イオの噴火と木星磁場との相互作用がオーロラに影響を与えていることは有名ですが。エウロパとガニメデも電波源やUV放射に関わっている。以下、機械翻訳。
ガリレオ衛星イオ、エウロパ、ガニメデによって引き起こされる電波放射の発生源 : 現場でJunoによる測定
2023年 8月 10日に提出
キーポイント：
• すべての木星と衛星の電波放射は、CMI によって同様に引き起こされることが示されています。
• 交差する無線ソースは、MAW、RAW、または TEB フットプリントのいずれかと同じ場所に配置されます。
• 交差した電波源は、下向きの磁場に整列した電流とアルフベンと一致します。
混乱。
概要
木星では、オーロラ電波放射の一部はガリレオ衛星イオによって誘発されます。
エウロパとガニメデ。 これまで、ガニメデを除いて、彼らは遠隔地にのみ存在していました。
地上の電波望遠鏡や宇宙船に搭載された電気アンテナを使用して検出されます。
ジュノー周回機の極軌道により、宇宙船はさまざまな木星と衛星の相互作用を維持する磁束管の範囲を横断することができ、その結果、
関連する電波放射領域をその場でサンプリングします。 この研究では、イオ、エウロパ、ガニメデに関連する電波源の検出と特性評価に焦点を当てます。
電波測定や電波観測（Juno/Waves）を利用した、その場電子
測定 (Juno/JADE-E) と磁場測定 (Juno/MAG) により、損失円錐電子分布関数によって駆動されるサイクロトロン メーザー不安定性 (CMI) が、遭遇した電波源の原因であることを実証しました。 無線放射が主翼 (MAW) または反射アルフェン翼 (RAW) に関連していることを確認しましたが、
また、エウロパとガニメデについては、誘導電波放射が
半球横断電子ビーム (TEB)。 通過した各無線ソースについて、次のことを決定します。
緯度の広がり、CMI 共鳴電子エネルギー、および帯域幅
放出。 アルフベン摂動の存在と下向き磁場が一致していることを示します。
無線放射を増幅するには電流が必要です。
1 はじめに
ジュノーのミッションの主な目的の 1 つは、木星のオーロラ領域を調査することです
in situ (Bagenal et al., 2017)、特にオーロラ電波放射源の探索に使用されます。 これは、高品質のデータを収集できる一連の機器によって可能になります。
Waves (Kurth et al., 2017)、JADE–E などの高品質のプラズマおよび波動測定
(木星のオーロラ分布実験 – 電子、McComas et al.、2017) および MAG
(Connerney 他、2017)。 Juno に搭載されたイメージャーも比較するのに非常に役立ちます
UVS装置による紫外線など、他の波長でのオーロラ発光(紫外線分光器 Gladstone 他、2017)。
これらの機器は電波増幅プロセスを研究するための測定を提供し、すでに発信源の位置を特定することができています (Imai et al., 2017,
2019年; Louis et al.、2019a)、サイクロトロン メーザー不安定性 (CMI) を彼らの理論として確認しました。
根底にある生成メカニズム (Louarn et al., 2017, 2018; Louis et al., 2017a, 2020;Collet et al.、2023、詳細については以下を参照してください。）
ガリレオの衛星イオ、エウロパ、ガニメデは、電波でオーロラ放射を引き起こすことが知られています (Bigg, 1964; Louis et al., 2017b; Zarka et al., 2017, 2018; J´acome et al.,2022）、紫外線（UV、Prang´e et al.、1996; Clarke、1998; Clarke et al.、2002）および赤外線
(Connerney et al., 1993; Mura et al., 2017, 2018) 波長 。 衛星の動き
木星の磁気圏を取り囲むプラズマトーラス内で (Szalay et al., 2022)
電場を生成し、電流および/またはアルフベン波を誘導します (Goldreich &リンデン・ベル、1969年。 ノイバウアー、1980年。 Saur、2004) どちらも電子を加速します。
衛星の磁束管内の磁力線をキロ電子ボルト (keV) エネルギーに変換します。 注記
たとえカリストが暫定的に検出されたとしても、カリストのケースはここでは研究されていないこと
UV フットプリントが報告されており (Bhattacharyya et al., 2018)、今日までガリレオとボイジャーのデータを使用して電波放射のヒントが観察されています (Menietti et al., 2001;Higgins、2007)、Juno には見られませんでした。
イオ、エウロパ、ガニメデによって引き起こされる UV 放射が生成されることが知られています。
