авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 8 | 9 || 11 | 12 |   ...   | 25 |

«ОГЛАВЛЕНИЕ Том I Предисловие................................................... 11 ...»

-- [ Страница 10 ] --

exp (2.9.23) (HeII) = T 3/2 T Из уравнений (2.9.21)–(2.9.23) получаем ma (T )ni (HeII) m (T )p(HeII) a, (2.9.24) F= mi S(T )ne mi S(T )p где при переходе к последнему равенству мы учли, что парциальное давление гелия p(HeII) 2ni (HeII)kB T, а полное давление p 2ne kB T, так как степень ионизации высокая. Учитывая, что парциальное давление гелия уменьшается с высотой экспо ненциально со шкалой He = kB T /4mi g, а полное давление имеет шкалу высоты = kB T /mi g, где 1,4, окончательно получаем зависимость относительной массы нейтралов от температуры и высоты в короне:

T 1+ 1,89 · 1,71 · 106 1,86z F (T, z) = 4 · 107 exp exp (2.9.25).

2 T T В формуле (2.9.25) мы приняли, что в основании короны при z = 0 отношение парциального давления гелия к полному давлению p(HeII)/p 0,1, что не про тиворечит данным наблюдений. Как следует из формулы (2.9.25) при температу рах T = (1,5–5,0) · 106 К относительное содержание нейтральных атомов гелия в короне составляет FHeI (z = 0) (0,5–2,6) · 105, в то время как относительное содержание нейтральных атомов водорода при тех же температурах составляет FH (z = 0) (0,56–1,7) · 107, т. е. на два порядка меньше. Таким образом, гелий играет основную роль в диссипации диамагнитных токов в корональной плазме при высокой температуре. При этом наиболее эффективный канал диссипации связан с ионно-атомными столкновениями, обеспечивающими определяющую роль проводи мости Каулинга.

2.9.4. Функция нагрева для корональных арок 5 · 105 К и полагая Подставляя в уравнение (2.9.20) значение ia при T p0 = 2ne kB T, получим, с учетом уравнения (2.9.25), следующее выражение для функции нагрева плазмы за счет диссипации диамагнитных токов в корональных магнитных петлях:

1,86z EH (T, z) = Qia (T ) exp, (2.9.26) (T ) 250 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца где 1,79 · 2,8T 1/2 T exp 1+ (2.9.27) Qia (T ) =.

1,71 · 2 T a Функция нагрева не зависит от плотности плазмы в трубке, однако зависит от температуры, радиуса трубки и высоты. Шкала изменения функции нагрева с высотой приблизительно равна половине шкалы изменения давления, поэтому если температура внутри петли приблизительно постоянна (что показывают данные TRACE), то функция нагрева зависит от высоты примерно так же, как и функция радиационных потерь, которая пропорциональна квадрату электронной плотности.

Поэтому если электронная теплопроводность не существенна, что справедливо для петель с температурами (1,0–2,5) · 106 К (Aschwanden et al., 2000a), функция нагрева может находиться в равновесии с функцией радиационных потерь на протяжении значительного интервала высот, обеспечивая квазистационарность петли. При этом незначительное различие в высотной зависимости функции нагрева и функции радиационных потерь может «сглаживаться» электронной теплопроводностью. В ин тервале температур 105,75 106,3 K радиационные остывание плазмы за счет T оптического излучения можно аппроксимировать функцией (Raymond et al., 1976) ER = n2 Q(T ) эрг · см3 · с1, (2.9.28) e где Q(T ) = 1021,94. Тогда условие баланса между нагревом и радиационными поте рями 1,76z 2z Qia (T ) exp Q(T )n2 (0) exp (2.9.29) (T ) (T ) e может выполняться, если трубка достаточно тонкая, а именно, если 2,4 · 105 T 1/2 1,89 · T exp a2 1+ (2.9.30).

n2 Q(T ) 1,76 · 106 T e Для средних значений T = 1,2 · 106 К, ne = 2 · 109 см3, характерных для пе тель, наблюдавшихся спутником TRACE, условие (2.9.30) дает a 106 см. Если T = 5 106 K, ne = 3 109 см3, что типично для горячих петель, наблюдавших ся спутником «Yohkoh» в мягком рентгеновском диапазоне, из (2.9.30) получим a 2 · 106 см.

Таким образом, диссипация диамагнитных токов может обеспечить нагрев петель с наблюдаемой шириной (2–5) · 108 см, если петли будут состоять из множества тонких горячих «нитей» толщиной (1–2) · 106 см. Необходимо отметить, что попыт ки интерпретировать данные TRACE привели авторов ряда работ к аналогичному выводу о возможности существования внутри наблюдаемых корональных магнитных петель множества горячих тонких нитей (Reale, Peres 2000;

Aschwanden et al., 2000a).

Характерное время нагрева плазмы tH, как это следует из уравнения (2.9.6), можно оценить следующим образом:

p (2.9.31) tH =.

( 1)EH Полагая = 5/3, T = 1,2 · 106 K, ne = 2 · 109 см3, a = 106 см, имеем p = 0,8 дин · см2, EН = 0,3 · 103 эрг · см3 · с1, что дает время нагрева tH = 1,9 · 103 с или около 32 мин, что совпадает с временем радиационных потерь, которое по оценкам (Aschwanden et al., 1999) составляет в среднем около 40 мин для корональных магнитных петель, наблюдавшихся спутником TRACE.

2.9. Механизмы нагрева короны 2.9.5. Диссипация магнитного поля Нагрев плазмы в корональной магнитной петле вследствие диссипации диамаг нитных токов происходит, в конечном итоге, за счет диссипации магнитного поля петли. В этом можно убедиться, умножив уравнение (2.9.5) скалярно на B и проин тегрировав по объему трубки с учетом уравнений (2.9.8) и (2.9.9). Полагая в нашем случае V = 0, получим в результате Bz 2rdr = (2.9.32) qj (r)2rdr, t 0 где qj (r) определяется уравнением (2.9.14). Иными словами, скорость диссипации магнитного поля в трубке равна с противоположным знаком скорости нагрева плазмы в трубке. И хотя абсолютные значения скорости диссипации и скорости нагрева совпадают, время диссипации магнитного поля при = 8p/B 2 1 оказывается в 1 1 раз больше времени нагрева плазмы. Как следует из (2.9.32), время затухания магнитного поля петли вследствие диссипации диамагнитных токов (2.9.33) tB = t.

H При = 102 из (2.9.33) получаем время диссипации магнитного поля tB = 35,5 ч, если время нагрева tH = 32 мин.

2.9.6. Желобковая неустойчивость и филаментация магнитных петель Наполнение потенциального магнитного поля вблизи солнечных пятен плазмой, в результате чего возникают магнитные петли с повышенной плотностью плазмы, мо жет осуществляться в результате развития баллонной моды желобковой неустойчи вости в хромосферных основаниях магнитных пятен (Shibasaki, 2001). Эта неустой чивость развивается на границе между полутенью пятна, где 1, и окружающей хромосферой, где 1. В этой области магнитное поле расширяется и появляется кривизна магнитного поля, направленная из окружающей хромосферы внутрь пятна.

Условие баллонной неустойчивости имеет вид (2.8.10), а характерное время нараста ния неустойчивости в случае na n есть (2.8.12). Баллонные возмущения с длиной волны 3 · 108 см при T = 105 К нарастают за время порядка 35 с. Из (2.8.12) видно, что коротковолновые возмущения нарастают быстрее. Это означает, что первоначальное длинноволновое возмущение должно дробиться на более мелкие масштабы.

