение времени-высоты относительных сигналов обратного рассеяния лидара RRM (вверху) и MPL (в центре), а также репликация мощности эхо-сигнала радара MU при вертикальном падении (внизу) от 06:00 до 07:00 LT и в диапазон высот 4,0–8,0 км. Возмущения обрушивающейся волны, зафиксированные лидаром RRM между 06:30 и 06:50 LT, хорошо совпали со свертыванием валов KH.Лидарные изображения обрушивающихся волн KH уже были показаны Сассеном и др. (2003) в двухслойных перистых облаках при лучшем разрешении по времени и дальности, но события выглядят одинаково. Красные кривые, наложенные на радиолокационное изображение, представляют собой приблизительные очертания возмущений KH (вверху темной полосы). Было применено смещение по высоте около + 300 м, что соответствует технической проблеме, связанной с задержкой срабатывания лидара RRM. Расположение пиков лидара RRM соответствовало округлой форме валов KH.Крюкообразные эхо-сигналы в ~ 0637 LT, ~ 0641 LT и ~ 0644 LT могут быть связаны с увлечением частиц облака в соседние валы со дна валов. Эти эхо-сигналы действительно совпадали с сильными восходящими потоками, показанными на рис. 4а. Сигналы обратного рассеяния лидара RRM усиливались не внутри валов, а на их нижних краях, где изоэнтропические поверхности должны быть растянуты и сжаты, как ожидается из теорий и численного моделирования (например, Fritts et al. 1996). Следовательно, повышенное обратное рассеяние на нижней кромке валов KH может быть, по крайней мере, частично из-за повышенной концентрации облачных частиц по отношению к динамике валов KH.

Время-высота сечения относительных сигналов обратного рассеяния (произвольные единицы) лидара RRM (вверху) и MPL (в центре), а также мощности эхо-сигнала радара MU при вертикальном падении (внизу) от 06:00 до 07:00 LT и в диапазоне высот (4–8 км). Пунктирной линией (вверху и внизу) показана средняя высота валов KH. Тонкие и короткие черные (красные) линии на нижней панели очерчивают сигналы лидара RRM и MPL относительно валов KH. Черная линия сдвинута на +80 с относительно времени, указанного на средней панели, а красная линия сдвинута вверх на +300 м

Средняя панель рис.7 показывает, что MPL также обнаружил возмущения, создаваемые волнами KH, но они не были так отчетливо видны, потому что чувствительность MPL слабее, чем чувствительность лидара RRM. Одно волновое возмущение можно различить между 0642 LT и 0646 LT на расстоянии около 6,0 км, и контур этого возмущения накладывается на радиолокационное изображение со смещением по времени ~ + 80 с (черная линия) (рис. 7, нижняя панель). ). Временная поправка была применена из-за запаздывания по времени между пиками возмущения, измеренными MPL, и значениями, измеренными лидаром RRM.Это временное запаздывание нельзя оценить без двусмысленности, потому что по изображению MPL можно идентифицировать только один пик. Но наиболее вероятная гипотеза состоит в том, что возмущение было обнаружено MPL примерно на 80 с раньше, чем одно из возмущений, зафиксированных лидаром RRM (как показано красной и черной кривыми), потому что MPL отклонился от зенита на 30 ° к северу, а Лидар RRM, управляемый вертикально, не давал отборов тех же объемов (рис. 1). Как показано на схеме на рис. 8, частично на основе дополнительной информации, полученной в результате анализа фотографий камеры «рыбий глаз», показанных позже, временная задержка может быть объяснена просто из-за горизонтальной адвекции ветра на горизонтальном расстоянии между объемами. отобранных лидарами MPL и RRM.Таким образом, это первое косвенное подтверждение того, что валы KH, наблюдаемые радаром MU, действительно переносились горизонтальным вектором фонового ветра, измеренным на их средней высоте.

a Эскиз лазерных лучей MPL и RRM вдоль оси север-юг. На высоте 6,2 км над уровнем моря (~ 6,6 км над уровнем моря) оба прибора зарегистрировали среднюю высоту волн KH на горизонтальном расстоянии ~ 3,1 км. b Соответствующий эскиз в горизонтальной плоскости.Ось вала KH была получена из фотографий, сделанных камерой «рыбий глаз» (рис. 12). Согласно измерениям ветра, выполненным радаром MU, лидар RRM обнаружил те же волны KH, что и MPL, примерно на 71–77 с позже (но не в том же месте вдоль оси вала). Это согласуется с поправкой на время, примененной на рис. 7

Волны KH и турбулентность

Несмотря на их когерентную структуру в изображении мощности радиолокационного эха, волны KH были связаны с сильно увеличенной шириной доплеровских спектров, что указывает на сильное турбулентное перемешивание в масштабе Брэгга.Оценка скорости диссипации кинетической энергии турбулентности \ (\ varepsilon \) может быть получена из выражений, приведенных, например, в работе White et al. (1999). Эти выражения могут применяться, если внешний масштаб турбулентности намного больше размеров объема радара. Это предположение является разумным здесь, учитывая максимальную глубину валов, превышающую 1000 м (≫ \ (\ Delta r = 150 \, {\ text {m}} \)). Тогда \ (\ varepsilon \) можно оценить на основе единственных измерений доплеровской дисперсии с поправкой на нетурбулентные эффекты.{- 1}) \) усреднено за 6 минут с 0642 до 0648 LT. Горизонтальные полосы показывают изменчивость во времени (± стандартное отклонение)

Снимки с камеры «рыбий глаз»

На рисунке 10 показана серия последовательных фотографий, сделанных камерой «рыбий глаз» в период с 0639 по 06:50. Исходные фотографии были перевернуты по горизонтали, так что направления на восток (запад) находятся справа (слева) от изображений. Они также были обработаны для увеличения их контрастности и яркости.

Фотографии нижней границы облаков, сделанные камерой «рыбий глаз» каждую минуту между 06:39 и 06:50 LT

На всех фотографиях запечатлена нижняя часть облаков, обнаруженная лидарами из-за очень ясного неба под ней. Первое изображение в 06:39 LT в основном показывает комковатую структуру в основании облака, вероятно, связанную с конвективной нестабильностью, запускающей слой MCT: они должны соответствовать неровностям, наблюдаемым в основании облака на изображениях лидара MPL и RRM (рис.7). Действительно, до 06:24 LT, то есть до развития КРТ, поверхность основания облака казалась гладкой (не показано), и на лидарных изображениях не было заметных выступов.

С 06:40 LT возмущения, создаваемые волнами KH, становятся видимыми с западной стороны. Они казались связными структурами, организованными в темные и яркие полосы и прокручивались на восток. На рисунке 11 показано, что эти структуры были обнаружены чуть выше обсерватории в 0646 LT (B), когда самые глубокие валы KH были захвачены радаром MU (верхняя панель рис.11). В 0649 LT (C) последняя видимая полоса появилась с запада в соответствии с коллапсом валов KH. Таким образом, изображения с камеры «рыбий глаз» подтвердили структурную эволюцию серии параллельных волн, локализованных в пространстве и перемещенных по радиолокационной станции MU, а временная эволюция, наблюдаемая на радиолокационных и лидарных изображениях, в значительной степени определялась термином адвекции.

Фотографии нижней границы облаков, сделанные камерой «рыбий глаз», и ее соответствующее положение на графике время-высота радиолокационного изображения в точке a 0641, b 0646 и c 0649 LT, после наступления валов КН.Обозначения (*) относятся к более темным полосам на некоторых фазах волновых фронтов

Сигнатура волн KH в основании облака могла быть результатом либо оптических эффектов из-за искажения поверхности облака (вариации светорассеяния), либо термодинамические процессы, которые могли повлиять на количество и размер облачных частиц. В частности, более темные области поверхности облака также могут указывать на более высокие отношения смешивания конденсированных частиц. Кстати, на некоторых фазах волнового фронта можно отметить локализованные узкие темные полосы (см. Метки «(*)» на рис.11). Их острые края предполагают, что они могли быть не просто из-за деформации основания облака, а могли быть результатом конденсации в этих местах, где, например, волна KH создавала отрицательные возмущения давления.

Фотографии, сделанные камерой «рыбий глаз», и их изменение во времени дают уникальную возможность подтвердить характеристики волн KH, идентифицированных с помощью радиолокационных и лидарных данных. На рисунке 12 показана фотография, сделанная в 0644 LT. Наложены три параллельные прямые линии [обозначенные (1), (2) и (3)], разделяющие каждую полосу (несколько искаженные объективом камеры, особенно возле краев фотографии).Четвертый [обозначенный (4)] находился на западном краю изображения и был нелегко различим в то время, но позже. По возможности, горизонтальные расстояния между двумя точками поверхности облака рассчитывались из геометрических положений на изображениях с использованием метода проецирования, описанного в подразделе «Камера« рыбий глаз »».