下降する電子が木星の中性大気と相互作用することによって。 これらの痕跡は、衛星の磁気フットプリントとその尾に沿って観察されます。つまり、プラズマ流に対して下流方向にこれらのスポットが縦方向に伸びた部分です。
衛星との遭遇 (Bonfond et al.、2017a、2017b)。 最近の現場研究では、
磁力線はこれらの UV フットプリントに接続されており、それらがアルフフェニック相互作用による生成と一致していることがわかりました (Szalay et al., 2018, 2020a, 2020b; Allegrini et al., 2020)。 ラジオ側では、衛星の誘導放出が生成されると考えられています
CMI によってすでにシミュレーションされており、観測結果とよく一致しています (Hess et al.、2008; Louis et al.、2017a、2019b)。
このメカニズムはオーロラ電波放射（衛星とは独立）にも関与しており、Louarn によってその場で検証されています。
他。 (2017 年、損失円錐電子分布関数 (EDF) を含む)、Louarn et al.（2018、円錐型 EDF）および Collet et al。 （2023年、砲弾型EDF）。 最近、ルイら。
(2020) は、その場での Juno 測定により、電波放射が誘導されることを示しました。
木星とガニメデの相互作用は確かにCMI、ロスコーン型EDFから生成されます。
つまり、4 ～ 15 keV の固有エネルギーを持つ上昇電子集団が欠如しています。
木星と衛星の電波と紫外線の放射は同じ場所にあると予想/想定されているため(Hess et al., 2010)、2つの異なる波長でのこれらの放射間の関連性の問題が自然に生じます。 イオの場合、紫外線と電波オーロラの放射がアルフェーン相互作用によって生成され、主電波放射と二次電波放射がそれぞれ主アルフェーンに接続された磁力線上で生成されることがわかっています。
翼 (MAW) および反射アルフベン翼 (RAW) スポット、半球横断電子ビーム (TEB) スポットの可能性が非常に疑われます (Hess et al., 2010; Lamy et al., 2022)。 しかし、そうではありません
同時現場測定はまだ分析されていません。 ガニメデ事件ではルイスが他。 (2020) は、Szalay らの研究を拡張して示しました。 (2020a)、その電波放射は
UV RAW スポットにマッピングする磁束管の上に生成されます。 ヒューら。 (2022) が示した
電波放射はTEBスポットの上で発生しているようです。 ついにエウロパヨーロッパへ
この場合、紫外線放射は衛星の周縁と月に沿って観察されています。
フットプリントテール（Bonfond et al., 2017a, 2017b; Allegrini et al., 2020; Hue et al., 2023; Rabia et al., 2023）が、紫外線と電波放射の同時観測はまだ行われていない。
分析されました。
この研究は、Louis らの研究の追跡調査です。 (2020) の 3 つに焦点を当てた分析
既知のタイプの木星と衛星の電波放射。 セクション 2 では、サイクロトロン メーザーの不安定性の理論を簡単に思い出します。 セクション 3 では、木星の観測結果を紹介します。
イオ (J-I)、-エウロパ (J-E)、-ガニメデ (J-G) の電波放射源を横断し、CMI 増加率 (可能な場合は常に) を計算し、放射パラメーターを決定します。
最後にセクション 4 で結果を要約し、議論します。
図 1: 2017年 3月 27日のペリホブ 5 期の Juno データ。パネル (A、B) の表示
Juno/Waves データ (A) は低解像度モード、(B) は高解像度モード。 の
実線と黒の線は、磁気から導出される電子サイクロトロン周波数を表します。
Juno/MAG のフィールド測定値。黒い破線は 1.01 × fce です。 パネル (C ～ D)
Juno/JADE–E 測定値を表示: (C) すべての電子の電子微分数フラックス (または強度)。 (D) 範囲 [2-21] のエネルギーの電子分布関数
ピッチ角の関数としての keV。 パネル (E) は正規化された成長率 γ/ωce を表示します。
式 6 を使用して計算された最大値。パネル (F) は部分電子密度を示します。
JADE-E フラックスから計算されます。 パネル (G) は、計算されたフィールド調整電流を示します。
Al Saatiらに基づく。 (2022) の方法。Juno/MAG 測定から推定された方位角方向の磁場変動 (δBϕ) を使用します。 縦の破線
黒い線は、JADE データから推測される磁束チューブの交差を表し、垂直線は
赤い破線は、プラスの成長率が計算される時間間隔を表します。
JADE-E の測定値。 パネル (H) は、次を使用して南半球の UV マップを表示します。
09:35:49 から 09:55:20 までの Juno/UVS 測定。 赤い線は Juno の軌道を示し、赤い点は測定に使用された測定の開始時刻と終了時刻の位置を示します。
