薄电流片怎样决定交换磁通的速度

先画矩形，说清两种半尺度

让 $x$ 沿喷流方向， $y$ 横穿电流片。半片长为 $\ell$ ，半片厚为 $\delta$ 。两侧大小为 $B_u$ 的磁场沿片指向相反方向；用正值 $v_{\rm in}$ 、 $v_{\rm out}$ 表示入流和出流速度。

假设薄层近似矩形、保持稳态，进出密度相同，也没有质量在里面积起来。按单位深度计，两张长面吸入气体，两端短面把气体排走。面数与完整边长中的二都能约掉。

出口窄，出流就要比入流快，才能排掉同样多的气体。到这一步，我们只用了几何和质量守恒，还没有用到电阻。

4\rho\ell v_{\rm in}=4\rho\delta v_{\rm out}\quad\Longrightarrow\quad v_{\rm in}\ell=v_{\rm out}\delta

两边取相同密度与不变方向深度。若气体明显压缩，这个关系也要相应改变。

二维磁场保持稳态时，垂直平面的电场在薄层内外有相同数值。上游主要由流体带着磁场移动，电场大小约为入流速度乘场强；靠近片心，则由电阻与电流给出。

电流密度大小约为 $B_u/(\mu_0\delta)$ 。乘上电阻率，再用 $\eta_{\rm m}=\eta_{\rm e}/\mu_0$ 换成磁扩散率，两边的场强就约掉了。所得关系把横穿薄层的入流与磁扩散配在一起。

这里比的是大小。实际电场的正负，要由磁场方向和坐标方向决定；电流的符号不能在计算途中被热功率替代。

|E_z|\sim v_{\rm in}B_u\sim\eta_{\rm e}|J_z|\sim\eta_{\rm m}\frac{B_u}{\delta}

这一步采用稳态薄层和均匀标量磁扩散率。

v_{\rm in}\sim\frac{\eta_{\rm m}}{\delta}

在其余条件保持时，更薄的扩散区能够对应更快的入流。

松弛的磁场沿薄层拉动气体。比较上游单位体积磁能和流体动能，可得到出流与阿尔芬速度同量级。压力、几何与耗散分配还会影响数值系数，这个量级推导没有把系数定死。

把出流尺度代回质量守恒，再与扩散关系联立，片厚和入流速度就一起出现。定义Lundquist数时继续使用刚才的半片长，便不会在长度约定上丢掉因子。

v_{\rm out}\sim v_A=\frac{B_u}{\sqrt{\mu_0\rho}},\qquad S_\ell=\frac{\ell v_A}{\eta_{\rm m}}

这个Lundquist数比较同一半片长上的扩散时间与阿尔芬传播时间。

\frac{\delta}{\ell}\sim S_\ell^{-1/2},\qquad\frac{v_{\rm in}}{v_A}\sim S_\ell^{-1/2}

这是稳态、薄片、弱黏性条件下的Sweet–Parker尺度关系。

给假想薄层指定 $S_\ell=10^4$ ，半片厚便约为半片长的百分之一，入流约为阿尔芬速度的百分之一。算出来确实很薄，和推导的起点相容。

若Lundquist数再增加一百倍，两个比例各缩小十倍。反过来，把它降到一的量级，片厚就会接近片长，原先的薄片近似也就站不住了。

黏性还引入磁Prandtl数 $P_{\rm m}=\nu/\eta_{\rm m}$ ，其中 $\nu$ 为运动黏度。强黏性可以压低出流速度。交互算例会求出相应的流动和耗散热，不能拿它直接拟合弱黏性稳态薄片的通用系数。

指定的估计	片厚比例	入流比例
$S_\ell=10^4$	$\delta/\ell\sim0.01$	$v_{\rm in}/v_A\sim0.01$
$S_\ell=10^6$	$\delta/\ell\sim0.001$	$v_{\rm in}/v_A\sim0.001$

磁扩散率降低时，稳态估计中的薄片会越来越薄。这样的平衡本身可能不稳定。“扰动增长多快”和“稳态入流多快”是两个问题，可以出现不同趋势。

Loureiro等人采用完整片长 $L_{\rm CS}=2\ell$ ，因而有 $S_{\rm full}=2S_\ell$ 。对应的薄度参数写在下面。把长度约定带在身边，读原文时就不会漏掉根号二。

进阶指南将重算那篇论文的线性色散关系，回答小扰动怎样增长。要得到非线性的磁岛链与并合过程，还须充分分辨的演化计算。这里的周期初始应力模型则给出一个暂态能量转换问题，并保留自己的网格检查与停止时刻。

\epsilon=\frac{2\delta}{L_{\rm CS}}\sim\sqrt{\frac{2}{S_{\rm full}}},\qquad\Gamma_0=\frac{2v_A}{L_{\rm CS}}

固定2007v1阅读与参考脚本采用这套完整片长和流动率约定。