Минимальный масштаб неустойчивости может быть связан с нагревом плазмы внутри желобков вследствие диссипации диамагнитных токов с масштабом min.

Если время нагрева tH плазмы в желобке с толщиной min будет существенно меньше, чем время развития неустойчивости для желобка с длиной волны min, то плазма повышенного давления успеет уйти из желобка вдоль силовых линий маг нитного поля под действием градиента давления, возникшего в результате нагрева.

В результате неустойчивость для этого масштаба исчезнет. Тогда можно принять, что минимальная толщина желобков определяется из условия равенства времени нагрева и времени развития желобковой неустойчивости, откуда получаем 2/ F 2p (2.9.34) min =.

nma ia g Для областей хромосферы с параметрами T = 8 · 103 К, n = 1,25 · 1010 см3, p = 0,17 дин · см2, F = 0,75, na = 4 · 1010 см3 (Fontenla et al., 1990) получа 252 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца 3 · 105 см. Сравнивая максимальную max 3 · 108 см и минимальную ем min min 3 · 105 см толщину желобковых возмущений и учитывая, что в желобках с толщиной min происходит эффективный нагрев плазмы, можно предположить, что наблюдаемые корональные магнитные арки толщиной (3–6) · 108 см заполнены тонкими горячими магнитными нитями толщиной 3 · 105 –3 · 106 см. Для возможного наблюдения таких структур требуется пространственное разрешение не хуже 0, секунды дуги.

Итак, в качестве возможного механизма нагрева плазмы в корональных магнит ных петлях рассмотрена диссипация диамагнитных токов, возникающих при заполне нии магнитного поля вблизи пятен дополнительной плазмой в результате, например, желобковой неустойчивости на границе между полутенью солнечных пятен и окру жающей хромосферой. В результате неустойчивости хромосферная плазма с попадает в область солнечного пятна с 1 и заполняет часть силовых линий маг нитного поля. Чтобы компенсировать избыток газового давления, в магнитной трубке возникают диамагнитные токи, которые диссипируют не только за счет обычной классической проводимости, но, главным образом, за счет проводимости Каулинга, обусловленной ионно-атомными столкновениями. В хромосфере и короне скорость диссипации за счет ионно-атомных столкновений оказывается на семь порядков больше скорости диссипации за счет обычной проводимости. В короне необходимое для диссипации количество нейтралов F = na ma /nmi 105 поддерживается за счет гелия, имеющего более высокий, чем у водорода, потенциал ионизации. Кроме того, для гелия, в отличие от водорода, не запрещена диэлектронная рекомбинация, скорость которой при температурах 0,5–5 МК более чем на два порядка превышает скорость радиативной рекомбинации.

Скорость нагрева плазмы за счет диамагнитных токов оказывается пропорци ональной квадрату давления плазмы внутри трубки (уравнение (2.9.17)). Время нагрева (2.9.31) в хромосфере меньше времени радиационных потерь, если радиус трубки a 105 см, и составляет tH 2 с при T = 2 · 104 К, p = 1,42 · 101 дин · см2, n = 2,4 · 1010 см3, na = 1,7 · 109 см3, F = 6,8 · 102, что соответствует высоте 2 · 103 км над фотосферой в модели переходной области (Fontenla et al., 1990).

В короне при T = 1,2 · 106 К, ne = 2 · 109 см3 и p = 0,8 дин · см2 функция нагрева находится в балансе с функцией радиационных потерь при радиусе трубки a = 106 см. При этом время нагрева составляет величину tH = 1,9 · 103 с или около 32 мин.

Если трубка находится в гидростатическом равновесии, скорость нагрева убывает с высотой по экспоненциальному закону с характерной шкалой, которая в 1,8 раза меньше шкалы изменения полного давления, что связано с различием в шкалах высот для водорода и гелия. Как показано в (Aschwanden et al., 1999), для корональных магнитных петель с температурами, не превышающими 2,5 МК, потери, связанные с электронной теплопроводностью, на два порядка меньше радиационных потерь.

Поэтому в случае квазистационарных петель скорость нагрева должна находиться в балансе со скоростью радиационных потерь. В случае нагрева, обусловленного диссипацией диамагнитных токов, этот баланс будет иметь место, если нагрев про исходит в тонких магнитных «нитях» толщиной около 105 см в хромосфере и около 106 см в короне. Не исключено, что наблюдавшиеся спутниками SOHO и TRACE горячие корональные магнитные арки толщиной (3–5) · 108 см в действительности состоят из множества тонких горячих нитей. Предположение о важной роли фи ламентации магнитных структур в нагреве корон Солнца и звезд высказывалось в (Litwin, Rosner, 1993). Кроме того, Реале и Перес (Reale, Peres, 2000) показали, что полученные с помощью TRACE почти однородные распределения температуры вдоль корональных магнитных петель могут быть объяснены наличием вытянутых вдоль 2.10. Солнечно-звездная физика магнитного поля субсекундных структур внутри петель. В работе (Aschwanden et al., 2000a) проведен анализ 41 петли, наблюдавшейся спутником TRACE, который обнаружил хорошее согласие наблюдаемой изотермичности петель с внутренней нитевидной структурой петель.

В качестве причины филаментации токов в магнитной трубке рассматривалась и тепловая неустойчивость (Heyvaerts, 1974), которая требует величину токов до 1012 А в трубке диаметром 108 см, турбулентной проводимости и характеризуется временем развития филаментации порядка 2 · 103 с. Такие токи характерны только для вспышечных петель, тогда как у магнитных петель, окружающих солнечные пятна, отсутствует сколько-либо заметная азимутальная составляющая магнитного поля, что свидетельствует о малости продольных электрических токов в таких пет лях. Другая возможность филаментации связана с тиринг-неустойчивостью (Galeev et al., 1981), однако она исследована, скорее, применительно к плоскому слою.

В качестве причины филаментации магнитного поля в трубке здесь предлагается баллонная мода желобковой неустойчивости в хромосфере, скорость нарастания которой увеличивается с уменьшением масштаба неустойчивости. При этом желоб ковая неустойчивость является также причиной наполнения корональных магнитных петель плотной хромосферной плазмой, отчего концентрация плазмы внутри петель на порядок превышает концентрацию плазмы в окружающей короне. Минимальный масштаб неустойчивости (порядка 105 –106 см) определяется из условия равенства времени нарастания баллонной моды и времени нагрева. Нагрев плазмы в коро нальных магнитных петлях осуществляется за счет диссипации магнитного поля петли. При 1 в нагрев уходит лишь небольшая часть энергии магнитного поля.

Время диссипации магнитного поля при этом в 1 раз больше времени нагрева плазмы. В хромосферной части петли время нагрева плазмы значительно меньше, чем в короне. Поэтому нагрев может сопровождаться выбросами горячей плазмы из оснований петли.

2.10. Солнечно-звездная физика М.М. Кацова, М.А. Лившиц Введение За последние 30 лет в основном благодаря внеатмосферным наблюдениям возник ла новая область астрофизики. В ней исследуются процессы типа солнечной активно сти, происходящие на звездах поздних спектральных классов. Температура фотосфер этих звезд ниже 8000 К;

основная их часть относится к F-, G-, K- и M-карликам, которые принадлежат главной последовательности, но среди них встречаются также субгиганты и гиганты. К настоящему времени начато исследование около 2000 звезд солнечной окрестности и порядка 1000 более далеких маломассивных звезд рассе янных скоплений. В основном это одиночные звезды;

однако в ряде двойных систем активность типа солнечной может достигать наивысшего уровня. Это — двойные системы типа RS CVn (Гончих Псов), активной компонентой которых в большинстве случаев является карлик или субгигант спектральных классов G–M. Значительная группа звезд, у которых обнаружены вспышки, напоминающие солнечные, представ ляет собой красные М-карлики — так называемые вспыхивающие звезды. Все эти объекты будем называть активными поздними звездами.

