6 \Vt x B I« 6 0 (F B). (10)
Jeśli np. B = 0,5 gausa, a Vt 10 km/sek dla sputnika i 1 km/sek dla rakiety, to dla do
puszczalnego błędu pola bE = 1 mV/m otrzymujemy dopuszczalny bł^l w wyznaczeniu
kąta 0 : 6 0 = 0,1° dla satelity i 1° dla rakiety. Jeśli natomiast prędkość jest prawie prosto
padła do pola magnetycznego ( 0 90°), to przy powyższych warunkach mamy:
5 Vt ** 5 m /sek » 0,05% *s 50 m/sek ** 0,5%
5B « 0,001
«0,01
dla satelity, dla rakiety, dla satelity, dla rakiety.Określenie trajektorii z dokładnością, do 1° dla rakiet jest trudne. N atom iast dla długo- żyjących satelitów dokładność 0 ,1 ° nie jest problemem; je st ona nie do osiągnięcia dla sate litów krótkożyjących. Jednakże w pomiarach satelitarnych m ogą powstać trudności w wy znaczaniu w ektora B.
Żądana dokładność prędkości nie jest problemem dla satelitów, lecz jest trudna do osiągnięcia dla rakiet, Wymagana dokładność określenia pola magnetycznego B nie jest problemem dla rakiet, lecz jest bardzo trudna do osiągnięcia na satelitach.
Określenie wartości pola pozornego jest je d n ą z głównych trudności w pomiarach bez pośrednich pól elektrycznych i wymaga wielu pomiaro'w towarzyszących (magnetycznych, radarowych, telewizyjnych itp.).
Następny problem wiąże się z prawidłowym określeniem E ' , a tym samym dokładną, znajomością wartości wyrażeń równania (6). Zwykle na aparacie kosmicznym umieszcza
się dwie sondy podwójne, co daje możli wość określenia nie tylko wartości pola elektrycznego, ale również jego kierunku poprzez pom iar różnic potencjału między poszczególnymi sondami (rys. 3). Sondy umieszcza się na długich prętach sym etry cznie względem osi rakiety czy satelity. Im większa jest odległość między sondami, tym większa jest mierzona różnica poten cjału E' • d. Oczywiście, możliwa długość użytych prętów jest ograniczona stabilno ścią ruchu układu, lecz nie może b y ć ona za mała, gdyż w grę zaczną, wchodzić za burzenia powodowane ruchem aparatu kos micznego. (W stosowanych eksperymentach długość ta była rzędu kilku m etrów).
Jest rzeczą naturalną, że dla zmniejsze nia efektów pozostałych wyrażeń (6) sondy powinny być wykonane możliwie symetry cznie. Poniżej omówimy poszczególne czło ny równania (6) i wpływ ich wartości na pomiary.
Rys. 3. Umieszczenie anten z sondami podwójnymi na rakiecie
Człon WF, - WF, ■
Różnica w średnich pracach wyjścia między dwom a elektrodami może osiągnąć nawet kilkaset miliwoltów, jeśli nie zostaną one odpowiednio przygotowane. Opracowana przez M o z e r a w Berkeley m etoda pokryw ania elektrod sferycznych jednorodnym płaszczem
grafitowym daje w pomiarach laboratoryjnych różnicę, w pracach wyjścia rzędu ±3 mV ( M o z e r 1969). Jednakże opracowanie odpowiednich elektrod jest na ogół bardzo trud nym problemem technologicznym. Nieznajomość członu WFi — WF2 nie wpływa na po miar składowej pola elektrycznego prostopadłej do osi rakiety, gdyż sygnał z tego pomiaru jest modulowany ruchem wirowym rakiety wokół osi, a człon różnicy prac wyjścia powo duje jedynie pole stałe. Nieznajomość prac wyjścia komplikuje wyznaczenie składowej pola równoległej do osi spinowej rakiety. Przy pomiarach na stabilizowanych satelitach inter pretacja pomiaru jest bardzo trudna.
Człon R i / R + R2/ R.
Obliczenie oporów otoczki plazmowej R \ , R 2 jest trudne. Są one określone w liniowym
d Vi d V 2
przybliżeniu przez R1 = , R 2 = ale niezbędna jest w tym przypadku dokładna
znajomość potencjałów płynięcia, co jest bardzo skomplikowane. Można również opór ten określić eksperymentalnie w czasie lotu przy użyciu odpowiedniego układu elektroniczne go przy sondach pomiarowych (F a h 1 e s o n i in. 1970). Pomiary te dają na opór otoczki plazmowej wartości 104 ~ 106 . Znając związek oporu otoczki z innymi parametrami plazmowymi (R = dV/ dI), z pomiarów tych uzyskać możemy informacje o temperaturze, jak i koncentracji plazmy jonosferycznej. Jakkolwiek uzyskane wyniki w tych pomiarach są porównywalne z wynikami uzyskanymi w innych metodach, to jednak dokładność ich określania zależy od znajomości potencjału płynięcia. Wyniki pomiarów oporów otoczki plazmowej wskazują, że przy dostatecznie dużej wartości oporu R (ok. 108 — 109 £1) w y
rażenie ( R1 + R i ) / R może być pominięte w granicach innych błędów eksperymentalnych.
Człon V, — V i .
W warunkach idealnej symetrii sond różnica potencjału płynięcia powinna być zero. Niezerowanie się tej różnicy może wystąpić w wyniku przestrzennych gradientów w para metrach plazmy, albo istniejąpej asymetrii geometrycznej między elektrodami. Efekty gra dientów przestrzennych są zwykle pomijalne (F a h 1 e s o n 1967), zaś asymetrię geome tryczną można znacznie zmniejszyć przy elektrodach sferycznych o tych samych średni cach. Dla zapewnienia możliwie pełnej symetrii geometrycznej elektrody sferyczne umie szczane są nie na koiicach prętów nośnych, lecz w pewnej odległości od nich (rys. 3), gdyż wtedy osłona pola magnetycznego przez pręt jest taka sama z obydwu stron elektrody sfe rycznej. Bardzo istotny efekt pomiarowy może pochodzić z zaburzenia otoczenia ruchem aparatu kosmicznego. W pomiarze rakietowym przy geometrii takiej jak na rys. 3 efekt ten może znosić sig symetrycznie przy pomiarze składowej prostopadłej do osi spinowej; przy pomiarze składowej rownoległej obie elektrody znajdują się_ w różnych obszarach strefy zaburzonej, co może powodować niezerowąróżnicę V x — V2 .
Następny efekt w pomiarach rakietowych związany może być z tym, że jedna z elek trod leży na linii sił pola magnetycznego, a linia ta przecinana jest również przez korpus rakiety. Powoduje to, że zbieranie elektronów przez tę elektrodę jest zaburzone w stosun ku do innych elektrod, wywołując tym samym różnicę w potencjałach płynięcia.
Inny efekt pochodzić może z niesymetrycznego oświetlenia obu elektrod światłem sło necznym. Ponieważ rakieta wiruje względem osi spinowej, to zawsze któraś z elektrod znajduje się w cieniu korpusu rakiety, a tym samym prąd fotoemisji nie jest jednakowy