この画像。 Io UV フットプリントは赤い楕円で強調表示されます。
図 2: パネル (A、B): 2017年 3月 27日 (A) 09:30:52 に JADE-E によって測定された速度空間 [v||, v⊥] の電子分布関数 (Io テールの内側) ラジオソース）および（B）
09:31:00 (イオ尾部無線ソースの外側)。 その場合、v|| EDF の < 0 部分は上昇電子を表し、v|| > 0 は下向き電子を表します。 カラーバーと
アイソコンターは、ｓ^3.km^−6単位の対数スケールを使用して表示されます。
放射状の赤太線は理論上の損失コーン値を示します。 パネル内の青い円形の半円
(A) 最も高い成長率の共鳴円を表示します。 パネル (C、D): 正規化
異なる中心 v0 および半径での異なる共鳴円の成長率 (γ/ωce) 推定値
vr。 パネル (E、F): 間の周波数シフト Δω の関数として正規化された成長率
放射周波数とサイクロトロン電子周波数 (正の成長率 γ を持つすべての共鳴円については式 11 を参照。青い円は共鳴の成長率を表します)
ロスコーンの理論値に接する円。 オレンジ色の星は成長を表します
理論上の損失コーン内の共鳴円の成長率。 どちらも次のようにみなされます
損失コーン型の不安定性。 緑色のひし形は、シェルタイプの共鳴円の成長率を表します。
図 3: パネル (A、B) は、Juno/Waves データ (A) を低解像度モードで、(B) を低解像度モードで表示します。
高解像度モード。 黒の実線は電子サイクロトロン周波数を表します。
Juno/MAG の磁場測定から得られた値と黒い破線
は 1.01 × fce です。 パネル (C–E) は、Juno/JADE–E の測定結果を表示します。(C) すべての電子の電子微分数フラックス (または強度)。 (D) 電子分布関数
ピッチ角 [0°–60°] のみの範囲 [2–21] keV のエネルギー
] 上昇電子に対応します。 (E) JADE-E フラックスから計算された部分電子密度。 パネル(F)の表示
08:50:24 から 08:50:24 までの Juno/UVS 測定を使用した北半球の UV マップ
09:10:20。 赤い線はジュノーの軌道を示し、赤い点はその位置を示します。
この画像に使用される測定の開始時間と終了時間。 エウロパの UV フットプリントは赤い楕円で強調表示されています。
4 要約と考察
表 1: 木星とイオ、木星とエウロパ、木星とガニメデの電波放射源横断の結果。 交差点ごとに衛星の名前が与えられます。 半球
排出量の。 関連する周生植物。 ラジオソースの日付と時間間隔
JADE データが利用可能な場合の成長率計算から推測される交配。 の
JADE データの可用性。 無線放射が到達する最小周波数 (MHz 単位)。
放射の周波数帯域幅 (fce を超える割合で)。 最大強度 (V^2.m^−2.Hz^−1 の場合)
排出量。 電子エネルギー (keV); 前半は――
ビームコーンの角度 (単位: ◦); 電波源のサイズ (km 単位)。 までのダウンテール距離
メイン・アルフベン・ウィング・スポットΔλアルフベン（Hue et al., 2023）。 関連する UV 放射
発生源に関連付けられた磁力線のフットプリント (MAW: Main Alfv´en Wing:RAW: 反射されたアルフベンの翼。 TEB:半球横断電子ビーム)。
電波放射の特性に関しては、結果は同様です。
ガリレオの3つの衛星イオ、エウロパ、ガニメデの駆動機構（CMI）の観点から、
電子エネルギーとビーム。 JADE-E によるその場測定は、電波放射が損失円錐電子分布関数によって駆動されるサイクロトロン メーザー不安定性によって引き起こされることを示しています。 JADE-E 測定では、不安定なシェル型電子分布関数は検出されません。 共鳴電子のエネルギーは次の範囲にあります。
[1–20] keV、半開き円錐角は [74°–86°] の範囲にあります。
これらの値は、ナンカイデカメーターアレイや NenuFAR などの地上の電波観測を使用して最近得られた値と一致しています。
ラミーらの作品。 (2022) 誰が Io の開き角 θ(f) を範囲 [70°–80°] および範囲 [3–16] keV の電子エネルギー。 エウロパについては、ラミーら。 (2023) θ = [80°–86°の範囲の開口角を独自の検出で測定]、電子エネルギーは [0.5 ～ 3] keV の範囲にあります。 ガニメデの場合、3 つの放出の観測
θ = [71°–87°の範囲でビーム角度を決定できるように導きます。] および [0.5 ～ 15] keV の範囲の電子エネルギー
電波源の緯度範囲は数百キロメートルです。 の中に
無線源の位置を制限できる場合 (ただし、JADE-E による上昇電子の測定）、ソースはどこにも交差していませんでした。
磁束管内では可能ですが、下向きの磁界整列電流内でのみ可能です。