Данный раздел астрофизики возник и развивается на стыке двух обширных направлений. С одной стороны, для интерпретации появляющихся наблюдений ак тивных процессов на поздних звездах используется большой опыт солнечных ис следований, накопленный в результате изучения подобных явлений на ближайшей 254 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца звезде, чья поверхность доступна прямым наблюдениям. Сейчас на Солнце как квазистационарные явления (пятна, факелы и т. п.), так и нестационарные события (вспышки, СМЕ) наблюдаются во всем диапазоне электромагнитного излучения с высоким временным и пространственным разрешением. Это недостижимо в звезд ной астрофизике.

До последнего времени был популярен анализ наблюдений звезд, широко исполь зующий аналогию соответствующих процессов с солнечными. В частности, выводи лись многочисленные формулы типа закона подобия для корональных петель, и на их основе изучались физические условия в звездных коронах. Для понимания современ ных наблюдений процессов на звездах использование только аналогий оказывается уже недостаточным и необходимо развивать моделирование физических процессов во внешних атмосферах звезд.

С другой стороны, активные процессы на Солнце происходят в условиях фик сированных параметров одной звезды, таких как масса, радиус, сила тяжести, температура фотосферы и др. Это существенно ограничивает понимание того, на сколько общими являются получаемые гелиофизические выводы, присущи ли они исключительно Солнцу или справедливы для более широкого класса звезд. Ряд вы водов солнечно-звездной физики оказался полезным уже сейчас для физики Солнца.

Например, ранее считалось, что нагрев солнечной короны в спокойных и актив ных областях определяется затуханием низкочастотных волн (типа звуковых). Эти акустические возмущения распространяются снизу, из верхней части конвективной зоны. По пути они быстро превращаются в ударные волны и нагревают основание короны. Акустические теории нагрева внешних слоев атмосферы вошли в резкое противоречие с результатами изучения корон звезд с различными конвективными зонами, которые определяют уровень акустической энергии, выходящей из-под фо тосферы. У многих активных звезд поток акустической энергии оказался слишком слабым, чтобы обеспечить наблюдаемое рентгеновское излучение звездных корон.

Поскольку потоки мягкого рентгеновского излучения на звездах и в активных областях на Солнце близки друг другу, приходится отказаться от механизма акусти ческого нагрева солнечных активных областей. Что касается спокойного Солнца, эта проблема остается открытой до сих пор.

Подробный обзор наблюдательных данных о процессах типа солнечной активно сти в мире звезд дан в монографии Р. Е. Гершберга (2002).

В этой главе, посвященной Солнцу, мы не имеем возможности останавливаться подробно на всех направлениях солнечно-звездной физики. Сначала просто перечис лим основные выводы этого направления исследований, а затем проиллюстрируем те из них, которые представляют интерес для развития физики Солнца и изучения процессов в плазме солнечной короны и гелиосферы.

Первое систематическое исследование активности солнечного типа на других звездах было начато в середине 1960-х гг. О. Вилсоном на обсерватории Маунт Вилсон и продолжается до сих пор в рамках так называемого «HK-проекта». На блюдательная программа изучения хромосферной активности включает в себя опре деление отношения потока излучения в центрах эмиссионных линий Н и К Ca II (3968 и 3934 соответственно) к потоку излучения в близлежащем континууме A A (4001 и 3901 — величины SCa II (как среднего значения по обеим линиям).

A A) Это отношение SCa II (далее S) действительно оказалось хорошим индикатором хромосферной активности (Baliunas et al., 1995). Такой подход позволил однородным образом описать уровень хромосферной активности и следить за ним на протяжении нескольких десятков лет.

За прошедшие 30 лет был получен большой объем наблюдательных данных о звездных коронах. Прежде всего, это результаты обзоров неба в мягком рент 2.10. Солнечно-звездная физика геновском диапазоне, выполненные обсерваториями EINSTEIN, ROSAT, а также наблюдения отдельных объектов на других космических аппаратах.

Основной результат первых наблюдений в рентгеновском и в крайнем ультрафи олетовом диапазонах состоял в следующем. Отношение рентгеновской светимости к болометрической LX /Lbol практически совпадает с долей энергии, возникающей в центре звезды и расходующейся на формирование и поддержание короны. Это отношение является характеристикой степени развития короны, мерой эмиссии ее плазмы и высокотемпературных вкраплений в ней. Уже в первых рентгеновских исследованиях звездных корон было показано, что эта величина LX /Lbol определя ется скоростью осевого вращения звезды (Pallavicini et al., 1981). Для одиночных карликов эта зависимость имеет вид lg LX /Lbol P 2 vrot, где P и vrot — период и скорость осевого вращения.

Достаточно быстро выяснилось, что связь мощности внешней атмосферы со скоростью осевого вращения важна не сама по себе, а во многих случаях отражает зависимость уровня активности от возраста. Между относительным уровнем излу чения всех слоев внешней атмосферы (хромосферы, переходной области, короны) и возрастом существует статистическая зависимость вида t0,5 (закон Скумани ча, Skumanich, 1972). Она выявлена впервые по хромосферному излучению, затем обобщена на более высокие слои. Серьезное развитие эта проблема получила при исследовании поздних звезд в рассеянных скоплениях (см. Soderblom et al., и ссылки там).

Заметим, что связь рентгеновской светимости звездных корон с осевым враще нием звезды является серьезным аргументом в пользу широкой распространенности динамо-процессов в космосе. Так как уровень активности определяется главным образом скоростью осевого вращения звезды.

Очень важным является вопрос о торможении вращения замагниченным звезд ным ветром и об обусловленном этим фактором изменении уровня активности звезды. Заметим, что, если поздняя звезда является компонентой двойной системы, то быстрое вращение звезды может сохраняться дольше за счет обмена моментами вращения между осевым и орбитальным движениями. Таким образом, активными звездами являются достаточно молодые звезды, еще не успевшие затормозиться, но и проэволюционировавшие объекты, входящие в состав двойных систем.

2.10.1. Место солнечной активности среди процессов на звездах У большинства звезд, переменных в линиях Ca II, наблюдается модуляция потока кальциевой эмиссии с периодом вращения звезды. Для самых малых и самых больших величин S у звезд близкого спектрального класса вращательная модуляция практически исчезает, что связано либо с отсутствием активных областей на звезде, либо, напротив, с их очень большим количеством при более или менее однородном распределении по поверхности (если ось вращения звезды перпендикулярна лучу зрения — по долготам).

Наблюдения, проведенные на протяжении последних 40 лет, позволили надеж но обнаружить долговременные изменения этого индекса активности выбранных переменных звезд. Непосредственно долговременная периодичность в изменении S обнаружена почти у половины из 111 звезд НК-проекта. Спектральный анализ, примененный к длинным временным рядам данных о хромосферной активности, поз волил выявить у каждой звезды насколько четко там проявляется цикл, аналогичный солнечному.