Фотография камеры «рыбий глаз» в 0644 LT. Прямые линии обозначают несколько искаженные фазовые фронты на изображении камеры «рыбий глаз».Метки 1, 2, 3 и 4 обозначают расположение 4 фазовых фронтов, обсуждаемых в тексте. Красная стрелка указывает направление сдвига ветра согласно измерениям радара MU. Пунктирной красной линией показано расположение поперечных сечений, показанных на рис. 14

Некоторые параметры волн KH, оцененные по радиолокационным, лидарным и аэростатным данным, можно сравнить с параметрами, непосредственно оцененными по фотографиям. Они сведены в Таблицу 1 для 0644 LT и на Рис. 13 для фотографий, собранных с 0641 LT по 0649 LT.

Изменение свойств волны KH со временем согласно изображениям с камеры «рыбий глаз». Серая область на верхней панели показывает направление сдвига ветра по данным радара MU. Красные линии показывают направление осей валов. Красные точки на нижней панели показывают горизонтальный разнос валов KH по данным радара

1. (1)

   Количество видимых полос между (1), (2), (3) и (4) совпало с тремя самыми глубокими волнами KH на радиолокационных и лидарных изображениях (рис.7). Для простоты они будут называться в дальнейшем «волна 1», «волна 2» и «волна 3».

2. (2)

   Ориентация осей полос была примерно 23–26 ° от севера (или, что то же самое, направление волнового вектора было 113–116 ° от севера) (Таблица 1 и верхняя панель рис. 13). Оси полос действительно перпендикулярны направлению сдвига ветра, полученному с помощью радара (110–115 ° от севера, красная стрелка на рис.12), подтверждая, что они показывают фазовые фронты волны KH. Небольшое несоответствие обнаружено при сравнении со сдвигом ветра, полученным с помощью радиозонда (рис. 5b).

3. (3)

   Горизонтальные длины волн \ (\ lambda_ {1} \, {\ text {and}} \, \ lambda_ {2} \) волны 1 и волны 2 в точке 0644 LT (рис. 12) оказались равными 3700 м и 4120 м соответственно (табл.1). Нижняя панель рис.13 показаны значения, полученные из 9 последовательных изображений, включая «волну 3», когда это было возможно. Все оценки вполне соответствовали значениям, полученным по радиолокационным данным (в среднем 3710 м). За исключением правых краев, где небольшое смещение (недооценка) может быть вызвано чрезмерным искажением изображения, значения для каждой отдельной волны довольно постоянны во времени: λ ₁ ~ 3700 м, λ ₂ ~ 4100 м, λ ₃ ~ 4100 м, что предполагает небольшую деформацию волн в течение ~ 8 минут, соответствующую замороженной адвекции.\ circ} \ right) \)) оценивается по смещению \ (\ Delta x \) оси (3) (соответствует минимальной яркости) между двумя последовательными фотографиями \ ((\ Delta t = 60 \, {\ text {s)}} \) от 0642 до 0647 LT, так что \ (V = \ Delta x / \ Delta t. \) минимальная яркость по оси (3) отслеживалась вдоль горизонтального участка, показанного горизонтальной пунктирной линией в Рис. {- 1} \), и фазовая скорость волны KH V ‘ была, таким образом, ~ 17.{- 1}) \) оценено по данным радара и аэростата на средней высоте валов KH, примерно на 1,0 км выше нижней границы облаков (рис. 5а). Такое совпадение предполагает, что векторы сдвига и ветра действительно были почти коллинеарны. Обратите внимание, что скорость ветра у нижней границы облаков составляла всего 5 мс ⁻¹ . Если необходимо, это дополнительная подсказка, подтверждающая, что возмущения нижней границы облаков были вызваны неустойчивостью KH, возникшей на ~ 1,0 км выше, и двигались с фазовой скоростью волны KH.

   Таблица 2 Фазовые скорости, полученные при отслеживании возмущений нижней границы облаков от 0642 LT до 0647 LT (см.рис.14 и текст для подробностей) Рис. 14

   Яркость фотографии по поперечному сечению, показанному красной пунктирной линией на Рис. 12 от 0642 LT до 0647 LT. Кружками обозначены выбранные позиции на изображении, используемом для расчета фазовой скорости волны KH

   .

Фотографии также предоставили информацию о размахе валов KH. Таблица 1 и Рис. 14 показывают, что поперечный размер самых больших валов был менее чем в два раза больше горизонтальной длины волны (обычно 6000 м).Таким образом, пятно волны большой амплитуды KH охватило только горизонтальную протяженность ~ 24 км × 6 км. Это может указывать на локализованное событие нестабильности KH, даже если условия устойчивости, способствующие возникновению волн KH, могли быть гораздо более протяженными по горизонтали, согласно данным радара и радиозонда.

(PDF) Неустойчивость Кельвина – Гельмгольца в солнечной атмосфере, солнечном ветре и геомагнитосфере

3182 В.В. Мишин, В. Томозов

Axford, W.I .: 1964, Вязкое взаимодействие солнечного ветра и магнитосферы Земли.Планета. Космос

Sci. 12, 45.

Бэйм, С., Андерсон, Р., Асбридж, Дж., Бейкер, Д., Фельдман, В., Гослинг, Дж., Хонс, Э., МакКомас, Д., младший,

Zwickl, R .: 1983, Режимы плазмы в глубоком геомагнитном хвосте — ISEE 3. Geophys. Res. Lett. 10, 912.

Беттарини, Л., Ланди, С., Раппаццо, Ф., Велли, М., Офер, М .: 2006, Неустойчивости Тиринга и Кельвина – Гельмгольца

в гелиосферной плазме. Astron. Astrophys. 452, 321. DOI.

Блюмен, В .: 1970, Сдвиговый слой невязкой сжимаемой жидкости.J. Fluid Mech. 46, 763.

Блюмен В., Дразин П.Г., Биллингс Д.Ф .: 1975, Нестабильность сдвигового слоя невязкой сжимаемой жидкости, Часть

2. J. Fluid Mech. 71, 305.

Бурлага, Л .: 1979, Магнитное поле, плазма и корональные дыры: внутренняя часть Солнечной системы. Космические науки. Rev. 23,

201.

Чандра, К .: 1973, Гидромагнитная устойчивость плоского неоднородного сдвигового потока. J. Phys. Soc. Япония 34, 539.

Чандрасекар, С .: 1961, гидродинамическая и гидромагнитная стабильность, Clarendon Press, Oxford.652 с.

Чен, Ю., Сонг, ХК, Ли, Б., Ся, Л.Д., и др .: 2010, Стримерные волны, вызванные выбросами корональной массы.

Astrophys. J. 714, 644. DOI.

Коулман, П .: 1968, Турбулентность, вязкость и диссипация в плазме солнечного ветра. Astrophys. J. 153, 371.

Дошек, Г.А., Маккензи, Д.Э., Уоррен, Х.П .: 2014, Динамика плазмы над солнечной — это верхняя часть петли мягкого рентгеновского излучения.

Astrophys. J. 788, 26.

Дразин П.Г., Дэйви А .: 1977, Неустойчивость сдвигового слоя невязкой сжимаемой жидкости.Часть 3. J. Fluid Mech.

82, 255.

Данжи, Дж.Б .: 1963, Структура экзосферы и приключения в пространстве скоростей. В: De Witt, C., Hieblot, J.,

Lebeau, A. (eds.) Геофизика: окружающая среда Земли, Gordon & Breach, New York, 403.

Einaudi, G., Boncinelli, P. , Дальбург, Р., Рассел, Б., Карпен, Дж .: 1999, Формирование медленного солнечного ветра в корональном косе

. J. Geophys. Res. 104, 521.

Фен, Л., Инчестер, Б., Ган, В.Q .: 2013, Неустойчивость Кельвина – Гельмгольца коронального стримера. Astrophys. J.

774, 141. DOI.

Флетчер Р., Каргилл П.Дж., Антиохос С.К., Гудиксен Б.В .: 2015, Структуры во внешней атмосфере Солнца.

Космические науки. Rev. 188, 211. DOI. DOI: 10.1088 / 2041-8205 / 729/1 / L8.

Фуллон, К., Веривич, Э., Накаряков, В. М., Никири, К., Фарруджа, К. Дж .: 2011a, Магнитная неустойчивость Кельвина – Гельмгольца

на Солнце. Astrophys. J. 729, L8.

Фуллон, К., Лавро, Б., Луманн, Дж. Г., Фарруджа, К. Дж. И др .: 2011b, Выбросы плазмоидов в гелиосферном токовом слое

и соответствующая эволюция пограничного слоя корональной дыры. Astrophys. J. 737, 16. DOI.

Гольдштейн М.И., Робертс Д.А., Маттеус У.Х .: 1995, Магнитогидродинамическая турбулентность в солнечном ветре.

Annu. Rev. Astron. Astrophys. 33, 283.