Szalay らの以前の研究に基づいています。 (2020a、2020b); ルイスら。 （2020）;ヒューら。 (2022); ラビアら。 (2023) と、そこから再計算されたダウンテール距離
Hueらを使用したUVムーンメインスポット。 (2023) では、イオの場合、次のように結論付けました。
通過したすべての電波源は RAW UV スポットに関連付けられていました。 これらの交差したラジオソース
したがって、通常の動的で観察される二次電波放射に関連しています。
スペクトラム。
エウロパの場合、これまでのところ電波の放出源が関係している唯一のケースである。
TEBスポット付き。 最後に、ガニメデの場合、1 つの無線ソースが MAW に関連付けられます。
スポット、2 番目のスポットは TEB スポットに関連付けられています。 たとえ何も検出されなかったとしても
Io の TEB を超える電波放射、これらの結果は、Lamy で分析された TEB スポットに関連する一部の Io-DAM の最初の同定の解釈と一致しています。
他。 （2022年）。
最大強度は、メイン UV スポットに近いすべてのケースで非常に似ています。
値は 2 ～ 3 × 10^－6 V^2.m^−2.Hz^−1
3.3度 < ΔλAlfv´en < 10.8度の間隔で、 と長距離のダウンテールによる強度の減少 (8×10−8 V^2.m^−2.Hz^−1)のために
ΔλAlfv´en = 87.4の場合
ああ
）。 しかし、非常に遠いところにある 1 つのケースだけでは、生産することはできません。
この減少をΔλAlfv´enの関数として当てはめたもの。 ただし、その最大強度は、
TEB スポット上を通過する電波源の放射はかなり小さくなります (10^−9 ～ 10^−7 V^2.m^−2.Hz^−1)。
これは電子分布のタイプに関連している可能性があり、尾部付近では異なるように見えます。
(非単調) ファーテール (ブロードバンド) よりも、少なくとも ∆λAlfv´en ≃ 4度メインスポットへのダウンテール (Rabia et al., 2023)。で分離されているエウロパの場合。
したがって、これらの最新の観測から、ロスコーン電子分布関数によって引き起こされるサイクロトロンメーザーの不安定性は、木星での電波放射を増幅する一般的な方法であると考えられます。 これは、オーロラ電波放射 (Louarn) の両方に当てはまります。
et al.、2017、2018）および月による電波放射（Louis et al.、2020; Hue et al.、2022 年と今回の研究）。 私たちはまた、ここでアルフェネニックの存在を示しました。
電波放射が正常に行われるためには、摂動と磁場整合電流が必要です。
増幅された。 電波源は FAC の下方部分にのみ位置します。つまり、電流は上昇する電子によって運ばれます。 これは、非常に多くのことから得られた結果を裏付けています。
高解像度の観察 (Zarka et al., 1996; Zarka, 2004; Hess et al., 2007a, 2007b;Louis et al.、2022)、J-I 放射で観測されたミリ秒バーストが示されています。
負のドリフト、つまり上向きに移動する電子のみが存在します。 最後に、電波放射は、フラックスチューブのフットプリントのTEB、MAW、RAWスポットに関連していることが判明
衛星とつながっています。
しかし、サイクロトロン・メーザーの不安定性は、ジュノーが衛星の磁束管内にあるたびに、たとえそのたびに磁束管のフットプリントで紫外線放射が観察されたとしても、波動の検出可能なレベルでの電波放射を引き起こすわけではない。 無線ソースが交差している
ガニメデ磁束管交差の 2 つのケース。 対照的に、電波源が交差している場合
エウロパ磁束管が 10 回以上交差するのは 1 回だけですが、イオの場合、電波源は 4 つだけです。
23 の Io 磁束チューブ交差を越えました。 したがって、CMI を介して電波を増幅するには、いくつかの基準が必要であることは明らかです。
まず、CMI が発生するには、低エネルギーのプラズマが必要であることがわかっていました (fpe/fce ≪0.1）。 しかし、この研究では、CMI には十分な密度が必要であることもわかりました。
熱くてエネルギーのあるプラズマが発生します。 fpe と fce の比が低すぎる場合、共鳴円に沿った δf /δv⊥ 勾配の積分では不十分な高さになります。
成長率を調整して波を観測可能な強度まで増幅します。
2番目に必要な条件は、アルフェネン加速の存在であると思われる
プロセスとフィールド・アラインメント・カレント。 ロスコーン駆動の CMI は、FAC で生成されるフェルミ加速プロセスによって加速された上向き電子によって引き起こされる可能性があります。
Alfv´en Waves (Crary が提案、1997 年)。この疑問に答えるには、木星と衛星の電波放射をさらに横断する必要があり、将来のジュノー観測では可能性がある。
これらの重要なプロセスをさらに明らかにします。