Используя формальный статистический критерий, Бальунас и др. (Baliunas et al., 1995) разделили звезды по степени выраженности циклов хромосферной активности на четыре группы, названные Excellent, Good, Poor, Fair. Это разделение отражает 256 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца степень выраженности циклов в долговременных изменениях яркости хромосфер.

Остальные звезды с обнаруженной переменностью хромосферного излучения отнесе ны к типам Long и Var.

Два примера изменения хромосферного излучения приведены на рис. 2.10.1 для звезд HD 4628 (Excellent) и HD 115404 (Good). По оси абсцисс отложены дни от S 0, 0, 0, 4000 6000 8000 10000 Дни а S 0, 0, 0, 0, 0, 4000 6000 8000 10000 Дни б Рис. 2.10.1. Изменение индекса хромосферной активности звезд HD 4628 (а) S и HD 115404 (б) начала наблюдений в рамках НК-проекта (27 мая 1966 г.), и интервал времени, по казанный на рисунке, соответствует 1979–2000 гг. Обе звезды имеют спектральный класс К и вращаются с периодами 39 и 18,5 дней соответственно. Можно видеть, что звезда типа Excellent — HD 4628 и другие звезды этой группы демонстрируют такие же изменения, как и Солнце, но длительность циклов может различаться в диапазоне от 7 до 20 лет.

Для того, чтобы сравнить активность различных поздних звезд, по величине S был определен поток излучения звезды в обеих эмиссионных линиях кальция, нормированный на болометрическую светимость. Соответствующий индекс RHK, 2.10. Солнечно-звездная физика исправленный на вклад фотосферного излучения, RHK, может рассматриваться как своеобразный аналог светимости хромосферы звезды.

Рентгеновское излучение поздних звезд с различным уровнем активности.

Для того, чтобы проанализировать место Солнца среди других звезд с изученной хромосферной и корональной активностью, мы отобрали активные поздние звезды солнечной окрестности, у которых к настоящему времени измерено мягкое рентге новское излучение (Кацова, Лившиц, 2006). Рентгеновские потоки взяты по наблю дениям спутника ROSAT из массива данных NEXXUS (Schmitt, Liefke, 2004) для тех звезд, у которых был измерен индекс хромосферной активности S. Их оказалось 230. Около половины этих звезд были изучены в ходе выполнения НК-проекта;

для них имелись данные о долговременном изменении хромосферного излучения, а для некоторых — и фотосферного излучения (Baliunas et al., 1995, Radick et al., 1998).

Активность остальных звезд выявлена в результате выполнения программы поиска планет по архивным и новым спектрам (Wright et al., 2004).

Мощность короны описывается отношением рентгеновской светимости к полно му излучению звезды, т. е. к болометрической светимости. На этом новом, более обширном материале подтверждено, что существует группа F- и частично G-звезд с высокой, но нерегулярной активностью, G- и K-звезды с циклами типа солнечного и третья группа — активные красные М-карлики. Эти группы отчетливо выявляются на рис. 2.10.2. Звезды с циклами (группа Excellent) и несколько звезд группы Good вращаются медленно.

Рис. 2.10.2. Отношение рентгеновской светимости к болометрической в зависимости от пери ода осевого вращения. Звезды группы Excellent обозначены открытыми кружками, Good — звездочками;

для Солнца указаны значения для максимума и минимума цикла Значения LX /Lbol для Солнца в минимум и максимум цикла, приведенные на этом рисунке, вычислены для спектральной полосы спутника ROSAT, который измерял светимости в мягком рентгеновском диапазоне 0,1–2,4 кэВ. Видно, что Солнце, по крайней мере в максимуме активности, органично вписывается в группу звезд с циклами. До сих пор неявно считалось, что рентгеновское излучение Солнца в минимуме цикла на 1–2 порядка слабее, чем в максимуме. Это основывалось на стандартных измерениях спутника GOES в диапазоне 1–8 Корректный пересчет A.

к другому спектральному диапазону, в котором наблюдаются звездные короны, 9 Плазменная гелиогеофизика 258 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца требует некоторых представлений о форме спектра. Если мы примем температуру солнечной короны 1,5 · 106 К, то получим, что даже в минимум цикла рентгеновское излучение Солнца не очень сильно отличается от регистрируемого в настоящее время излучения звездных корон.

Среди звезд с циклами Солнце является фактически наиболее быстро вращаю щимся объектом, в то время как в основном К-звезды этой группы имеют перио ды осевого вращения более 30 дней. Единственным исключением является звезда V 2292 Oph с выраженным циклом, но имеющая период вращения 11 дней.

Cвязь рентгеновского излучения с запятненностью. A priori предполагалось, что низкий уровень рентгеновской светимости связан с малой площадью пятен. Для проверки этого утверждения в работе (Бруевич, Алексеев, 2007) оценена площадь звездных пятен по максимальному блеску звезды (когда пятна отсутствуют) и ам плитуде вращательной модуляции на других фазах циклов.

Величины Sspot представлены на рис. 2.10.3: они заключены в пределах от 0,6 % до 4,5 %. Там же приведены соответствующие величины для 24 сильно запятненных Рис. 2.10.3. Относительная доля площади, занимаемой пятнами на поверхности звезд, в за висимости от отношения рентгеновской светимости к болометрической. Шестиугольниками обозначены звезды, рассмотренные в работе Бруевич, Алексеев (2007), квадратами — сильно запятненные звезды, изученные Алексеевым и Гершбергом (Алексеев, 2001). Для Солнца указаны значения для максимума цикла активности G-, K- и M-звезд по данным зональных моделей Алексеева и Гершберга (Алексеев, 2001). Заметим, что две звезды, EK Dra и BE Cet, являются общими для обо их рассмотрений, и величины запятненности, оцененные независимыми методами, оказалась близкими. Для Солнца приводится известное значение, соответствующее максимуму высокого цикла, 0,3 %.

Для звезд со слабой активностью запятненность не зависит от спектрального класса. Она сравнительно мала (около 1 %) для звезд с выраженной цикличностью, и достигает нескольких процентов при неупорядоченной активности. Например, у звезды группы Excellent HD 81809 эта величина составляет 0,8 %, у двух звезд группы Good HD 114710 и HD 149661 пятна занимают 1,2 и 2,4 % поверхности соответственно, а у звезд HD 131156 и HD 1835 (BE Cet) с плохо выраженной цикличностью пятна покрывают 4,4–4,5 % поверхности.

2.10. Солнечно-звездная физика Рассмотрение всех данных, представленных на рис. 2.10.2, показывает, что мощ ность корон связана с запятненностью фотосфер;

эта зависимость является общей для всей совокупности рассматриваемых звезд от Солнца до наиболее активных красных карликов. Самые активные красные карлики характеризуются максималь ным отношением рентгеновской к болометрической светимости, которое составляет 103 (эта величина перестает зависеть от скорости вращения и является уровнем насыщения). Иначе говоря, мощность корон одиночных звезд и компонент двойных систем не может превышать 0,1 % их болометрической светимости. Это означает, что энергия, которая расходуется на формирование и поддержание короны не может превышать 0,1 % энергии, генерирующейся в центре звезды.

Таким образом, существует единый ряд звезд с различием мощности корон в 3– 4 порядка величины. Существование такого единого ряда звезд является лучшим аргументом в пользу высказанной Алексеевым и др. (2001) гипотезы о связи энергии, недоизлученной в пятнах, со строением внешней атмосферы звезды.