Гомес Д., ДеЛука Е.Е., Минини П.Д .: 2016, Моделирование неустойчивости Кельвина – Гельмгольца, вызванной

корональных выбросов массы в турбулентной короне.Astrophys. J. 818, 126.

Граттон, Ф.Т., Фарруджа, К.Дж., Коули, С.В.Х .: 1996, Магнитопауза Рэлея-Тейлора нестабильна когда-нибудь —

раз? J. Geophys. Res. 101 (A3), 4929.

Гульельми А.В., Потапов А.С., Клайн Б.И .: 2010a, Комбинированная неустойчивость Рэлея – Тейлора – Кельвина – Гельмгольца

на магнитопаузе. Geomagn. Аэрон. 50 (8), 958. Специальный выпуск 2

Гульельми А.В., Потапов А.С., Клайн Б.И .: 2010b, Solar. Terr. Phys. 15, 24 (оригинальный русский текст).

Гельмгольц, H.L.F .: 1868, О прерывистых движениях жидкостей. Sitz.ber. Preuss. Акад. Wiss. Берл. Phil.-

Hist. Kl. 23, 215.

Хольцварт, В., Шмитт, Д., Шюсслер, М .: 2007, Нестабильность потока в трубках магнитного потока. II. Продольный

прот. Astron. Astrophys. 469, 11. DOI.

Hundhausen, A .: 1972, Coronal Expansion and Solar Wind, Springer, Heidelberg, 238.

Joarder, PS, Nakariakov, VM, Roberts, B .: 1997, Проявление волн отрицательной энергии в солнечной атмосфере

.Solar Phys. 176, 285. DOI.

Джонсон, Дж. Р., Винг, С., Деламер, П. А.: 2014, Неустойчивость Кельвина – Гельмгольца в планетных магнитосфере.

Космические науки. Ред. 184,1.DOI.

Кельвин, Лорд (Томсон В.Т.): 1871, Гидрокинетические решения и наблюдения. Филос. Mag. 42, 362.

Коржов Н.П., Мишин В.В., Томозов В.М .: 1984, О роли параметров плазмы и неустойчивости Гельмгольца Кельвина–

при вязком взаимодействии потоков солнечного ветра. Планета. Космические науки.32, 1169.

Коржов Н.П., Мишин В.В., Томозов В.М .: 1985, О вязком взаимодействии потоков солнечного ветра. Советский

Астрон. 62, 371.

Коваленко В.А., Коржов Н.П .: 1976, Полуэмпирическая модель солнечного ветра. Советский Астрон. 53, 148.

Ландау Л.Д .: 1944, Устойчивость тангенциальных разрывов в сжимаемой жидкости. С. Р. (Докл.) Акад. Sci.

URSS 44, 139.

Леонович А.С .: 2011, МГД-неустойчивость хвоста магнитосферы: глобальные моды.Планета. Космические науки. 59, 402. DOI.

Леонович А.С., Мишин В.В .: Устойчивость магнитогидродинамических сдвиговых течений со стенками и без границ. J. Plasma Phys. 71, Часть 5, 645. DOI.

Неустойчивость Кельвина – Гельмгольца в ультратонкой воздушной пленке вызывает разбрызгивание капель на гладкие поверхности

Значение

Капли жидкости всегда разбрызгиваются, когда они ударяются о гладкие поверхности с достаточно высокой скоростью. Это обычное явление имеет решающее значение во многих важных областях, таких как сельское хозяйство, печать, нанесение покрытий и охлаждение распылением.Однако, несмотря на обширные исследования в течение одного столетия, происхождение брызг остается большой загадкой. Комбинируя эксперимент с моделью, мы показываем, что воздух, захваченный жидкой каплей, образует особый поток в наноразмерном зазоре. Этот воздушный поток создает напряжение в 10 раз сильнее, чем обычный воздушный поток, и создает небольшие нестабильности Кельвина – Гельмгольца, которые вызывают всплеск. Наша модель количественно согласуется с экспериментальными проверками и дает фундаментальное понимание общего явления разбрызгивания капель на гладкие поверхности.

Abstract

Когда быстро движущаяся капля ударяется о гладкую подложку, на краю расширяющегося жидкого слоя будут возникать брызги. Этому повсеместному явлению не хватает фундаментального понимания. Комбинируя эксперимент с моделью, мы показываем, что ультратонкая пленка воздуха, находящаяся под расширяющимся фронтом жидкости, вызывает разбрызгивание. Поскольку эта пленка тоньше, чем длина свободного пробега молекул воздуха, внутренний поток воздуха передает импульс с необычно высокой скоростью, сравнимой со скоростью звука, и создает напряжение в 10 раз сильнее, чем поток воздуха в обычных ситуациях.Такое большое напряжение вызывает нестабильность Кельвина – Гельмгольца на малых масштабах длины и эффективно вызывает разбрызгивание. Наша модель количественно согласуется с экспериментальными проверками и дает фундаментальное понимание повсеместного явления разбрызгивания капель на гладкие поверхности.

Обычное явление разбрызгивания капель на гладкие поверхности большинству людей может показаться простым и естественным; однако его понимание на удивление отсутствует. Брызги имеют решающее значение во многих важных областях, таких как спринклерное орошение и применение пестицидов в сельском хозяйстве, струйная печать и плазменное напыление в полиграфической и лакокрасочной промышленности, а также охлаждение распылением в различных системах охлаждения; поэтому его лучшее понимание и эффективный контроль могут иметь далеко идущие последствия для нашей повседневной жизни.Начиная с 19 века, обширные исследования ударов капель и разбрызгивания охватывали широкий диапазон управляющих параметров, включая скорость удара, размер капли, поверхностное натяжение, вязкость и свойства подложки (1–12), были предложены и обсуждены различные критерии разбрызгивания (13⇓⇓⇓⇓ – 18). Тем не менее, на самом фундаментальном уровне механизм образования брызг остается большой загадкой.

Недавний прорыв неожиданно показал важность окружающего воздуха и предположил, что взаимодействие между воздухом и жидкостью является причиной разбрызгивания (15, 19, 20).Однако это взаимодействие очень сложное: под каплей воздух задерживается как в центре удара, так и на расширяющемся фронте (21–34), а над ним атмосфера постоянно взаимодействует с ее верхней поверхностью. В результате совершенно неизвестен даже самый основной вопрос, какая часть воздуха играет существенную роль. Более того, анализ классической аэродинамики (18) показывает, что вязкое воздействие воздуха полностью преобладает над любым влиянием давления, тогда как эксперимент противоречиво выявил сильную зависимость от давления (15).Еще более загадочным было то, что было обнаружено, что скорость звука в воздухе играет важную роль в образовании брызг (15), хотя скорость удара обычно в 10–100 раз меньше! Следовательно, для решения этой головоломки требуется совершенно новое и неклассическое взаимодействие, которое может напрямую связать эти две разные шкалы времени. Из-за плохого понимания лежащего в основе взаимодействия фундаментальная нестабильность, вызывающая разбрызгивание, неясна: преобладающая модель неустойчивости Рэлея-Тейлора (RT) (35) противоречит наблюдению, зависящему от давления (15, 19, 20), тогда как недавнее предположение неустойчивости Кельвина – Гельмгольца (КГ) не имеет прямого подтверждения (19, 36).Поэтому выяснение лежащего в основе взаимодействия воздуха и жидкости и дальнейшая иллюстрация нестабильности, вызывающей всплески, в настоящее время являются наиболее важными проблемами в этой области.

Для решения этих проблем мы производим специальные пористые подложки, которые обеспечивают эффективный отвод воздуха в тщательно спроектированных местах и ​​систематически исследуют взаимодействие воздуха и жидкости и нестабильность, вызывающую появление брызг. Делая поры либо в центре удара, либо на расширяющейся кромке, мы обнаруживаем, что воздух, захваченный под расширяющейся кромкой, вызывает разбрызгивание.Поскольку захваченный воздух тоньше, чем длина свободного пробега молекул воздуха, внутренний воздушный поток передает импульс с необычно высокой скоростью, сравнимой со скоростью звука, и создает напряжение в 10 раз сильнее, чем у обычного воздушного потока. Такое большое напряжение вызывает нестабильность Кельвина – Гельмгольца на очень малых масштабах длины и эффективно вызывает всплески. Наша модель количественно согласуется с экспериментальными проверками и дает фундаментальное понимание повсеместного явления разбрызгивания капель на гладкие поверхности.

