ورقة البيانات الحالية

الصفيحة التيار هي تيار كهربائي محصور على سطح ما ، بدلاً من أن ينتشر في حيز مكاني. وتظهر الصفائح التيار في الديناميكا المغناطيسية المائية (MHD)، وهي نموذج للسوائل الموصلة للكهرباء : إذا مر تيار كهربائي عبر جزء من حجم هذا السائل، فإن القوى المغناطيسية تميل إلى طرده من السائل، مما يؤدي إلى ضغط التيار في طبقات رقيقة تمر عبر الحجم.

أكبر صفيحة تيار موجودة في النظام الشمسي هي ما يسمى صفيحة التيار الهيليوسفيرية ، والتي يبلغ  سمكها حوالي 10000 كيلومتر، وتمتد من الشمس إلى ما وراء مدار بلوتو .

في البلازما الفلكية ، مثل هالة الشمس ، قد تصل نسبة أبعاد طبقات التيار نظريًا (العرض مقسومًا على السُمك) إلى 100,000:1. ^{[ 3 ]} في المقابل، تبلغ نسبة أبعاد صفحات معظم الكتب حوالي 2000:1. ولأن طبقات التيار رقيقة جدًا مقارنةً بحجمها، غالبًا ما تُعامل كما لو كانت عديمة السُمك؛ وهذا ناتج عن افتراضات مبسطة في الديناميكا المغناطيسية المائية المثالية. في الواقع، لا يمكن أن تكون أي طبقة تيار رقيقة إلى ما لا نهاية، لأن ذلك يتطلب حركة فائقة السرعة لحاملات الشحنة التي تُسبب التيار.

تُخزّن طبقات التيار في البلازما الطاقة عن طريق زيادة كثافة طاقة المجال المغناطيسي . وتنشأ العديد من حالات عدم استقرار البلازما بالقرب من طبقات التيار القوية، والتي تكون عرضة للانهيار، مما يؤدي إلى إعادة الاتصال المغناطيسي وإطلاق الطاقة المخزنة بسرعة. ^{[ 4 ]} هذه العملية هي سبب التوهجات الشمسية ^{[ 5 ]} وأحد أسباب صعوبة الاندماج النووي بالحصر المغناطيسي ، والذي يتطلب تيارات كهربائية قوية في بلازما ساخنة.

يمكن نمذجة صفيحة تيار لا نهائية على أنها عدد لا نهائي من الأسلاك المتوازية التي تحمل جميعها نفس التيار. بافتراض أن كل سلك يحمل تيارًا مقداره I ، وأن هناك N سلكًا لكل وحدة طول، يمكن اشتقاق المجال المغناطيسي باستخدام قانون أمبير : ^{[ 6 ]}

$${\displaystyle \oint _{R}\mathbf {B} \cdot \mathbf {dl} =\mu _{0}I_{\text{enc}}}$$$${\displaystyle \oint _{R}B\cos(\theta )\,dl=\mu _{0}I_{\text{enc}}}$$

R عبارة عن حلقة مستطيلة تحيط بالصفيحة الحالية، وهي عمودية على المستوى وعمودية على الأسلاك. في الجانبين العموديين على الصفيحة،${\displaystyle \mathbf {B} \cdot d\mathbf {s} =0}$منذ${\displaystyle \cos(90^{\circ })=0}$أما في الجانبين الآخرين،${\displaystyle \cos(0)=1}$لذا، إذا كان S أحد الأضلاع المتوازية للحلقة المستطيلة ذات الأبعاد L × W، فإن التكامل يتبسط إلى: $${\displaystyle 2\int _{S}Bds=\mu _{0}I_{\text{enc}}}$$ بما أن B ثابت بسبب المسار المختار، فإنه يمكن إخراجه من التكامل: $${\displaystyle 2B\int _{S}ds=\mu _{0}I_{\text{enc}}}$$ يتم حساب التكامل: $${\displaystyle 2BL=\mu _{0}I_{\text{enc}}}$$ بحل المعادلة لإيجاد قيمة B ، والتعويض بقيمة I _enc (التيار الكلي المحصور في المسار R ) كـ K × N × L ، ثم التبسيط: $${\displaystyle {\begin{aligned}B&={\frac {\mu _{0}I_{\text{enc}}}{2L}}={\frac {\mu _{0}KNL}{2L}}\\[1ex]&={\frac {\mu _{0}KN}{2}}\end{aligned}}}$$ والجدير بالذكر أن قوة المجال المغناطيسي لطبقة تيار لا نهائية لا تعتمد على المسافة منها.

يمكن إيجاد اتجاه B باستخدام قاعدة اليد اليمنى .

تُعدّ صفيحة هاريس مثالًا معروفًا على توازن صفيحة التيار أحادية البعد، وهي حل ثابت لنظام ماكسويل-فلاسوف. ^{[ 7 ]} يوضح الشكل التالي توزيع المجال المغناطيسي لصفيحة هاريس على طول${\displaystyle y=0}$يُعطى بواسطة $${\displaystyle \mathbf {B} (y)=B_{0}\tanh \left({\frac {y}{\delta }}\right)\mathbf {\hat {x}} ,}$$ أين${\displaystyle B_{0}}$هي شدة المجال المغناطيسي التقاربي و${\displaystyle \delta }$يُحدد سُمك طبقة التيار. وتُعطى كثافة التيار بالعلاقة التالية: $${\displaystyle \mathbf {J} (y)=-{\frac {B_{0}}{\mu _{0}\delta }}\operatorname {sech} ^{2}\left({\frac {y}{\delta }}\right)\mathbf {\hat {z}} .}$$ يُعطى ضغط البلازما بالعلاقة التالية $${\displaystyle p(y)={\frac {B_{0}^{2}}{2\mu _{0}}}\operatorname {sech} ^{2}\left({\frac {y}{\delta }}\right)+p_{0},}$$ أين${\displaystyle p_{0}}$هو الضغط التقاربي.