Из рассмотрения рис. 2.10.2 и 2.10.3 ясно, что солнечная корона является наибо лее слабой по сравнению с коронами других активных поздних звезд. Она оказыва ется слабее корон даже тех звезд, которые вращаются медленно, в частности, звезд с циклами. Казалось бы, аналогичным образом должны вести себя не только коро нальные, но и хромосферные слои. Анализ имеющихся в настоящее время данных показывает, по-видимому, что такое утверждение неверно. Это будет рассмотрено в следующем разделе.

Сравнение активности на хромосферном и корональном уровнях. На рис. 2.10.4 мы сопоставили светимости хромосфер и корон этих звезд. Для сравнения Рис. 2.10.4. Сопоставление активности в хромосфере и короне F-, G- и K-звезд. Обозначения те же, что на рис. 2.10. приводятся данные для звезд групп Excellent и Good НК-проекта;

заметим, что в эти группы входят несколько более красных звезд. Для солнечной хромосферы приведены два значения соответствующих величин вне вспышек в минимум и мак симум цикла (для хромосферы значения RHK вычислены по индексу S, равному 0, и 0,20 соответственно). Определенная зависимость между излучением хромосферы и короны действительно прослеживается и связана, главным образом, с зависимостью 9* 260 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца активности на различных уровнях внешней атмосферы от скорости осевого вращения звезд. Это становится более ясным, если учесть, что существует множество звезд с очень слабой активностью, у которых уровень мягкого рентгеновского излучения ниже современного предела чувствительности аппаратуры. Несколько точек в правом нижнем углу рис. 2.10.4 относятся к субгигантам и компонентам двойных систем, у которых рентгеновское излучение усилено в силу дополнительных факторов.

Звезды с хорошо выраженными циклами компактно располагаются в обла сти сравнительно небольших величин lg LX /Lbol = 6,5–5,5 и lg RHK = 4,8– 5,1. Как и на рис. 2.10.2, половина звезд группы Good располагается вместе со звездами Excellent, а другая половина примыкает к звездам с высокой активно стью. Новым неожиданным результатом явилось то, что хромосферное излучение Солнца не только сравнимо с излучением звезд с хорошо выраженными циклами, но даже превышает уровень хромосферного излучения достаточно большого числа исследуемых звезд. Это, по-видимому, выходит за пределы возможных погрешностей определения величины RHK. Предыдущие работы, где анализировалось мягкое рент геновское излучение более активных звезд, свидетельствовали в пользу того, что солнечная активность — самая низкая, как на корональном, так и на хромосферном уровнях.

Обратим внимание на то, что в правом верхнем углу располагаются звезды с высокой нерегулярной активностью. Отметим, что среди них находится одна быстровращающаяся звезда с циклом V 2292 Oph, к ней примыкают четыре звезды группы Good: HD 115404, HD 149661, HD 78366 и HD 156026, с достаточно высокой корональной и хромосферной активностью. Для наиболее активных звезд светимости хромосфер и корон уже близки к соответствующим величинам, наблюдающимся у типичных двойных систем типа RS CVn, которые характеризуются большой низко температурной эмиссией и мягким рентгеновским излучением, близким к насыщению lg LX /Lbol 3.

Основная масса звезд, кроме нескольких объектов с мощными коронами и низ кой хромосферной активностью (в правом нижнем углу рис. 2.10.4), демонстрирует корреляцию активности на корональном и хромосферном уровнях. Условный водо раздел между звездами с циклами и с нерегулярной активностью проходит при lg LX /Lbol 5 и lg RHK 4,8. Такое разделение на две группы вдоль прямой, ап проксимирующей эту совокупность точек, может быть важно для выбора механизма нагрева внешней атмосферы.

Таким образом, Солнце органично входит в группу звезд с хорошо выраженными циклами, но вращается несколько быстрее;

уровень его хромосферной активности примерно такой же как у других звезд группы Excellent, тогда как суммарная площадь пятен и уровень рентгеновского излучения существенно ниже. Отчасти это может быть связано с тем, что Солнце принадлежит спектральному классу G, в то время как основная масса звезд с циклами является К-звездами главной последовательности.

2.10.2. Звездные короны Первые наблюдения рентгеновского излучения поздних звезд были проанализи рованы нами в работе (Кацова и др., 1987) в рамках однотемпературных моделей звездных корон. С тех пор измерения потоков в мягком рентгеновском диапазоне дополнились спектральными наблюдениями в области от 1000 до нескольких анг A стрем. Интенсивность спектральной линии связана с температурой и мерой эмиссией 2.10. Солнечно-звездная физика источника свечения следующим образом dV (T ) Iul d lg T Gul (T )n2, d lg T e T где дифференциальная мера эмиссии dV (T ) DEM(T ) = n2.

d lg T e Здесь объем, занимаемый плазмой примерно с одной и той же температурой, обозна чается как V (T ), излучательная способность (emissivity) Gul (T ) для каждой линии в крайней ультрафиолетовой и мягкой рентгеновской областях спектра вычисляется по сечениям элементарных процессов и включает в себя информацию об обилии и состоянии ионизации рассматриваемого иона. Если ранее использовались линии в диапазоне 300–100 многие из которых были интеркомбинационными, то теперь, A, благодаря наблюдениям на спутниках «XMM-Newton» и «Chandra», исследуются основные резонансные линии звездных корон в диапазоне от 2 до 30 A.

Тенденция к возрастанию количества горячей плазмы в коронах звезд с более высоким уровнем активности была выявлена уже по наблюдениям звездных корон на спутнике EUVE, запущенном в середине 1992 г. Современные наблюдения позво лили определить физические условия, осредненные по всей короне звезды. Средние значения температуры корон рассматриваемых активных поздних звезд меняются от 2–3 МК (величины, характерной для активного Солнца) до 5 МК у звезд с умеренным уровнем активности (lg LX = 1028 –1029 эрг/с) и до примерно 10 МК у наиболее активных из них.

Одновременное использование резонансной (разрешенной), интеркомбинационной и запрещенной линий одного и того же иона позволяет оценить электронную плот ность в источнике свечения. Естественным ограничением этого широко используемо го метода является необходимое предположение о том, что все три линии образуются в одной области.

Более информативным оказался анализ распределения дифференциальной меры эмиссии DEM от температуры. Из него следует, что основная масса корональной плазмы имеет температуры 2–3 МК. Однако основной отличительной особенно стью звездных корон является появление вкраплений горячего газа. На рис. 2.10. функция DEM(T ) для звезд Eri и Boo сравнивается с приведенным ранее рас пределением для оснований солнечных плотных корональных петель. Видно, что максимум при температуре 4 МК проявляется отчетливо, что, вообще говоря, харак терно для большинства активных звезд. Сами значения максимальной температуры звездных корон медленно возрастают с ростом общей активности различных звезд.

Использование метода, основанного на отношениях линий, дает достаточно высокие плотности, порядка 1012 см3. Это означает, что доля объема, которую занимают такие плотные горячие вкрапления, сравнительно невелика. Так, у всех активных поздних звезд площадь, занимаемая этими образованиями, меняется от 103 до для основной массы плазмы с температурой 2 МК и от 104 до 101 для горячих вкраплений. Иначе говоря, отношение объемов, занимаемых горячей и более холод ной плазмой, составляет 0,001–0,1 для объектов с малой и большой рентгеновской светимостью соответственно (Telleschi et al., 2005;

Testa et al., 2005).