Результаты

Мы выпускаем капли жидкости миллиметрового размера с разной высоты и ударяем их по разным поверхностям. Чтобы гарантировать воспроизводимое и выраженное разбрызгивание, мы выбираем жидкости с низким поверхностным натяжением. Жидкости также находятся в режиме низкой вязкости, где поверхностное натяжение преобладает над вязким эффектом (19, 20). Используются три типа подложек: гладкие подложки, узорчатые протекающие подложки и узорчатые не протекающие подложки, как показано на рис. 1 A . Для подложек с рисунком, изготовленных методом оптической литографии, диаметр пор составляет 75 ± 5 мкм, что намного меньше диаметра жидких капель миллиметрового размера.Протекающая и непротекающая подложки имеют идентичный рисунок пор, за исключением того, что в первом случае поры проходят полностью, а во втором случае поры проходят только наполовину. Таким образом, протекающая подложка показывает результат ударов с эффективным отводом воздуха, тогда как непротекающая подложка обеспечивает сравнение с нулевой утечкой. Все эксперименты проводятся при атмосферном давлении P0 = 101 кПа и записываются методом скоростной фотосъемки. Чтобы убедиться, что наши результаты в целом верны, мы проводим эксперименты с шестью различными жидкостями, двумя разными материалами подложки и различными скоростями удара ( SI Text ).Все эксперименты демонстрируют последовательное поведение, которое демонстрирует надежность нашего открытия.

Отличные результаты разбрызгивания капель жидкости на разные поверхности. ( A ) Изображения трех разных носителей: гладкие, с рисунком протекающих и с рисунком без протекания. Диаметр пор и расстояние между порами составляют 75 ± 5 мкм. Протекающая и непротекающая подложки имеют идентичный рисунок пор, за исключением того, что для первой подложки поры проходят полностью, а для последней — только наполовину.( B ) Соответствующие результаты разбрызгивания для трех типов подложек, для капли этанола диаметром 3,5 ± 0,1 мм и скоростью удара V0 = 1,92 ± 0,01 м / с. Брызги появляются значительно на гладкой основе, полностью исчезают на узорчатой ​​протекающей подложке и снова появляются на узорчатой ​​непротекающей подложке. Это наглядно демонстрирует, что попадание воздуха под каплю вызывает разбрызгивание.

На рис. 1 B показаны соответствующие результаты удара для трех подложек, показанных на рис.1 A , при той же скорости удара V0 = 1,92 ± 0,01 м / с (фильм S1). По-видимому, брызги возникают значительно на гладкой подложке, исчезают на узорчатой ​​протекающей подложке и снова появляются на узорчатой ​​не протекающей подложке (Рис.1 A и B , Верх , Средний и Низ , соответственно. ). Полное исчезновение брызг на протекающей подложке однозначно доказывает, что воздух, попавший под жидкость, вызывает разбрызгивание, а когда она стекает, брызги исчезают.Кроме того, повторное появление брызг в третьем ряду узорчатой, но не протекающей подложки еще раз подтверждает, что результат разбрызгивания меняет воздух, а не узор поверхности.

Более конкретно, воздух задерживается под жидкостью в двух разных местах: в центре удара (21⇓⇓⇓⇓⇓⇓⇓ – 32) и расширяющейся кромке (33), которые разделены большой смоченной областью между ними (Рис. 2 С ). Какая ловушка необходима для разбрызгивания? Мы решаем этот вопрос с помощью ударных экспериментов на двух соответствующих подложках, как показано на рис.2 A : Верхняя подложка обеспечивает полный отвод воздуха в центре удара, а нижняя подложка устраняет захват воздуха только по краю. Особое внимание уделяется тому, чтобы первый контакт всегда происходил в центре подложки. Результаты удара показаны на рис. 2 B (Movie S2): очевидно, что слив воздуха в центре не устраняет разбрызгивание (рис. 2 B , верхний ), тогда как удаление захвата воздуха на краю полностью исключает разбрызгивание (Инжир.2 B , Нижний ). Это открытие ясно указывает на то, что существенную роль играет воздух, захваченный под расширяющейся кромкой (33).

Захват воздуха на расширяющейся кромке вызывает разбрызгивание. ( A ) Изображения двух носителей с протекающими областями в центре или по краям. Поры имеют диаметр 75 ± 5 мкм. Верхняя подложка обеспечивает полный отвод воздуха из центра удара, а нижняя подложка исключает попадание воздуха по краям.( B ) Соответствующие результаты разбрызгивания на эти две подложки для капли этанола со скоростью удара V0 = 1,92 ± 0,01 м / с и диаметром 3,5 ± 0,1 мм. Разбрызгивание происходит ( верх, ), но исчезает ( низ, ), показывая, что воздух, захваченный на расширяющейся кромке, вызывает разбрызгивание (33). ( C ) Схема, показывающая геометрию удара и соответствующие величины: скорость удара — V0, скорость расширения фронта — Ve, радиус расширения — r , а толщина жидкого слоя — d .Воздух задерживается как под центром, так и под расширяющимся фронтом, но анализ сосредоточен только на расширяющемся фронте (внутри красного эллипса). ( D ) Мультяшные картинки (нарисованные не в масштабе), демонстрирующие подробный процесс разбрызгивания на гладкую основу. Ультратонкая воздушная пленка, захваченная жидкостью, вызывает неустойчивость КН, на что указывает пунктирная кривая, которая впоследствии перерастает в разбрызгивание. ( E ) Соответствующая ситуация на протекающей подложке. Воздушная пленка отсутствует, потому что воздух стекает, что, следовательно, устраняет нестабильность и разбрызгивание.

Делая поры в разных областях, мы поясняем, что разбрызгивание создается за счет захвата воздуха под расширяющимся фронтом. Далее мы проиллюстрируем подробное взаимодействие воздуха и жидкости в этом захваченном воздухе. Согласно предыдущему эксперименту (33), этот захват представляет собой ультратонкую пленку воздуха с типичной толщиной 10 ~ 100 нм, меньшей или сопоставимой со средней длиной свободного пробега молекул воздуха (около 70 нм при P0 = 101 кПа). В результате нарушается непрерывная аэродинамика, и необходимо учитывать микроскопическую картину в режиме Кнудсена.Внутри этой пленки молекулы воздуха прямо под поверхностью жидкости естественным образом получают среднюю скорость, идентичную расширяющемуся фронту жидкости, Ve, а затем передают этот импульс ближайшей твердой поверхности на расстоянии 10 ~ 100 нм (соответствующая геометрия и количества показаны на рис. 2 C и D ). Поскольку расстояние перемещения меньше или сравнимо со средней длиной свободного пробега, молекулы воздуха по существу достигают твердой поверхности с помощью баллистических движений, скорость которых сравнима со скоростью звука.Такое быстрое движение обеспечивает удивительно высокую эффективность передачи импульса и создает большое напряжение, связанное со скоростью звука. Подробный расчет П.Г. де Жена дает точное выражение напряжения (37): ΣG = ρa⋅c⋅Ve / 2πγ, где ρa — плотность воздуха (значение при P0 используется, потому что это вовлечение воздуха непосредственно открыто для вне атмосферы, как показано на рис. 2 D ), c скорость звука в воздухе, Ve скорость расширения жидкого фронта и γ = 1.4 адиабатическая газовая постоянная. Следовательно, выражение ΣG, основанное на баллистическом движении молекул воздуха в ультратонкой воздушной пленке, естественным образом связывает две различные скорости, скорость звука и скорость расширения, и объясняет выдающуюся загадку, наблюдаемую ранее (15).

Далее мы проиллюстрируем ΣG, сравнив ее с напряжением Бернулли от ветра, дующего через поверхность жидкости при обычных обстоятельствах. Для обычного воздушного потока напряжение принимает выражение Бернулли ρa⋅Ve2, которое отличается от ΣG∼ρa⋅c⋅Ve типичным коэффициентом c / Ve.С учетом характерных значений c∼100 м / с и Ve∼10 м / с, очевидно, что ΣG на порядок больше, чем обычная ситуация, и, таким образом, ведет себя как особый воздушный поток в 10 раз сильнее. Мы предполагаем, что этот специальный поток воздуха может вызвать нестабильность KH вокруг наконечника жидкости и вызвать разбрызгивание, как схематически показано на рис. 2 D (пунктирная кривая указывает на нестабильность, не в масштабе).

Чтобы получить количественное представление, мы построим модель KH-неустойчивости внутри сверхтонкой воздушной пленки.Следуя классической работе Джона У. Майлза (38), запишем дифференциальное уравнение для границы раздела в соответствии с балансом напряжений: Lη + md2ηdt2 = −pa. [1] Здесь η = aei (kx − ωt) — малая амплитуда возмущения на границе раздела, L — линейный оператор, такой что Lη дает напряжение, сопротивляющееся деформации η поверхности, m = ρl / k — эффективная масса жидкости на единицу площади с ρl — плотностью жидкости и k волновое число, pa — аэродинамическое напряжение, действующее на границу раздела.Очевидно, это уравнение эквивалентно второму закону Ньютона для точечной массы и, следовательно, должно быть в целом справедливым. Для масштаба длины, намного меньшего, чем длина капилляра (∼1 мм), гравитацией можно полностью пренебречь и иметь значение только поверхностное натяжение, что приводит к Lη = σk2η, где σ является коэффициентом поверхностного натяжения жидкости (38, 39). В частности, аэродинамическое напряжение может быть выражено как pa = −ΣGkη, где мы заменили напряжение Бернулли в исходной литературе на ΣG, а знак минус соответствует нестабильности KH (38).