ガリレオ衛星イオ、エウロパ、ガニメデによって引き起こされる電波放射の発生源 : 現場でJunoによる測定
2023年 8月 10日に提出
キーポイント：
• すべての木星と衛星の電波放射は、CMI によって同様に引き起こされることが示されています。
• 交差する無線ソースは、MAW、RAW、または TEB フットプリントのいずれかと同じ場所に配置されます。
• 交差した電波源は、下向きの磁場に整列した電流とアルフベンと一致します。
混乱。
概要
木星では、オーロラ電波放射の一部はガリレオ衛星イオによって誘発されます。
エウロパとガニメデ。 これまで、ガニメデを除いて、彼らは遠隔地にのみ存在していました。
地上の電波望遠鏡や宇宙船に搭載された電気アンテナを使用して検出されます。
ジュノー周回機の極軌道により、宇宙船はさまざまな木星と衛星の相互作用を維持する磁束管の範囲を横断することができ、その結果、
関連する電波放射領域をその場でサンプリングします。 この研究では、イオ、エウロパ、ガニメデに関連する電波源の検出と特性評価に焦点を当てます。
電波測定や電波観測（Juno/Waves）を利用した、その場電子
測定 (Juno/JADE-E) と磁場測定 (Juno/MAG) により、損失円錐電子分布関数によって駆動されるサイクロトロン メーザー不安定性 (CMI) が、遭遇した電波源の原因であることを実証しました。 無線放射が主翼 (MAW) または反射アルフェン翼 (RAW) に関連していることを確認しましたが、
また、エウロパとガニメデについては、誘導電波放射が
半球横断電子ビーム (TEB)。 通過した各無線ソースについて、次のことを決定します。
緯度の広がり、CMI 共鳴電子エネルギー、および帯域幅
放出。 アルフベン摂動の存在と下向き磁場が一致していることを示します。
無線放射を増幅するには電流が必要です。
1 はじめに
ジュノーのミッションの主な目的の 1 つは、木星のオーロラ領域を調査することです
in situ (Bagenal et al., 2017)、特にオーロラ電波放射源の探索に使用されます。 これは、高品質のデータを収集できる一連の機器によって可能になります。
Waves (Kurth et al., 2017)、JADE–E などの高品質のプラズマおよび波動測定
(木星のオーロラ分布実験 – 電子、McComas et al.、2017) および MAG
(Connerney 他、2017)。 Juno に搭載されたイメージャーも比較するのに非常に役立ちます
UVS装置による紫外線など、他の波長でのオーロラ発光(紫外線分光器 Gladstone 他、2017)。
これらの機器は電波増幅プロセスを研究するための測定を提供し、すでに発信源の位置を特定することができています (Imai et al., 2017,
2019年; Louis et al.、2019a)、サイクロトロン メーザー不安定性 (CMI) を彼らの理論として確認しました。
根底にある生成メカニズム (Louarn et al., 2017, 2018; Louis et al., 2017a, 2020;Collet et al.、2023、詳細については以下を参照してください。）
ガリレオの衛星イオ、エウロパ、ガニメデは、電波でオーロラ放射を引き起こすことが知られています (Bigg, 1964; Louis et al., 2017b; Zarka et al., 2017, 2018; J´acome et al.,2022）、紫外線（UV、Prang´e et al.、1996; Clarke、1998; Clarke et al.、2002）および赤外線
(Connerney et al., 1993; Mura et al., 2017, 2018) 波長 。 衛星の動き
木星の磁気圏を取り囲むプラズマトーラス内で (Szalay et al., 2022)
電場を生成し、電流および/またはアルフベン波を誘導します (Goldreich &リンデン・ベル、1969年。 ノイバウアー、1980年。 Saur、2004) どちらも電子を加速します。
衛星の磁束管内の磁力線をキロ電子ボルト (keV) エネルギーに変換します。 注記
たとえカリストが暫定的に検出されたとしても、カリストのケースはここでは研究されていないこと
UV フットプリントが報告されており (Bhattacharyya et al., 2018)、今日までガリレオとボイジャーのデータを使用して電波放射のヒントが観察されています (Menietti et al., 2001;Higgins、2007)、Juno には見られませんでした。
イオ、エウロパ、ガニメデによって引き起こされる UV 放射が生成されることが知られています。
下降する電子が木星の中性大気と相互作用することによって。 これらの痕跡は、衛星の磁気フットプリントとその尾に沿って観察されます。つまり、プラズマ流に対して下流方向にこれらのスポットが縦方向に伸びた部分です。