Высокотемпературные области появляются в коронах одиночных звезд, имеющих возраст в 10–50 раз меньше, чем у Солнца. Для самых молодых звезд даже среднее 262 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца Рис. 2.10.5. Зависимость дифференциальной меры эмиссии от температуры корон двух актив ных звезд — Eri (крестики) и Boo (кружочки). Для сравнения приводятся также данные об источниках в основаниях корональных петель на Солнце (рис. 1.3.7). Для звезд меры эмиссии выражены в единицах 1050 см3, для Солнца в период его средней активности соответствующие величины на графике увеличены в 10 раз значение температуры приближается к 10 МК, причем пока не ясно, является ли регистрируемое излучение тепловым (распределение электронов максвелловское), либо оно возникает в результате взаимодействия пучков надтепловых (ускоренных) электронов с окружающей плазмой. Эта дилемма обсуждается в ряде работ по звездным коронам, но ее решение упирается в дополнительную трудность, связанную с отличием обилий тяжелых элементов в солнечной и более горячих звездных коронах от среднего обилия элементов в космосе.

Все сказанное выше в этом подразделе относится в основном к G–K звездам различной светимости. Для этих звезд-карликов основной вклад в нагрев короны вносит, вероятно, механизм, тесно связанный с эволюцией локальных магнитных полей (Кацова, Лившиц, 2006). В этом смысле ситуация близка к солнечной, однако не удается конкретизовать сам механизм нагрева, как и в случае солнечной короны.

В нагреве корон F- и G-звезд повышенной светимости возрастает роль длительных нестационарных процессов, развитие которых связано с крупномасштабными маг нитными полями. В коронах некоторых активных красных карликов, кроме горячей плазмы с температурой 8–10 МК, по-видимому, всегда присутствует некоторое коли чество ускоренных электронов (Robrade, Schmitt, 2005);

это следует из особенностей рентгеновских спектров и является существенным аргументом в пользу реализации нагрева корон вспыхивающих звезд многочисленными слабыми вспышками («mi croflaring»).

2.10. Солнечно-звездная физика 2.10.3. Вспышки на активных звездах поздних спектральных классов Вспышки на красных карликовых звездах. С середины ХХ в. на красных карликовых звездах наблюдаются кратковременные усиления блеска в оптическом диапазоне. Наблюдаемые на звездах явления по энергетике часто превосходят сол нечные на несколько порядков величин. Изучение нестационарных процессов на звездах существенно дополняет исследования солнечных вспышек, позволяя анали зировать эти явления в условиях другой гравитации, масштабов магнитных полей и в более широком диапазоне энергий. Кратко остановимся на нескольких основ ных результатах изучения звездных вспышек. Большинство явлений, наблюдаемых в оптическом континууме на красных карликовых звездах, длятся несколько минут.

Если на Солнце белые вспышки исключительно редки, то на маломассивных звездах при нестационарных явлениях оптический континуум регистрируется практически всегда. При солнечных вспышках энергии пучка ускоренных электронов как правило оказывается недостаточной для того, чтобы в результате отклика хромосферы на импульсный нагрев появились условия, необходимые для генерации непрерывно го оптического излучения. Импульсные вспышки на красных карликах, которые сейчас наблюдаются, характеризуются большей полной энергией, и ясно, что их общей особенностью должно быть свечение в оптическом континууме. Более высо кая энергетика звездных вспышек в сочетании с их малой длительностью сильно осложняют проведение численного моделирование такого нестационарного процесса.

Впервые такие расчеты были проведены Костюк и Пикельнером (1974) для солнечной вспышки. Для импульсных вспышек на маломассивных звездах первое численное моделирование было проведено в работе (Livshits et al., 1981), а затем более совре менными методами (Katsova et al., 1997;

Katsova et al., 2002). Основная трудность моделирования импульсной звездной вспышки состоит в том, что при необходимости использования высокой энергии пучка ускоренных электронов и ее быстрого нараста ния развиваются неустойчивости, обусловленные сильной нелинейностью процессов или связанные с численными методами.

Так же, как и для импульсных вспышек на Солнце, сразу после воздействия пучка ускоренных электронов в хромосфере красного карлика образуется область высокого давления, от которой вниз к фотосфере и вверх в корону распространяются два возмущения. Образующаяся за фронтом ударной волны с излучением низко температурная конденсация является источником оптического излучения. В качестве примера на рис. 2.10.6 приводится распределение плотности внутри конденсации при моделировании вспышки на звезде EQ Peg. Сравнение с соответствующим рисун Рис. 2.10.6. Распределение плотности в движущейся вниз конденсации. Над каждым макси мумом плотности указано время в секундах после начала воздействия на хромосферу потока электронов с энергией 3 · 1011 эрг · см2 · с 264 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца ком для импульсной солнечной вспышки показывает, что максимальные плотности в источнике оптического свечения на звезде примерно в 100 раз больше, чем на Солнце. Температура оптического источника звездной вспышки — около 104 К — лишь незначительно превосходит соответствующее солнечное значение. Такое раз личие физических условий приводит к тому, что оптическая толщина конденсации в области 5000 начинает превосходить 0,1;

этим и объясняется появление белого A свечения при звездных вспышках и его отсутствие во время вспышек на Солнце.

Проведенное нами газодинамическое моделирование позволило разработать мо дель импульсной звездной вспышки (Katsova et al., 1991, 1997), которая позволяет интерпретировать наблюдения этих явлений, выполненные одновременно в рентге новском и других спектральных диапазонах. Оптический континуум звездных вспы шек возникает в движущейся вниз низкотемпературной конденсации. Зная плотность (рис. 2.10.6) и температуру источника оптического свечения (8–10 тыс. К), опре деляем интенсивность свечения единицы поверхности. Используя далее наблюдае мую величину потока оптического излучения, получаем оценку площади источника.

Оказалось, что в оптическом континууме она составляет 1018 –1019 см2 и лишь незначительно больше площади свечения в бальмеровских линиях. Известно, что соответствующие значения для импульсных солнечных вспышек меньше по крайней мере на два порядка для оптического континуума и лишь в несколько раз меньше для свечении в хромосефрных линиях.

Газодинамическое возмущение, которое распространяется в корону от области первичного выделения энергии, ведет к постепенному заполнению горячей плазмой системы вспышечных петель. По-видимому, скорости взрывного испарения (the ex plosive evaporation) при звездных вспышках могут примерно вдвое превышать то, что наблюдается на Солнце.

Вспышечные петли невозможно наблюдать на карликах непосредственно, но во время звездных вспышек отчетливо наблюдается рост рентгеновского излучения во время импульсной фазы. Это соответствует эффекту Нойперта, наблюдаемому во время солнечных вспышек. На звездах характеристики пучка электронов однозначно связаны с интенсивностью свечения в оптическом континууме. Оно всегда присут ствует на фазе роста мягкого рентгена и эффект Нойперта реализуется как для оп тического, так и для сантиметрового радиоизлучения. Это стало особенно отчетливо видно, когда на ближайшей звезде Prox Cen начали регистрировать слабые вспышки, полная энергия которых соответствует вспышкам Х2, Х3 на Солнце (Guedel, 2004).

Множество быстрых вспышек на красных карликовых звездах, наблюдающихся одновременно в различных спектральных диапазонах, можно понять в рамках опи санной выше газодинамической модели (Katsova et al., 1997). Кроме того, имеется ряд наблюдательных особенностей, которые также могут быть связаны с развитием газодинамических процессов. Прежде всего, это относится к быстрым изменениям коротковолнового излучения. Например, всплеск излучения в дублете C IV 1550 A наблюдался на спутнике АСТРОН на заключительной стадии импульсной вспышки на красном карлике EV Lac. Его длительность не превышала временного разрешения аппаратуры — 0,6 с (Бурнашева и др., 1989). Наш анализ показал, что этот всплеск связан с процессом формирования движущейся вниз ударной волны с излучением.

