Forschungsbericht 2015 - Max-Planck-Institut für Plasmaphysik, Teilinstitut Greifswald

VINETA.II – Grundlagenforschung zu magnetischer Rekonnexion

Autoren
Grulke, Olaf
Abteilungen

Max-Planck-Institut für Plasmaphysik, Teilinstitut Greifswald, Greifswald

Zusammenfassung
Das Experiment VINETA.II dient der Untersuchung magnetischer Rekonnexion. Weil hier die Plasmaerzeugung und der Antrieb der Rekonnexion getrennt sind, wird eine gute Kontrollierbarkeit und Reproduzierbarkeit erreicht. Das besondere Augenmerk der Studien liegt auf der räumlichen und zeitlichen Entwicklung der Stromschicht auf verschiedenen Skalen. Makroskopisch wird die Stromschicht vornehmlich durch die Geometrie des Magnetfeldes geprägt. Auf der mikroskopischen Skala bildet die Stromschicht turbulente Fluktuationen aus, deren Charakteristik von der Elektronendynamik dominiert wird.

Die Wechselwirkung eines Plasmas mit einem Magnetfeld äußert sich wohl in keinem Phänomen so deutlich, wie bei magnetischer Rekonnexion: Die Magnetfeldlinien brechen durch den Einfluss dynamischer Prozesse im Plasma auf und verbinden sich neu [1]. Dabei ist die Energie des Endzustands, die im magnetischen Feld gespeichert ist, kleiner als vor dem Aufbrechen. Die Differenz wird umgewandelt in Energie von Elektronen und Ionen des Plasmas [2]. Dieser Transfer von Feldenergie zu kinetischer Energie ist bei magnetischer Rekonnexion überaus effizient und erzeugt sehr energiereiche Plasmateilchen, die häufig in astrophysikalischen Systemen beobachtet werden, beispielsweise bei koronalen Masseauswürfen auf der Sonnenoberfläche und Nordlichtern an den Erdpolen.

Die detaillierten Prozesse, die zur Energieumwandlung beitragen und ein quantitatives Verständnis der Rekonnexion erlauben, sind jedoch noch nicht gut verstanden und Gegenstand intensiver theoretischer und experimenteller Studien. Hierbei sind insbesondere stoßfreie Plasmen, wie sie häufig in astrophysikalischen Systemen auftreten, von Interesse. Um die magnetische Topologie zu ändern, wie sie bei magnetischer Rekonnexion auftritt, ist generell ein resistives Medium nötig, das den auftretenden Plasmaströmen einen Widerstand entgegensetzt [3, 4]. Stoßfreie Plasmen zeichnen sich aber gerade durch einen sehr geringen Widerstand aus, sodass die Rekonnexion eigentlich sehr viel langsamer ablaufen sollte, als in diesen Systemen beobachtet wird. Die Komplexität des Problems liegt darin, dass eine Vielzahl von räumlichen und zeitlichen Skalen eine Rolle spielen. Sie reichen von der globalen, langsamen Skala der Entwicklung des magnetischen Feldes bis hinunter zur schnellen, kleinskaligen Kinetik der Elektronen, die die Stromflüsse bestimmen. Diese verschiedenen Skalen in Satellitenmessungen aufzulösen, ist ein nahezu hoffnungsloses Unterfangen, weshalb kontrollierten Laborexperimenten eine besondere Bedeutung zukommt [5]. 

Laborexperiment VINETA.II

Ein neues Laborexperiment, das am Max-Planck-Institut für Plasmaphysik in Greifswald zur Untersuchung magnetischer Rekonnexion aufgebaut wurde, ist die Anlage VINETA.II, die in Abbildung 1 schematisch dargestellt ist [6].

Abb. 1: Schematische Darstellung des Experiments Vineta.II. Farbig markiert sind die internen Leiter zur Erzeugung des rekonnektierenden Magnetfeldes (kupferfarben), einige magnetische Feldlinien (schwarz) und die Leiter zum Treiben der Rekonnexion (blau). 

Die zylindrische Experimentieranlage ist homogen axial magnetisiert. Die Plasmaquelle, eine Radiofrequenzheizung, stellt je nach Heizleistung einen weiten Bereich an Plasmadichten zur Verfügung. Die Installationen zur Erzeugung magnetischer Rekonnexion sind innerhalb des Vakuumgefäßes angeordnet. In einem Paar axialer Leiter (X-drive) wird ein konstanter Strom erzeugt, der ein Magnetfeld in der axialen Ebene zur Folge hat und dessen Feldlinien in Abbildung 1 beispielhaft dargestellt sind. Durch die Symmetrie der Leiteranordnung verschwindet das Magnetfeld auf der Zylinderachse, der sogenannten X-Linie. Mittels eines zweiten Paars axialer Leiter (reconnection drive) wird durch einen zeitlich veränderlichen Strom der magnetische Fluss in der axialen Ebene in Richtung X-Linie getrieben. Das resultierende induktive axiale elektrische Feld hat einen Plasmastrom zur Folge, der in der vorliegenden Anordnung von einer miniaturisierten Elektronenquelle gespeist wird (plasma gun). Dieser Strom wirkt seinerseits auf die Rate zurück, mit der der magnetische Fluss über die X-Linie transportiert wird und schließt letztendlich den Kreis der Selbstkonsistenz zwischen Plasmadynamik und magnetischer Rekonnexion.