衛星との遭遇 (Bonfond et al.、2017a、2017b)。 最近の現場研究では、
磁力線はこれらの UV フットプリントに接続されており、それらがアルフフェニック相互作用による生成と一致していることがわかりました (Szalay et al., 2018, 2020a, 2020b; Allegrini et al., 2020)。 ラジオ側では、衛星の誘導放出が生成されると考えられています
CMI によってすでにシミュレーションされており、観測結果とよく一致しています (Hess et al.、2008; Louis et al.、2017a、2019b)。
このメカニズムはオーロラ電波放射（衛星とは独立）にも関与しており、Louarn によってその場で検証されています。
他。 (2017 年、損失円錐電子分布関数 (EDF) を含む)、Louarn et al.（2018、円錐型 EDF）および Collet et al。 （2023年、砲弾型EDF）。 最近、ルイら。
(2020) は、その場での Juno 測定により、電波放射が誘導されることを示しました。
木星とガニメデの相互作用は確かにCMI、ロスコーン型EDFから生成されます。
つまり、4 ～ 15 keV の固有エネルギーを持つ上昇電子集団が欠如しています。
木星と衛星の電波と紫外線の放射は同じ場所にあると予想/想定されているため(Hess et al., 2010)、2つの異なる波長でのこれらの放射間の関連性の問題が自然に生じます。 イオの場合、紫外線と電波オーロラの放射がアルフェーン相互作用によって生成され、主電波放射と二次電波放射がそれぞれ主アルフェーンに接続された磁力線上で生成されることがわかっています。
翼 (MAW) および反射アルフベン翼 (RAW) スポット、半球横断電子ビーム (TEB) スポットの可能性が非常に疑われます (Hess et al., 2010; Lamy et al., 2022)。 しかし、そうではありません
同時現場測定はまだ分析されていません。 ガニメデ事件ではルイスが他。 (2020) は、Szalay らの研究を拡張して示しました。 (2020a)、その電波放射は
UV RAW スポットにマッピングする磁束管の上に生成されます。 ヒューら。 (2022) が示した
電波放射はTEBスポットの上で発生しているようです。 ついにエウロパヨーロッパへ
この場合、紫外線放射は衛星の周縁と月に沿って観察されています。
フットプリントテール（Bonfond et al., 2017a, 2017b; Allegrini et al., 2020; Hue et al., 2023; Rabia et al., 2023）が、紫外線と電波放射の同時観測はまだ行われていない。
分析されました。
この研究は、Louis らの研究の追跡調査です。 (2020) の 3 つに焦点を当てた分析
既知のタイプの木星と衛星の電波放射。 セクション 2 では、サイクロトロン メーザーの不安定性の理論を簡単に思い出します。 セクション 3 では、木星の観測結果を紹介します。
イオ (J-I)、-エウロパ (J-E)、-ガニメデ (J-G) の電波放射源を横断し、CMI 増加率 (可能な場合は常に) を計算し、放射パラメーターを決定します。
最後にセクション 4 で結果を要約し、議論します。
図 1: 2017年 3月 27日のペリホブ 5 期の Juno データ。パネル (A、B) の表示
Juno/Waves データ (A) は低解像度モード、(B) は高解像度モード。 の
実線と黒の線は、磁気から導出される電子サイクロトロン周波数を表します。
Juno/MAG のフィールド測定値。黒い破線は 1.01 × fce です。 パネル (C ～ D)
Juno/JADE–E 測定値を表示: (C) すべての電子の電子微分数フラックス (または強度)。 (D) 範囲 [2-21] のエネルギーの電子分布関数
ピッチ角の関数としての keV。 パネル (E) は正規化された成長率 γ/ωce を表示します。
式 6 を使用して計算された最大値。パネル (F) は部分電子密度を示します。
JADE-E フラックスから計算されます。 パネル (G) は、計算されたフィールド調整電流を示します。
Al Saatiらに基づく。 (2022) の方法。Juno/MAG 測定から推定された方位角方向の磁場変動 (δBϕ) を使用します。 縦の破線
黒い線は、JADE データから推測される磁束チューブの交差を表し、垂直線は
赤い破線は、プラスの成長率が計算される時間間隔を表します。
JADE-E の測定値。 パネル (H) は、次を使用して南半球の UV マップを表示します。
09:35:49 から 09:55:20 までの Juno/UVS 測定。 赤い線は Juno の軌道を示し、赤い点は測定に使用された測定の開始時刻と終了時刻の位置を示します。
この画像。 Io UV フットプリントは赤い楕円で強調表示されます。