Подключив все эти термины к уравнению. 1 приводит к дисперсионному соотношению ω2 = (σk3 − ΣGk2) ρl. [2] Обратите внимание, что дисперсионное соотношение зависит от времени, поскольку ΣG∝Ve изменяется со временем. Система станет нестабильной, когда правая часть станет отрицательной, что происходит, когда дестабилизирующее напряжение ΣG преодолевает стабилизирующий эффект от σ . Взяв dω / dk = 0, мы получим волновое число наиболее опасной моды, которая растет быстрее всего, km = 2ΣG / 3σ. Подключаем km обратно в уравнение. 2 , получаем ωm2 = — (4ΣG3 / 27σ2ρl) и, таким образом, скорость роста наиболее опасной моды составляет | ωm | = 4ΣG3 / 27σ2ρl. Используя типичные экспериментальные значения, мы можем оценить численные значения масштабов длин и масштабов времени для наиболее опасного режима: км-1∼30 мкм и | ωm-1 | ∼50 мкс. Оба значения намного меньше, чем в обычных ситуациях нестабильности KH. км − 1∼30 мкм также хорошо согласуется с размером вторичных брызгающих капель.

Из-за необычно большого напряжения ΣG, которое в 10 раз сильнее, чем обычное выражение Бернулли, воздушный поток в ультратонкой воздушной пленке может генерировать неустойчивости КН с необычно малым масштабом длины, км − 1 = 3σ / 2ΣG.Физика, лежащая в основе, довольно проста: легкий ветерок может генерировать медленно меняющиеся длинноволновые возмущения, тогда как сильный ветер может вызывать гораздо меньшие волнения; точный размер зависит от баланса напряжений между аэродинамическим напряжением, ΣG, и восстанавливающей реакцией границы раздела, поверхностным натяжением σ . Поскольку км − 1 мал, теперь могут появиться крошечные волны, которые не могут быть созданы обычным воздушным потоком.

Что еще интереснее, в этой задаче есть еще один собственный масштаб длины: толщина жидкого слоя, d .Таким образом, в определенный момент размер нестабильности км-1 может совпадать с толщиной d и генерировать пространственный «резонанс» в масштабах длины. Мы предполагаем, что именно этот пространственный резонанс значительно ускоряет рост нестабильности и вызывает разбрызгивание, как показано на рис. 2 D . Напротив, на протекающей подложке ультратонкая воздушная пленка не существует из-за дренажа воздуха, что, следовательно, устраняет небольшую нестабильность KH и разбрызгивание, как показано на рис.2 E .

Наша модель по существу описывает резонанс в масштабе длины, км − 1 = d, который сильно усиливает неустойчивость КН и вызывает разбрызгивание. Поскольку и км − 1, и d могут быть получены экспериментально, мы можем количественно проверить эту модель. В частности, поскольку и км-1, и d меняются со временем по мере продвижения жидкого фронта, их совпадение должно происходить в определенном месте, r = r0, где возмущение со стороны воздуха должно быть наиболее критическим. Чтобы исследовать это критическое место, мы изготавливаем различные подложки с участками утечки вокруг определенных радиусов, как показано на рис.3 А . Соответствующие результаты удара показаны на рис. 3 B : брызги полностью исчезают, когда поры образуются вокруг критического радиуса, как показано на рис. 3 B , Средний ; тогда как значительное разбрызгивание происходит, когда поры сделаны с немного меньшим или большим радиусом, как показано на Рис. 3 B , Top и Bottom (Movie S3). Очевидно, существует критический радиус, вокруг которого возмущение со стороны воздуха наиболее критично, и эффективный отвод воздуха в нем полностью исключает разбрызгивание.Наличие критического места хорошо согласуется с нашей резонансной картиной.

При совпадении размера нестабильности и толщины слоя жидкости возникает всплеск. ( A ) Три подложки с участками утечки около трех разных радиусов: меньший, критический и больший r s. ( B ) Соответствующие результаты разбрызгивания при V0 = 1,92 м / с на этих трех основаниях. Значительное разбрызгивание появляется в Верхний и Нижний , но не брызгает в Середине .Очевидно, существует критический радиус, вокруг которого возмущение воздуха наиболее критично, а дренаж воздуха полностью исключает разбрызгивание. ( C ) Критическая область перекрывается с местом резонанса r0, где km − 1 = d. Мы определяем r0 путем пересечения кривых км-1 и d из независимых измерений (обратите внимание, что d насыщается около 50 мкм без нестабильности, но утолщается до 80 мкм с нестабильностью). Критическая область, определяемая протекающей подложкой, находится между двумя пунктирными линиями.Хорошее перекрытие между пересечением кривой и критической областью хорошо согласуется с нашей моделью. ( D ) Места начала разбрызгивания, измеренные в ходе экспериментов, в сравнении со значениями, предсказанными нашей моделью на гладких подложках. Показаны различные жидкости, субстраты и скорости удара; экспериментальное измерение ronset отлично согласуется с предсказанием модели r0. Сплошные и открытые символы обозначают две подложки: стекло и оптический клей NOA81; а разные формы указывают на разные жидкости.( Врезка ) Определение начальной точки r0 с помощью модели.

Далее мы проверяем, что именно в этом критическом месте выполняется условие резонанса km − 1 = d. Без какого-либо подгоночного параметра мы напрямую получаем км − 1 и d из независимых измерений и наносим их на график как сплошные и светлые символы, соответственно, на рис. 3 C . По определению, эти два набора данных пересекаются около r0, где km − 1 = d; кроме того, критическая область, обозначенная протекающей подложкой на рис.3 A показан между двумя пунктирными линиями. Очевидно, что пересечение данных и критическая область довольно хорошо перекрываются, подтверждая, что критической областью для разбрызгивания действительно является место резонанса r0, предсказанное нашей моделью. Дополнительные эксперименты с различными жидкостями и скоростями подтверждают, что критерий разбрызгивания, km − 1 = d, является надежным и универсальным ( SI Text , Table S1 и Fig. S1 A и B ). Этот критерий также удовлетворительно объясняет эмпирическую зависимость, наблюдаемую в предыдущем эксперименте (15).Далее мы поясняем, что, хотя поверхностное натяжение преобладает над вязкостью при стабилизации системы, вязкость жидкости действительно играет роль в модели благодаря ее сильному влиянию на Ve и d (15, 19).

В более общем плане, возможность определения r0 с помощью нашей модели позволяет количественно прогнозировать точное место, где сначала должны появиться брызги, на любой гладкой основе. На основе экспериментов с протекающими субстратами мы показали, что слив воздуха около r0 может полностью устранить или значительно уменьшить разбрызгивание.Соответственно, на гладкой подложке без пор и утечек воздух, захваченный при r0, вызовет сильную нестабильность и приведет к началу разбрызгивания. Следовательно, мы можем количественно предсказать место начала разбрызгивания на гладкой подложке, найдя r0 на пересечении кривых км-1 и d , как показано на рис. 3 D , Вставка . Отдельно и независимо мы можем экспериментально измерить место, где впервые появляются брызги, ronset, с помощью высокоскоростной фотографии.Измерения, полученные в результате эксперимента, начальный этап и предсказания нашей модели, r0, напрямую сравниваются на рис. 3 D : В обширных условиях с разными жидкостями, скоростями и субстратами согласие между экспериментом и моделью довольно выдающееся. , обеспечивая прочную поддержку нашей картины поколения брызг.

Обсуждение

С тщательно спроектированными пористыми подложками мы идентифицируем нестабильность KH, возникающую в сверхтонкой воздушной пленке, как источник разбрызгивания на гладкие поверхности.Эта картина количественно согласуется с экспериментальными проверками и иллюстрирует основной механизм разбрызгивания. Однако мы поясняем, что неустойчивость KH обеспечивает только механизм образования каймы на краю, который впоследствии взлетает; в то время как разрыв обода и жидкого слоя может включать какой-то другой механизм, такой как неустойчивость Плато-Рэлея, который требует дальнейшего исследования. Отметим также, что наши эксперименты проводятся в режиме низкой вязкости, где поверхностное натяжение преобладает над вязким эффектом.Это обеспечивает основу для применения нестабильности К.Г. только с поверхностным натяжением, но без вязкости. Для разбрызгивания более вязких жидкостей следует учитывать эффект вязкости, и требуются дальнейшие исследования.

Более интересно то, что такое захват воздуха происходит довольно часто при движении жидкости на твердых субстратах, предлагаемая нами в настоящее время нестабильность может обеспечить естественный механизм для обычных явлений смачивания жидкость-твердое тело во время динамических движений: рост нестабильности в ультратонком воздухе пленка может вызвать первоначальное соприкосновение жидкости с твердым телом, которое впоследствии перерастет в полное смачивание.Дальнейшие исследования в этом направлении могут проиллюстрировать повсеместный процесс динамического смачивания и оказать значительное влияние на индустрию нанесения покрытий. Этот механизм также может иметь решающее значение при ударах по супергидрофобным поверхностям (3, 4, 11, 12), где постоянно происходит захват воздуха. Распространение неустойчивости КГ на состояние сверхтонкой воздушной пленки открывает еще одно интересное направление для этого классического анализа неустойчивости.