Messung magnetischer Rekonnexion in VINETA.II

Abb. 2: Das Video zeigt den zeitlichen Verlauf der Ströme in X-Punkt- und Treiber-Spulen (links) der Anlage VINETA.II sowie (rechts) der Messungen der korrespondierenden azimutalen Struktur des resultierenden Magnetfeldes und Plasmastroms.

Eine Stärke von Laborexperimenten sind hochauflösende Messungen der Felder und beteiligten Ströme, die in VINETA.II mittels Sondendiagnostiken und sehr präzisen Positionseinrichtungen erreicht werden. Eine Messung magnetischer Rekonnexion ist in der Animation zu Abbildung 2 gezeigt. Insbesondere nach dem Einschalten des sinusförmigen Antriebs der Rekonnexion bildet sich der Plasmastrom mit einer maximalen Amplitude der Stromdichte von jmax = 4·10A/m2 im Zentrum an der X-Linie. Er wird begleitet von dem kontinuierlichen Aufbrechen der Magnetfeldlinien an dieser Stelle. Die Rückwirkung des Plasmas auf den Rekonnexionsprozess äußert sich in einer Abnahme des induktiven elektrischen Feldes ∆E an der X-Linie im Vergleich zur Situation im Vakuum.

Einfluss der magnetischen Geometrie

Wie dargestellt, bestimmt der sich ausbildende Plasmastrom in entscheidender Weise die Rate, mit der die magnetische Rekonnexion abläuft. Ein wichtiges experimentelles Ergebnis in VINETA.II ist, dass dieser Strom entlang der X-Linie nicht räumlich konstant ist. Eine Messung der Stromdichte in drei axialen Schnittebenen zeigt Abbildung 3(a).

Abb. 3: Räumliche Struktur: (a) Variation der Stromschicht und resultierende Rate der Rekonnexion, ausgedrückt durch das normierte induktive elektrische Feld an der X-Linie Eind,p (b).

Die Geometrie des Stromkanals variiert signifikant durch zwei beteiligte Effekte. Einerseits führt die Kombination aus dem homogenen magnetischen Führungsfeld und dem Magnetfeld in der axialen Ebene zu einem Auseinanderlaufen der Magnetfeldlinien, in Abbildung 3 für eine Feldkonfiguration durch einige exemplarische Feldlinien (rot) angedeutet. Der Plasmastrom folgt dieser Geometrie und wird dadurch diagonal elongiert. Diese Elongation ist abhängig vom Verhältnis der magnetischen Feldstärken und wird mit abnehmendem Führungsfeld stärker. Anderseits befindet sich der Plasmastrom nicht in einem Kräftegleichgewicht mit dem Magnetfeld, sodass der Strom expandiert. Im Resultat dieser beiden Effekte variiert die Rate der Rekonnexion mit der Stärke des Führungsfeldes Bg. Dies ist dargestellt in Abbildung 3(b), wo sich die Variation für sehr kleine Führungsfelder dem Fall ohne Plasma annähert. Zusätzlich tritt derselbe Effekt auch entlang der X-Linie auf, wie die Messung an drei axialen Positionen z = (39, 53, 67) cm zeigt.

Elektromagnetische Turbulenz

Schon sehr häufig wurde auf der Basis nichtlinearer numerischer Simulationen spekuliert, dass die geringe Resistivität in stoßfreien Plasmen durch kleinskalige fluktuierende elektromagnetische Felder erhöht werden kann [7]. Sie können den Elektronenflüssen einen effektiven Widerstand entgegensetzen und damit die beobachteten hohen Rekonnexionsraten erklären. Dieses Phänomen wird als anomale Resistivität [8] bezeichnet und ist untrennbar mit Plasmainstabilitäten verbunden, die sich aus Quellen freier Energie – beispielsweise Plasmaströme und Gradienten der Plasmaparameter – speisen können. In VINETA.II werden magnetische Fluktuationen innerhalb der Stromschicht beobachtet. Die Amplitude der Fluktuationen korreliert direkt mit der Amplitude der lokalen Stromdichte. Dies legt die Vermutung nahe, dass sie direkt durch den Strom getrieben werden. Es handelt sich dabei jedoch nicht um wenige kohärente Fluktuationsmoden mit wenigen definierten Frequenzen. Das Frequenzspektrum ist stattdessen sehr breitbandig und folgt einem Potenzabfall. Dies ist ein sehr klares Zeichen für elektromagnetische Turbulenz [9].