Этот всплеск произошел не в том основании петли, где имело место первичное энерговыделение, а во втором ее основании (Кацова, Лившиц, 1989). Такие крат ковременные изменения яркости не могут быть быстрее, чем характерное газоди намическое время = шкала высот/скорость звука. Оно обратно пропорционально силе тяжести данной звезды и составляет несколько десятых долей секунды. Этот вывод подтвержден наблюдениями 120 быстрых вспышек на 6-метровом телескопе 2.10. Солнечно-звездная физика САО, выполненными с помощью комплекса аппаратуры МАНИЯ с беспрецедентным временным разрешением 3 · 107 c (Бескин и др., 1988).

Таким образом, сравнение выводов газодинамической модели (Katsova et al., 1997) с наблюдениями позволяют сделать надежный вывод о том, что оптическое излучение вспышек на красных карликах является тепловым излучением источника, формирующегося в ходе газодинамического отклика хромосферы на импульсный нагрев.

Газодинамическая модель применима к событиям даже достаточно мощным, но продолжающимся в оптике не дольше нескольких минут. Однако некоторые мощные более длительные вспышки уже не описываются представлениями, развитыми для одного элементарного события.

Так, в качестве примера интерпретации одновременных наблюдений звездных вспышек приведем результаты анализа явления на звезде EQ Peg (Katsova et al., 2002). На рис. 2.10.7 приведены кривые блеска вспышки, зарегистрированной на спутнике ROSAT в мягком рентгеновском диа Вспышка на EQ Peg, 1994.06. пазоне, и на наземной обсерватории в полосе Полная длительность вспыш- около 4500 A.

а ки немного превышала 10 мин. Видно, что максимум мягкого рентгеновского излучения 10 ROSAT (мягкий достигается через 5 мин после максимума рентген) оптического блеска. Газодинамическое моде лирование, представленное на предыдущем рис. 2.10.6, дает оценки плотности в источ нике оптического свечения 1016 см3, тол щины 1–5 км, что при температуре около 11000 К соответствует площади 6,6 · 1018 см в максимуме свечения оптического конти- 2 б нуума. 1345 На оптической кривой блеска вспышки прослеживаются несколько пиков, которые MEKASPEK условно можно рассматривать как отдельные (оптическое свечение) акты импульсного энерговыделения. Согласно нашим расчетам, в течение одного из таких элементарных событий, длящегося 4 c, выбра сывается 1020 частиц/см2. Рассматривая им пульсную вспышку как совокупность несколь- ких элементарных событий и принимая зна чение площади вспышки 1019 см2, определя- 0,615 0,62 0,625 0,63 0, ем меру эмиссии рентгеновского источника, Рис. 2.10.7. Мягкое рентгеновское из которая оказывается на два порядка меньше лучение и оптическое свечение вспыш наблюдаемой в мягком рентгене. Отсюда сле- ки на звезде EQ Peg. Время указано дует вывод о том, что данную вспышку нельзя в долях суток. Интервал между момен интерпретировать как чисто импульсное яв- тами 2 и 5 равен 5 мин ление, поскольку наблюдаемая мера эмиссии горячего источника не согласуется с результатами газодинамического моделирования для одного или даже нескольких элементарных событий. Поскольку предположение о сотнях элементарных всплесков кажется нереальным, можно сделать заключение о том, что анализируемая вспышка является аналогом не импульсных, а быстрых вспышек на Солнце с рентгеновским баллом больше М1. Поскольку рентгеновские петли таких солнечных вспышек не выходят за пределы активной области, иногда эти явления называют компактными вспышками.

266 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца Физический смысл различия импульсных и компактных вспышек состоит в том, что в чисто импульсных событиях горячие корональные петли образуются, однако плазма в них быстро охлаждается и перестает излучать в мягком рентгене. Как правило, чисто импульсные вспышки происходят в одной петле.

Однако для большинства солнечных вспышек с баллом больше М1 и для всех наблюдаемых звездных вспышек рентгеновское излучение продолжает расти после основного пика в оптическом континууме и поддерживается еще на протяжении нескольких минут. Чтобы обеспечить подобный временной ход мягкого рентгенов ского излучения, требуется рост аркады петель, скорее всего, над нейтральной ли нией достаточно крупномасштабного магнитного поля, и пополнение петель горячей плазмой. При компактных вспышках формируется система горячих корональных петель, в течение некоторого времени туда поступает горячая плазма, но, как и при импульсных явлениях, энергия газа в них быстро расходуется на излучение. Иначе говоря, в импульсных вспышках оказывается достаточно (для получения наблюдае мой меры эмиссии) вещества, поступаюшего внутрь вспышечной корональной петли в результате взрывного испарения, тогда как в компактных вспышках необходим дополнительный источник поступления газа.


Отметим, что необходимость использования термина «компактная вспышка» по явилась именно при интерпретации наблюдений звездных вспышек, а в настоящее время это понятие начинает использоваться в гелиофизических исследованиях.

Длительность вспышек на красных карликовых звездах дает основания полагать, что большинство мощных явлений являются аналогами компактных вспышек на Солнце. Как и на Солнце, эти вспышки возникают в результате эволюции локальных магнитных полей.

Длительные вспышки. Вспышки продолжительностью несколько часов наблю даются на красных карликах изредка, в то время как на поздних субгигантах нестационарные процессы на протяжении суток или более происходят чаще. Если на маломассивных звездах регистрируется вспышечный оптический континуум, то его нет во время вспышек на субгигантах, точнее говоря, в редчайших случаях в начале мощных длительных рентгеновских вспышек появляется очень слабое оптическое свечение. Большинство длительных вспышек происходит на субгигантах, которые являются компонентами двойных систем типа RS CVn. Полная энергия этих явлений может достигать 1037 эрг.

Сравнение длительных звездных вспышек с солнечными показывает, что во многом эти события подобны. Напомним, что на Солнце длительная вспышка представляет собой взрывную фазу (несколько последовательных импульсов), при этом возникает корональный выброс массы (СМЕ) типа гало, сопровождающийся развитием пост-эруптивной арочной системы. Взрывная фаза может отсутствовать в «чисто пост-эруптивных» событиях, связанных с выбросом волокон, и эти явления связаны уже с эволюцией крупномасштабных магнитных полей.

В более мощных звездных событиях собственно взрывная фаза не видна. По этому в этом случае вполне можно применить численное моделирование процессов в фиксированной массе плазмы, заключенной в корональную арку, как это делалось для Солнца. Разумеется, эти процессы развиваются при условии, что в верхнюю часть петли поступает определенная энергия, и теплопроводность является основным фактором, передающим энергию вдоль петли.