Благодарности

Мы благодарим Майкла Бреннера, Хау Юнг Ло, Ци Оуян, Чу Чжан и Бо Чжэн за отличное обсуждение и помощь.Этот проект поддерживается грантами Гонконгского фонда общих исследований (GRF) CUHK404211 и CUHK404912, а также прямым грантом 4053081 Китайского университета Гонконга.

Сноски

• Вклад авторов: L.X. спланированное исследование; Ю.Л. и П. разработал эксперимент; Ю.Л. проведенное исследование; Y.L., P.T. и L.X. проанализированные данные; Y.L., P.T. и L.X. написал статью; и L.X. разработал модель и курировал проект.

• Авторы заявляют об отсутствии конфликта интересов.

• Эта статья представляет собой прямое представление PNAS. W.Z. Приглашенный редактор по приглашению редакционной коллегии.

• Эта статья содержит вспомогательную информацию на сайте www.pnas.org/lookup/suppl/doi:10.1073/pnas.1417718112/-/DCSupplemental.

Наблюдение нестабильности Кельвина – Гельмгольца в выбросе солнечной струи

Приборы и данные

SJI 1400 Å получены с космического аппарата IRIS с каденцией 3 секунды и шкалой 0 пикселей.″ 33. Для измерения доплеровской скорости мы используем данные спектрографа на IRIS в 1402,77 Å. В дополнение к этому, изображения EUV от AIA на борту SDO используются для отображения динамики струи. Каденция составляет 12 с, а пространственная дискретизация составляет 0,6 пикселя ^-1 . Мы используем данные, наблюдаемые в 304, 171, 193, 211, 131, 335 и 94 Å, которые имеют сильную реакцию на логарифмические температуры около 4,7, 5,8, 6,2, 6,3, 7,0, 6,4 и 6,8 Кельвина, соответственно. Магнитограммы LOS с каденцией 45 секунд и 0.″ 5 на пиксель из HMI на SDO также применяются для изучения магнитной эволюции.

Стандартная модель струи

Стандартная модель струи была предложена несколько десятилетий назад ³⁸ . Ключевая идея этой модели состоит в том, что токовый слой формируется по мере приближения магнитной дуги в основании струи к окружающему открытому полю противоположной полярности. Магнитное пересоединение происходит, когда токовый слой становится достаточно прочным и тонким. Токовый слой разрушен из-за всплеска взаимообмена между магнитной аркой основания реактивной струи и ее окружающим полем.Магнитное пересоединение высвобождает энергию, и плазма в пересоединенном поле нагревается до нескольких миллионов градусов, достаточно горячих, чтобы испускать рентгеновские лучи. Некоторая горячая плазма может вырваться вдоль пересоединенных открытых силовых линий и стать шпилем струи. Между тем образуется новая магнитная дуга, которая может сжиматься вниз вместе с горячей плазмой, нагретой от повторного соединения, что наблюдается как яркая точка на рентгеновских изображениях ^39,40 .

Модель противовыбросовой струи

Согласно модели противовыбросовой струи ²⁶ , магнитная дуга у основания струи приближается к окружающему открытому полю противоположной полярности с интенсивным сдвигом и скручиванием в поле сердечника в основной дуге.Сильный сдвиг и закрутка магнитного поля в ядре основной дуги струи вызывают извержение, вызывая выбросы струй и связанные с ними волны ²⁸ . Возникновение прорыва струй вызывается всплеском пересоединения на межфазном токовом слое, так же, как и для стандартных струй. Затем арка со срезанным сердечником начинает извергаться и вызывает больше повторных соединений. Повторное соединение может происходить в трех разных местах: на границе раздела токового слоя, между протянутыми ветвями внутреннего извергающегося поля с противоположной полярностью и между ветвью извергающегося магнитного жгута основного поля и его окружающим открытым полем противоположной полярности.Выдувные извержения продолжают формировать яркую точку струи, могут вызвать вспышку аркады внутри базовой арки и могут привести к образованию шпиля со сложной структурой с сильным магнитным напряжением ^41,42,43,44 . На основе модели выброса рисуется рисунок для отображения сценария повторного включения струи в тексте (см. Дополнительный рис. 6). Первый рисунок — магнитная топологическая структура перед джетом. Окружающее поле сложное, и только несколько репрезентативных линий поля нарисованы желтым цветом для визуализации связей.Красный узор представляет материал холодной нити. Новый магнитный поток, изображенный синими линиями, постоянно возникает и приближается к окружающему полю. Повторные соединения происходят в разных местах, и магнитная структура после начала струи показана на дополнительном рис. 6b. Нить активируется и выталкивается, как показано красным контуром. После начала, повторные соединения продолжают происходить и приводят к впечатляющей эволюции реактивного самолета.

Раскручивание в солнечных струях

Спиральная структура, или вращение, является общей геометрической особенностью солнечных струй, и многие исследования показывают, что она приводится в движение магнитным раскручиванием. ⁴⁵ .В обдувной струе в основании струи имеется скрученный магнитный жгут (или нить), и скручивание может быть снято путем повторного соединения между магнитным жгутом и окружающими открытыми полями, что приводит к магнитному раскручиванию ⁴⁶ . Здесь вращение струи может быть вызвано и магнитным раскручиванием. Угол тангажа составляет около 30 ° -60 °. Предполагая, что плазма движется вдоль магнитной линии, а траектория представляет собой морфологию магнитного поля, мы оцениваем, что отношение азимутальной составляющей к составляющей вдоль магнитной оси приблизительно равно 0.6−1.7.

KHI в солнечной атмосфере

KHI был впервые обнаружен на спокойных протуберанцах в солнечной атмосфере с использованием данных, полученных с помощью солнечного оптического телескопа (SOT) на борту Hinode ^17,18 . С помощью наблюдений SDO / AIA, KHI был обнаружен на границе раздела между областью затемнения и окружающей короной ⁴⁷ и на фланге быстрого CME на высоте менее 150 мм над поверхностью Солнца ¹⁵ . KHI в основном идентифицируется по появлению растущей ряби или связанного с ним вихря головы плюма.Предполагается, что кинкоподобные колебания стримера ⁴⁸ и быстрые красные и голубые отклонения ⁴⁹ в хромосфере Солнца также вызваны KHI.

Оценка магнитного потока

Мы оцениваем магнитный поток в основании струи, используя фотосферное магнитное поле, полученное с помощью HMI. По сохранению магнитного потока внутри одной и той же группы магнитных петель можно вычислить плотность магнитного потока для других положений струи, зная ее площадь.Мы предполагаем, что тело струи представляет собой цилиндр, поэтому его площадь поперечного сечения легко определить, поскольку мы можем измерить диаметр.

Измерение скорости

Чтобы определить скорости объемных потоков, мы выбираем несколько характерных ярких точек в потоках и отслеживаем их движение. Каденция позволяет нам измерять пройденное расстояние каждые 3 секунды, а общее время и общее расстояние можно легко определить. Разделив расстояние на время, мы получим среднюю скорость.

Измерение температуры

Используя метод анализа дифференциальной меры эмиссии (DEM), который основан на «xrt_dem_iterative2.pro» в пакете программного обеспечения Solar ^50,51 , мы выводим температурную карту из AIA 94 Å (Fe XVIII ), 131 Å (Fe VIII, Fe XX, Fe XXIII), 171 Å (Fe IX), 193 Å (Fe XII, Fe XXIV), 211 Å (Fe XIV) и 335 Å (Fe XVI). Поскольку существует небольшая температурная дискриминация при низких температурах в каналах AIA, мы должны упомянуть, что этот метод измерения температуры применим только для корональных структур, более горячих, чем ~ 1 МК.В этом письме струя видна одновременно в нескольких каналах AIA, что подразумевает, что структура либо в широком смысле является мульти-термической, либо имеет холодную (∼10 ⁵ ) температуру ^52,53 . Поскольку все каналы AIA и канал IRIS реагируют на низкие температуры из-за холодных, относительно слабых спектральных линий, присутствующих в полосах пропускания, а также отчетливо наблюдается струя в полосе пропускания IRIS 1400 Å, более вероятно, что струя является переходной. Структура региона. Кроме того, в струе имеется гораздо более холодный материал нити, поэтому метод DEM может привести к большой погрешности при вычислении температуры.На данный момент нет лучшего метода измерения температуры, который можно было бы использовать, и значение температуры, представленное здесь, является только справочным.