図 2: パネル (A、B): 2017年 3月 27日 (A) 09:30:52 に JADE-E によって測定された速度空間 [v||, v⊥] の電子分布関数 (Io テールの内側) ラジオソース）および（B）
09:31:00 (イオ尾部無線ソースの外側)。 その場合、v|| EDF の < 0 部分は上昇電子を表し、v|| > 0 は下向き電子を表します。 カラーバーと
アイソコンターは、ｓ^3.km^−6単位の対数スケールを使用して表示されます。
放射状の赤太線は理論上の損失コーン値を示します。 パネル内の青い円形の半円
(A) 最も高い成長率の共鳴円を表示します。 パネル (C、D): 正規化
異なる中心 v0 および半径での異なる共鳴円の成長率 (γ/ωce) 推定値
vr。 パネル (E、F): 間の周波数シフト Δω の関数として正規化された成長率
放射周波数とサイクロトロン電子周波数 (正の成長率 γ を持つすべての共鳴円については式 11 を参照。青い円は共鳴の成長率を表します)
ロスコーンの理論値に接する円。 オレンジ色の星は成長を表します
理論上の損失コーン内の共鳴円の成長率。 どちらも次のようにみなされます
損失コーン型の不安定性。 緑色のひし形は、シェルタイプの共鳴円の成長率を表します。
図 3: パネル (A、B) は、Juno/Waves データ (A) を低解像度モードで、(B) を低解像度モードで表示します。
高解像度モード。 黒の実線は電子サイクロトロン周波数を表します。
Juno/MAG の磁場測定から得られた値と黒い破線
は 1.01 × fce です。 パネル (C–E) は、Juno/JADE–E の測定結果を表示します。(C) すべての電子の電子微分数フラックス (または強度)。 (D) 電子分布関数
ピッチ角 [0°–60°] のみの範囲 [2–21] keV のエネルギー
] 上昇電子に対応します。 (E) JADE-E フラックスから計算された部分電子密度。 パネル(F)の表示
08:50:24 から 08:50:24 までの Juno/UVS 測定を使用した北半球の UV マップ
09:10:20。 赤い線はジュノーの軌道を示し、赤い点はその位置を示します。
この画像に使用される測定の開始時間と終了時間。 エウロパの UV フットプリントは赤い楕円で強調表示されています。
4 要約と考察
表 1: 木星とイオ、木星とエウロパ、木星とガニメデの電波放射源横断の結果。 交差点ごとに衛星の名前が与えられます。 半球
排出量の。 関連する周生植物。 ラジオソースの日付と時間間隔
JADE データが利用可能な場合の成長率計算から推測される交配。 の
JADE データの可用性。 無線放射が到達する最小周波数 (MHz 単位)。
放射の周波数帯域幅 (fce を超える割合で)。 最大強度 (V^2.m^−2.Hz^−1 の場合)
排出量。 電子エネルギー (keV); 前半は――
ビームコーンの角度 (単位: ◦); 電波源のサイズ (km 単位)。 までのダウンテール距離
メイン・アルフベン・ウィング・スポットΔλアルフベン（Hue et al., 2023）。 関連する UV 放射
発生源に関連付けられた磁力線のフットプリント (MAW: Main Alfv´en Wing:RAW: 反射されたアルフベンの翼。 TEB:半球横断電子ビーム)。
電波放射の特性に関しては、結果は同様です。
ガリレオの3つの衛星イオ、エウロパ、ガニメデの駆動機構（CMI）の観点から、
電子エネルギーとビーム。 JADE-E によるその場測定は、電波放射が損失円錐電子分布関数によって駆動されるサイクロトロン メーザー不安定性によって引き起こされることを示しています。 JADE-E 測定では、不安定なシェル型電子分布関数は検出されません。 共鳴電子のエネルギーは次の範囲にあります。
[1–20] keV、半開き円錐角は [74°–86°] の範囲にあります。
これらの値は、ナンカイデカメーターアレイや NenuFAR などの地上の電波観測を使用して最近得られた値と一致しています。
ラミーらの作品。 (2022) 誰が Io の開き角 θ(f) を範囲 [70°–80°] および範囲 [3–16] keV の電子エネルギー。 エウロパについては、ラミーら。 (2023) θ = [80°–86°の範囲の開口角を独自の検出で測定]、電子エネルギーは [0.5 ～ 3] keV の範囲にあります。 ガニメデの場合、3 つの放出の観測
θ = [71°–87°の範囲でビーム角度を決定できるように導きます。] および [0.5 ～ 15] keV の範囲の電子エネルギー
電波源の緯度範囲は数百キロメートルです。 の中に
無線源の位置を制限できる場合 (ただし、JADE-E による上昇電子の測定）、ソースはどこにも交差していませんでした。
磁束管内では可能ですが、下向きの磁界整列電流内でのみ可能です。
Szalay らの以前の研究に基づいています。 (2020a、2020b); ルイスら。 （2020）;ヒューら。 (2022); ラビアら。 (2023) と、そこから再計算されたダウンテール距離