Messungen des Fluktuationsspektrums in VINETA.II sind in Abbildung 4(a) für verschiedene Stärken des Führungsfeldes gezeigt. In allen Fällen ist der Potenzabfall sehr klar zu beobachten, der sich in der doppellogarithmischen Darstellung als linearer Abfall der Fluktuationsamplituden zeigt. Jedoch wird dieser Abfall an einer charakteristischen Frequenz gebrochen, der sogenannten unteren Hybridfrequenz fLH, die sich mit Erhöhung der Führungsfeldstärke zu größeren Frequenzen verlagert. Ab dieser Frequenz ist der Abfall sehr viel steiler, was auf eine verstärkte Dämpfung der Fluktuationen hinweist. Dieses Ergebnis ist sehr robust und kann auch in Experimenten anderer Geometrie beobachtet werden [8]. 

Abb. 4: Messung des Spektrums und der Dispersion magnetischer Fluktuationen.

Es ist noch nicht vollständig geklärt, welche Instabilität für die Ausbildung der turbulenten Fluktuationen maßgeblich verantwortlich ist und welche Prozesse zur verstärkten Dämpfung bei hohen Frequenzen beitragen. Räumlich und zeitlich aufgelöste Messungen in VINETA.II erlauben jedoch, das Dispersionsverhalten der Fluktuationen zu untersuchen, indem die beteiligten Wellenlängen frequenzaufgelöst gemessen werden. Das Ergebnis ist in Abbildung 4(b) farbcodiert dargestellt. Wie schon in den Spektren zeigt sich auch hier die starke Dämpfung bei f/fLH=1. Die Ausbreitungsgeschwindigkeit zeigt einen klaren Verlauf, der in Richtung des Elektronenflusses innerhalb der Stromschicht orientiert ist. Ein Vergleich mit charakteristischen Wellenphänomenen zeigt, dass die Ausbreitungsgeschwindigkeit sehr viel größer ist, als die Ausbreitungsgeschwindigkeit der von der Ionendynamik getragenen Alfvén- oder der ionenakustischen Wellen. Gute Übereinstimmung wurde mit Whistlerwellen gefunden, die allein durch die Elektronendynamik getragen werden. Dies ist ein wichtiges Ergebnis, das numerische Simulationen der vorliegenden Situation inspiriert. Es darf jedoch noch nicht als Klärung der zugrundeliegenden Dynamik verstanden werden. Weitere Untersuchungen hierzu sind Gegenstand aktueller Forschung an VINETA.II und weltweit. 

Literaturhinweise

1.
Zweibel, E.; Yamada, M.:
Magnetic Reconnection in Astrophysical and Laboratory Plasmas
Annual Review of Astronomy and Astrophysics 47, 291-332 (2009)
2.
Yamada, M.; Yoo, J.; Jara-Almonte, J.; Ji, H.; Kulsrud, R. M.; Myers, C. E.
Conversion of magnetic energy in the magnetic reconnection layer of a laboratory plasma
Nature Communications 5, 4774 (2014)
3.
Parker, E. N.
Sweet's Mechanism for Merging Magnetic Fields in Conducting Fluids
Journal of Geophysical Research 62, 509-520 (1957)
4.
Sweet, P. A.
Electromagnetic Phenomena in Cosmical Physics
Cambridge University Press (1958)
5.
Yamada, M.
Review of controlled laboratory experiments on physics of magnetic reconnection
Journal of Geophysical Research 104, 14529-14541 (1999)
6.
Bohlin, H.; von Stechow, A.; Rahbarnia, K.; Grulke, O.; Klinger, T.
VINETA II: A linear magnetic reconnection experiment
Review of Scientific Instruments 85, 023501 (2014)
7.
Daughton, W.; Roytershteyn, V.; Karimabadi, H.; Yin, L.; Albright, B. J.; Bergen, B.; Bowers, K. J.
Role of electron physics in the development of turbulent magnetic reconnection in collisionless plasmas
Nature Physics 7, 539-542 (2011)
8.
Shinohara, I.; Nagai, T.; Fujimoto, M.; Terasawa, T.; Mukai, T.; Tsuruda, K.; Yamamoto, T.
Low-frequency electromagnetic turbulence observed near the substorm onset site
Journal of Geophysical Research – Space Physics 103, 20365-20388 (1998)
9.
Frisch, U.
Turbulence: The Legacy of A. N. Kolmogorov
Cambridge University Press (1995)
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