Спектральный анализ

Мы используем растровые данные IRIS уровня 2, которые были скорректированы по темноте, с плоскими полями и геометрически исправлены, для измерения связанных с ними доплеровских сдвигов. В основном мы анализируем излучение линии Si IV 1402,77 Å, которая формируется в средней переходной области с температурой ∼0,065 МК. Ближайший S I 1401.Линия 51 Å используется для калибровки абсолютной длины волны ⁵⁴ . Мы измеряем доплеровские сдвиги линии S I семь раз (примерно в момент фокусировки) и сравниваем значения со стандартными. Среднее различное значение считается значением калибровки, а стандартное отклонение — ошибкой калибровки. Чтобы получить доплеровский сдвиг материала струи, мы применили однократную гауссову аппроксимацию к профилю линии Si IV (см. Дополнительный рис. 4). В 19:34:12 UT через щель возник объемный поток от основания к хвостовой части, как показано на дополнительном рис.4а. Анализируя спектральные профили Si IV 1402,77 Å, мы находим, что доплеровское красное смещение относительно фона составило 21,8 км с ⁻¹ (дополнительный рис. 4b, c). Ошибка калибровки длины волны составляет 4.4 км с ⁻¹ . Используя тот же метод, давайте теперь проанализируем движение обратного потока, когда он прошел через щель (см. Дополнительный рис. 4d-f). Обратный поток развивался в направлении, противоположном исходному объемному потоку, и демонстрировал явное синее доплеровское смещение, соответствующее соответствующей скорости -10.3 км с ⁻¹ . Ошибка калибровки длины волны составляет 4.8 км с ⁻¹ . Ошибка калибровки изменила бы значение доплеровской скорости потока. Сравнивая ошибку калибровки с доплеровской скоростью, мы заключаем, что смещение потока в красную или в синюю сторону не изменится.

Теоретическое рассмотрение

Как упоминалось выше, предполагается, что струя представляет собой группу тонких магнитных трубок, а «F1» и «F2» — потоки в двух соседних магнитных трубках, соответственно.Далее мы также обозначаем «F1» и «F2» две трубки потока с объемным потоком, а их свойства выделяются индексами «1» и «2». Чтобы смоделировать довольно сложную ситуацию, мы предполагаем, что плазма однородная, несжимаемая, идеальная, и рассматриваем только двухмерное движение магнитной трубки. В точке «F1» («F2») напряженность магнитного поля составляет около 434 Гс (329 Гс) и определяется на основе магнитограммы HMI LOS. Диаметр трубок в фотосфере составляет 100 км. В месте развития KHI измеренные выше значения ширины потоков (630 км для «F1» и 460 км для «F2») можно интерпретировать как диаметры магнитных трубок.Следовательно, согласно закону сохранения магнитного потока, напряженности магнитного поля «F1» и «F2» составляют приблизительно B ₁ = 11 Гс и B ₂ = 15 Гс. {2}] / {\ mu} _ {0} {\ rho} _ {1} {\ rho} _ {2} $$

(1)

где \ (\ overrightarrow {k} \), \ (\ overrightarrow {V} \), \ (\ overrightarrow {B} \), ρ — волновой вектор, скорость, магнитная напряженность и плотность массы в флюсовая трубка соответственно.{2}) / {\ mu} _ {0} {\ rho} _ {1} {\ rho} _ {2}} \ mathrm {.} $$

(2)

Так как ρ = n ⋅ m ( m = 1,673 × 10 ⁻²⁷ кг) и B и n уже оценены, мы получаем, что порог Δ V = 279 км / с. Как видно из формулы, влияние магнитного поля на KHI зависит от его ориентации. Составляющая магнитного поля, параллельная неоднородности границы раздела, может оказывать восстанавливающую силу и может подавлять рост KHI, в то время как перпендикулярная составляющая не имеет значения ⁵⁵ .Здесь магнитное поле не строго параллельно потоку, поскольку мы видим, что второй поток вращается, проходя через сторону струи. Теоретически в этом случае KHI будет возникать, пока угол между потоком и магнитным полем больше 43 °, что возможно в нашей ситуации. Эти гипотезы идеальны, и результаты сильно зависят от угла между потоком и магнитным полем. Однако реальная ситуация сложна, и трубка с закручивающим магнитным потоком может снизить порог угла.Недавнее трехмерное (3-D) моделирование магнитной гидродинамики (МГД) показало, что, хотя драпировка сильной хвостовой компоненты межпланетного магнитного поля Parker-Spiral имеет тенденцию стабилизировать рост нестабильностей, KHI с пометкой \ (\ overrightarrow { k} \), ориентированный примерно на 41 ° от плоскости сдвигового потока, все еще переходит в нелинейную фазу, и магнитное пересоединение может происходить как вторичный эффект ⁵⁶ . Моделирование помогает понять, как KHI действительно происходит для солнечных струй.

Скорость роста KHI

После того, как KHI имеет место, мы выбираем два положения (см. Рис. 3f, где искажение является наибольшим, а место справа указано синей стрелкой) на струе и измеряем эти искажения. {2}) / {\ mu} _ {0}} / \ lambda ( {\ rho} _ {1} + {\ rho} _ {2} \ mathrm {).} \ end {array} $$

(3)

Предполагая, что угол между потоком и магнитным полем составляет около 45 °, принимая во внимание расстояние между двумя вихрями как соответствующую характеристическую длину волны (∼5000 км), и подставляя значение разности скоростей в формулу, мы можем оценить теоретическая скорость роста γ = 0,033. Когда угол между потоком и магнитным полем увеличивается до 60 °, скорость роста возрастает до 0,093. Примечательно, что измеренные значения имеют тот же порядок, что и теоретически оцененные.Отклонение может быть вызвано многими причинами. Помимо ошибки измерения, предположения теории также будут учитывать разницу.

Плазменный нагрев KHI

Мы изучаем изменение температуры и обнаруживаем, что процесс нагрева появляется во время KHI, как показано на дополнительном рис. 4a. Мы выбираем область (обведенную черной кривой) и вычисляем среднюю температуру, которая примерно на 2 МК выше во время KHI, чем до и после события. Теоретические исследования показали, что KHI в малых масштабах может играть важную роль в диссипации энергии связанных волн и струй, а также в нагреве плазмы в солнечной атмосфере.Здесь предполагается, что повышение температуры вызвано процессом нагрева плазмы, который вызывается KHI. Нагрев плазмы, связанный с KHI, ранее изучался в других астрофизических явлениях. Комбинируя наблюдение кластеров и численное моделирование с помощью МГД, недавнее исследование предоставляет доказательства того, что быстрые магнитозвуковые волны ионного масштаба (200-2000 км), генерирующие внутри жидких (36000 км) вихрей KH на границе магнитосферы Земли, обладают достаточной энергией для обеспечения значительный нагрев ионов (увеличение на 2 кэВ = 20 МК для наблюдаемой популяции ионного потока), таким образом демонстрируя, как перекрестный перенос энергии от жидких к ионным масштабам может привести к нагреву ионов. ⁵⁷ .Эти кросс-масштабные механизмы могут также способствовать нагреву солнечной короны и играть роль в других астрофизических плазмах ³⁷ . Кроме того, нелинейное трехмерное МГД-моделирование показало, что резонансные диссипативные слои подвержены KHI, и эти резонансные слои генерируют мелкомасштабные турбулентные движения, которые увеличивают параметры диссипации, например вихревая вязкость, приводящая к рассеянию энергии и, в конечном итоге, вызывающая нагрев солнечной короны альфвеновскими волнами ^58,59 .Этот сценарий представляет собой весьма жизнеспособный механизм нагрева. Точный механизм нагрева в нашем сообщении требует дальнейшего изучения с гораздо более высоким пространственным и временным разрешением.

Доступность данных

Все данные, использованные в настоящем исследовании, находятся в открытом доступе. Данные IRIS, подтверждающие выводы этого исследования, доступны по адресу http://iris.lmsal.com/. Магнитограммы SDO / HMI LOS и изображения SDO / AIA EUV можно загрузить с http://jsoc.stanford.edu/.

Облака Кельвина-Гельмгольца выглядят как волны в небе | Земля

Облака, похожие на волны, редки и красивы. Эти облака — известные как облака Кельвина-Гельмгольца, вздымающиеся облака или облака поперечной гравитации — могли быть источником вдохновения для картины Ван Гога «Звездная ночь». В следующий раз, когда вы заметите одно из этих замечательных волновых облаков, сделайте снимок и отправьте его нам!

Облака Кельвина-Гельмгольца названы в честь лорда Кельвина и Германа фон Гельмгольца, изучавших физику нестабильности, которая приводит к образованию такого типа облаков.Неустойчивость Кельвина-Гельмгольца формируется там, где существует разность скоростей на границе раздела двух жидкостей: например, ветер дует над водой.