Hueらを使用したUVムーンメインスポット。 (2023) では、イオの場合、次のように結論付けました。
通過したすべての電波源は RAW UV スポットに関連付けられていました。 これらの交差したラジオソース
したがって、通常の動的で観察される二次電波放射に関連しています。
スペクトラム。
エウロパの場合、これまでのところ電波の放出源が関係している唯一のケースである。
TEBスポット付き。 最後に、ガニメデの場合、1 つの無線ソースが MAW に関連付けられます。
スポット、2 番目のスポットは TEB スポットに関連付けられています。 たとえ何も検出されなかったとしても
Io の TEB を超える電波放射、これらの結果は、Lamy で分析された TEB スポットに関連する一部の Io-DAM の最初の同定の解釈と一致しています。
他。 （2022年）。
最大強度は、メイン UV スポットに近いすべてのケースで非常に似ています。
値は 2 ～ 3 × 10^－6 V^2.m^−2.Hz^−1
3.3度 < ΔλAlfv´en < 10.8度の間隔で、 と長距離のダウンテールによる強度の減少 (8×10−8 V^2.m^−2.Hz^−1)のために
ΔλAlfv´en = 87.4の場合
ああ
）。 しかし、非常に遠いところにある 1 つのケースだけでは、生産することはできません。
この減少をΔλAlfv´enの関数として当てはめたもの。 ただし、その最大強度は、
TEB スポット上を通過する電波源の放射はかなり小さくなります (10^−9 ～ 10^−7 V^2.m^−2.Hz^−1)。
これは電子分布のタイプに関連している可能性があり、尾部付近では異なるように見えます。
(非単調) ファーテール (ブロードバンド) よりも、少なくとも ∆λAlfv´en ≃ 4度メインスポットへのダウンテール (Rabia et al., 2023)。で分離されているエウロパの場合。
したがって、これらの最新の観測から、ロスコーン電子分布関数によって引き起こされるサイクロトロンメーザーの不安定性は、木星での電波放射を増幅する一般的な方法であると考えられます。 これは、オーロラ電波放射 (Louarn) の両方に当てはまります。
et al.、2017、2018）および月による電波放射（Louis et al.、2020; Hue et al.、2022 年と今回の研究）。 私たちはまた、ここでアルフェネニックの存在を示しました。
電波放射が正常に行われるためには、摂動と磁場整合電流が必要です。
増幅された。 電波源は FAC の下方部分にのみ位置します。つまり、電流は上昇する電子によって運ばれます。 これは、非常に多くのことから得られた結果を裏付けています。
高解像度の観察 (Zarka et al., 1996; Zarka, 2004; Hess et al., 2007a, 2007b;Louis et al.、2022)、J-I 放射で観測されたミリ秒バーストが示されています。
負のドリフト、つまり上向きに移動する電子のみが存在します。 最後に、電波放射は、フラックスチューブのフットプリントのTEB、MAW、RAWスポットに関連していることが判明
衛星とつながっています。
しかし、サイクロトロン・メーザーの不安定性は、ジュノーが衛星の磁束管内にあるたびに、たとえそのたびに磁束管のフットプリントで紫外線放射が観察されたとしても、波動の検出可能なレベルでの電波放射を引き起こすわけではない。 無線ソースが交差している
ガニメデ磁束管交差の 2 つのケース。 対照的に、電波源が交差している場合
エウロパ磁束管が 10 回以上交差するのは 1 回だけですが、イオの場合、電波源は 4 つだけです。
23 の Io 磁束チューブ交差を越えました。 したがって、CMI を介して電波を増幅するには、いくつかの基準が必要であることは明らかです。
まず、CMI が発生するには、低エネルギーのプラズマが必要であることがわかっていました (fpe/fce ≪0.1）。 しかし、この研究では、CMI には十分な密度が必要であることもわかりました。
熱くてエネルギーのあるプラズマが発生します。 fpe と fce の比が低すぎる場合、共鳴円に沿った δf /δv⊥ 勾配の積分では不十分な高さになります。
成長率を調整して波を観測可能な強度まで増幅します。
2番目に必要な条件は、アルフェネン加速の存在であると思われる
プロセスとフィールド・アラインメント・カレント。 ロスコーン駆動の CMI は、FAC で生成されるフェルミ加速プロセスによって加速された上向き電子によって引き起こされる可能性があります。
Alfv´en Waves (Crary が提案、1997 年)。この疑問に答えるには、木星と衛星の電波放射をさらに横断する必要があり、将来のジュノー観測では可能性がある。
これらの重要なプロセスをさらに明らかにします。
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