Как увидеть облака Кельвина-Гельмгольца

Когда вы сможете увидеть эти прекрасные облака? Ваши шансы выше в ветреные дни, когда есть разница в плотности воздуха — например, во время температурной инверсии — когда теплый воздух течет над более холодным. Вы также с большей вероятностью увидите эти облака на восходе или закате, в другой раз, когда нижняя часть облаков более прохладная, а воздух над ними теплее.Облака принимают эту форму волны, когда воздух наверху движется быстрее, чем воздух внизу, наталкиваясь на вершины облаков и создавая вид катящейся волны. Как вы, возможно, догадались, облака Кельвина-Гельмгольца являются признаком того, что самолет в этом районе будет испытывать турбулентность.

Наслаждайтесь нашей галереей облаков Кельвина-Гельмгольца!

Итог: Облака, которые выглядят как волны по небу, известны как облака Кельвина-Гельмгольца. Эти облака создаются ветрами, движущимися с двумя разными скоростями.

Об авторе:

Команда EarthSky с радостью сообщает вам ежедневные обновления вашего космоса и мира. Нам нравятся ваши фотографии и мы ждем ваших советов по новостям. Земля, космос, человеческий мир, сегодня вечером.

Атмосфера | Бесплатный полнотекстовый | Эволюция турбулентности при неустойчивости Кельвина – Гельмгольца в земной магнитопаузе

1. Введение

2. Данные: Geotail и пересечение магнитопаузы THEMIS

α = arccosB0 · vms | B0 || vms |,

(2)

4. Эволюция турбулентности вдоль боковой магнитопаузы

Амплитуда такой модуляции, кажется, уменьшается по мере того, как измерения проводятся дальше от линии сумерек-рассвет, и для X≲ − 15RE параметры кажутся более стабилизированными.Обратите внимание, что флуктуации степенного индекса обычно больше, чем предполагаемая ошибка аппроксимации для каждого значения (как ясно видно из рисунков).

Спектральный индекс αkol на шкалах МГД обозначен разными оттенками синего символа для трех его компонент поля; аналогично, αion описывается разными красными символами для трех компонентов, а индекс κ эксцесса обозначается зелеными символами.Мы также нанесли среднее значение трех компонентов для каждого образца в виде серых квадратов. Кроме того, опорные линии 5/3, -2,44 и 0,101 нанесены для каждой экспоненты соответственно. Колебательное поведение наблюдается для всех трех индексов. Это подтверждает возможную сигнатуру перехода к турбулентности в области ниже по потоку от неустойчивости KH, со спектральными свойствами и характеристиками перемежаемости, которые развиваются по мере нарастания вихрей KHI. Эта интерпретация требует предположения, что все изучаемые здесь события KHI могут происходить на одном и том же расстоянии от линии сумерки – рассвет, e.g., на носу магнитосферы, и что развитие KHI в аналогичных условиях характеризуется аналогичной эволюцией турбулентности.

5. Выводы

С другой стороны, если мы предположим, что KHI был инициирован около носа магнитосферы и развивается вдоль флангов, то в различных интервалах, которые мы изучаем, могут быть отобраны пробы плазмы на разных стадиях эволюции турбулентности, генерируемой KH, после нестабильность привнесла энергию в каскадный процесс в виде крупномасштабных структур.

Конечно, возможная роль границ КН (т.е. реальных условий смешивания) не могут быть исключены, хотя в этом случае можно было бы ожидать более случайных флуктуаций параметров. Напротив, наличие модуляции предполагает, что события KHI инициируются на носу, и их структура относительно схожа для всех событий, изученных здесь. Начальный масштаб нагнетания постоянен, как масштаб модуляции перехода к турбулентности. Эволюционирующий характер турбулентности представлен сначала широкими, а затем уменьшающимися флуктуациями спектральных индексов и индексов перемежаемости.Такой режим может быть связан с кратковременной конкуренцией между линейной динамикой и возникновением вторичных неустойчивостей, которые позже перерастают в полностью развитую турбулентность. В нашей выборке наблюдаемые параметры примерно сходятся к типичным значениям полностью развитой турбулентности на расстоянии ∼ −15RE от линии сумерки – рассвет, что соответствует коэффициенту 2–3 с точки зрения сворачивания вихря KHI. Это наблюдение может указывать на типичное расстояние для наблюдения полностью развитой турбулентности, инициированной нестабильностью KH.Если такое поведение является общим, оно может иметь значение для KHI вблизи межпланетных толчков, в солнечной короне и в хвосте магнитосферы, предоставляя полезную информацию для текущих и будущих космических миссий, таких как MMS, Parker Solar Probe и Solar Orbiter.

Исследование нестабильности плазмы как механизмов генерации ионосферной турбулентности с использованием псевдоспектральных методов

Абстрактные

Турбулентность в ионосфере важна для понимания, поскольку она может отрицательно влиять на сигналы связи.В этой работе исследуются различные сценарии в ионосфере, в которых может развиваться турбулентность. Две основные причины турбулентности, рассматриваемые в этой работе, — это градиентная дрейфовая неустойчивость (GDI) и неустойчивость Кельвина-Гельмгольца (KHI). Вероятность развития GDI во время полного солнечного затмения 17 августа 2017 г. изучается численно. В этом анализе используется модель «Sami3 также является моделью ионосферы» (SAMI3) для изучения влияния затмения на плотность плазмы. Рассчитанные темпы роста GDI малы по сравнению с тем, насколько быстро затмение движется по Земле.Поэтому не ожидается, что GDI произойдет во время солнечного затмения. Новая двухмерная электростатическая псевдоспектральная модель жидкости разработана для изучения роста этих двух нестабильностей и проблемы ионосферной турбулентности в целом. Чтобы сосредоточиться на ионосферной турбулентности, выводится набор управляющих уравнений возмущения. Модель точно отражает скорость роста GDI в различных пределах; он также сопоставлен с эволюцией развития неустойчивости в различных столкновительных режимах плазменного облака.Недавно разработанная модель используется для изучения того, является ли GDI причиной неоднородностей плотности, наблюдаемых в потоках субавроральной поляризации (SAPS). Данные сцинтилляций Глобальной системы позиционирования (GPS) и сети Super Dual Auroral Radar Network (SuperDARN) используются для изучения профилей плотности и скорости SAPS по широте. Обнаружено, что GDI стабилизируется за счет сдвига скорости и поэтому будет создавать неоднородности плотности только в областях сдвига с низкой скоростью. Кроме того, неоднородности плотности не могут проходить через области большого сдвига скорости.В некоторых случаях степенные законы каскада турбулентности соответствуют наблюдению и теории. Переход между KHI и GDI изучается путем понимания эффекта столкновений. В режимах с низкой степенью столкновения KHI является доминирующей нестабильностью. В режимах с высокой степенью столкновения GDI является доминирующей нестабильностью. Используя номинальные параметры ионосферы, предоставляется прогноз, который предполагает, что существует высота в ионосфере верхней текстовой {F} области, выше которой турбулентность преобладает за счет KHI.

Аннотация для широкой аудитории

В наши дни все сигналы беспроводной связи используют электромагнитные волны, распространяющиеся в атмосфере. В верхних слоях атмосферы существует область, называемая ионосферой, которая состоит из плазмы (смеси ионов, электронов и нейтральных частиц). Поскольку ионы и электроны являются заряженными частицами, они взаимодействуют с электромагнитными сигналами связи. Лучшее понимание ионосферной турбулентности поможет в прогнозировании космической погоды, а также улучшит будущее коммуникационное оборудование.Сигналы связи искажаются при прохождении через турбулентные области ионосферы, что отрицательно сказывается на качестве сигнала на принимающей стороне. В качестве наглядного примера, когда сигналы глобальной системы позиционирования (GPS) проходят через турбулентные области ионосферы, итоговая оценка местоположения становится хуже. В этой работе рассматриваются две конкретные причины ионосферной турбулентности: нестабильность градиентного дрейфа (GDI) и неустойчивость Кельвина-Гельмгольца (KHI). При правильных фоновых условиях эти нестабильности могут вызывать ионосферную турбулентность.Чтобы узнать больше о GDI и KHI, разработана новая имитационная модель. В модели используется метод разделения уравнений таким образом, что основное внимание уделяется только развитию турбулентности с учетом пространственно постоянных реалистичных фоновых условий. Показано, что модель точно отражает результаты ранее изученных проблем в ионосфере. Эта модель применяется к ионосферному явлению, известному как потоки субавроральной поляризации (SAPS), для изучения развития GDI и KHI.SAPS — это области ионосферы с большой западной скоростью, которая изменяется с широтой. Форма профиля широтной скорости зависит от многих других факторов в ионосфере, таких как геомагнитные условия. Обнаружено, что для определенных профилей GDI будет формироваться в SAPS, причем некоторые из этих примеров соответствуют данным наблюдений. На больших высотах модель предсказывает, что вместо этого сформируется KHI. Хотя в этой работе модель применяется только к развитию GDI и KHI, она написана в общем виде, так что другие причины ионосферной турбулентности могут быть легко изучены в будущем.