В качестве примера рассмотрим вспышку на субгиганте UX Ari, наблюдав шуюся на спутнике «BeppoSAX» более суток. Кривая блеска в мягком рентгене представлена на рис. 2.10.8 (Pallavicini, Tagliaferri, 1999) При моделировании фазы спада использованы та же система уравнений, что и в разд. 2.7.3 для длительных 2.10. Солнечно-звездная физика Рис. 2.10.8. Временной ход рентгеновского излучения в диапазоне 1,8–10,5 кэВ при вспышке на субгиганте UX Ari солнечных вспышек. Для вспышки на этой звезде использованы ускорение силы тяжести 8,8 · 102 см/с2 и энергия длительного нагрева, распределенная по массовой координате близ вершины петли. Результаты вычислений приведены на рис. 2.10.9, где показаны температура в вершине петли, мера эмиссии и длина половины петли на фазе спада вспышки через 5 ч после начала процесса. Видно, что температура в максимуме длительного явления достигает 100 МК. Здесь же даны значения темпе ратуры, выведенные из рентгеновских наблюдений. Согласие результатов численного моделирования с наблюдениями достигается при следующих физических параметрах:

Рис. 2.10.9. Результаты моделирования длительной вспышки на UX Ari. Точками представле ны наблюдаемые значения температуры рентгеновского источника 268 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца длина половины петли несколько превышает 7 · 1010 см, ее мера эмиссии 7 · 1032 см5.

Если использовать наблюдаемое значение меры эмиссии всего рентгеновского источ ника 4 · 1054 см3 и толщину петли 1010 см, то получается, что эта вспышка должна состоять из 8 петель. Площадь, занимаемая вспышечным источником, составляет 8 · 1021 см2. Заметим, что изменение размера, а значит и высоты петель, происходит как в результате ее газодинамического расширения при нагреве плазмы вблизи вершины, так и вследствие подъема «точки» пересоединения в уходящем вверх токовом слое.

Полная энергия этой моделируемой длительной вспышки оценивается величиной 5 · 1036 эрг (Лившиц, Лившиц, 2002;

Livshits et al., 2003). Эта величина и масштабы явлений, уточненные в результате моделирования, противоречат принятому до сих пор утверждению о том, что анализируемые длительные рентгеновские вспышки являются результатом эволюции локальных магнитных полей. В упомянутой статье 2002 г. дана оценка энергии токовой составляющей крупномасштабного магнитного поля, возникающей в результате выноса силовых линий поля наружу выбросами плазмы или звездным ветром. При этом рассмотрены два случая: глобальное поле всей звезды и поле, соединяющее области противоположно направленных униполяр ных магнитных полей. Оцененная величина энергии токовой компоненты магнитного поля, связанной с искажением первоначально существующей МГД-конфигурации, близка к полной энергии анализируемых вспышек. Это означает, что крупномасштаб ные магнитные поля играют существенную роль в развитии длительных звездных вспышек;

при этом вспышечный процесс охватывает часть пояса стримеров, а во время самых мощных длительных явлений по-видимому распространяется вдоль всего магнитного экватора вокруг звезды.

Глава ГЕЛИОСФЕРА Под редакцией И. С. Веселовского, Ю. И. Ермолаева 3.1. Введение И.С. Веселовский, Ю.И. Ермолаев Солнечный ветер представляет собой плазму, постоянно убегающую из солнечной короны в межпланетное пространство. Заполняемая ей полость называется гелио сферой. По существу солнечный ветер — это расширяющаяся солнечная корона, однако, начиная с некоторого условного расстояния от солнечной поверхности, ее принято отличать от короны и называть солнечным ветром. Снаружи солнечный ветер (и гелиосфера) ограничен областью взаимодействия солнечного ветра с меж звездной средой. В гл. 3 изложены современные представления о плазме солнечного ветра и гелиосфере, которые сформировались в основном на протяжении последнего полувека благодаря получению огромного объема информации с помощью прямых космических экспериментов и косвенных данных наземных наблюдений.

Теоретическое открытие солнечного ветра не может быть отнесено какому-либо одному автору, так как о существовании постоянно «убегающей» плазмы из солнеч ной атмосферы было известно многим исследователям кометных хвостов, геомагнит ных возмущений и вариаций космических лучей задолго до начала космической эры.

Образный термин «солнечный ветер» для обозначения этого явления уже тогда ис пользовался в немецкоязычной литературе, хотя многие говорили о «корпускулярных потоках», часто подразумевая при этом то же самое. Были известны и правильные порядки величины для плотности и скорости солнечного ветра. Однако до конца 50-х гг. ХХ столетия преобладали модели, рассматривавшие корону Солнца и ее про должение в межпланетное пространство как гидростатическое образование. Термин «гелиосфера» для обозначения магнитного и плазменного «пузыря вокруг Солнца»

постепенно вошел в обиход после того, как он впервые был введен в США иссле дователями вариаций галактических космических лучей (ГКЛ) для описания пони жения интенсивности ГКЛ после сильных солнечных вспышек («форбуш-эффект»).

Первые непосредственные измерения потоков солнечного ветра в открытом космосе за пределами магнитосферы были выполнены в 1959 г. группой советских ученых под руководством К. И. Грингауза при помощи ионных ловушек, установленных на космическом аппарате «Луна-2», а позже — «Луна-3» (Грингауз и др.,1960). Принято считать, что основные гидродинамические представления о солнечном ветре, как о расширяющейся короне, были достаточно полно сформулированы Е. Паркером в конце 50-х гг. (Паркер, 1965). Однако достаточно глубокий и полный ответ на вопрос, почему на данной стадии эволюции Солнца осуществляется режим потерь его массы в виде солнечного ветра в межзвездную среду, а не аккреция (Bondi, 1952), не столь прост и требует дополнительных более глубоких исследований. История терминов и самих космических исследований в этой области достаточно интересна (Веселовский, 2001), но выходит за рамки настоящей книги.

270 Гл. 3. Гелиосфера Много полезных сведений по затронутым в данной главе вопросам содержится в трудах Международных конференций по солнечному ветру, последняя из которых, одиннадцатая по счету, состоялась в 2005 г. Объем накопленной наблюдательной ин формации, относящейся к содержанию главы, впрочем, как и других в данной книге, очень большой. Это создает определенные трудности в упорядочивании и описании фактов. Модельные представления в силу их упрощенного характера могут воспро извести лишь отдельные черты наблюдаемых электродинамических и плазменных процессов в гелиосфере. При этом многие важные явления, наблюдаемые в солнеч ном ветре, пока еще не имеют вполне адекватного теоретического описания, соот ветствующего достигнутому уровню экспериментальных знаний. Верно и обратное утверждение, — в целом ряде случаев экспериментальных данных явно недостаточно для выбора между различными теоретическими концепциями и схемами.

Настоящая глава имеет следующую структуру и рассматривает следующие вопро сы. В разд. 3.2. в ряде простых моделей в одномерном приближении исследуется про цесс «зарождения» солнечного ветра. И для физики короны, и для физики солнечного ветра важнейшим вопросом является источник и механизм нагрева короны до мил лионной температуры. В описываемых моделях автор разд. 3.2. пытается ответить на этот вопрос, связывая нагрев короны с диссипацией альвеновских волн. В разд. 3.3.


описываются более сложные модели, которые хотя и не исследуют механизм нагрева короны, имеют другое большое достоинство: они являются трехмерными и могут удовлетворительно описывать крупномасштабное поведение солнечного ветра с уче том гелиоширотного и гелиодолготного распределения неоднородностей параметров Солнца. Авторы разд. 3.4. представляют данные о химическом (массовом) и иони зационном (зарядовом) составах солнечного ветра, их происхождении и влиянии на плазменные процессы, как в солнечной атмосфере, так и в межпланетной среде.

Так как солнечный ветер представляет собой открытую неравновесную систему, то в нем развиваются мелкомасштабные структуры, неоднородности, турбулентность и волны, которые описываются в разд. 3.5. В отличие от «коллективного» пове дения частиц плазмы солнечного ветра космические лучи (энергичные частицы) ведут себя, как «индивидуалисты», и подробно описываются в разд. 3.6. Наконец, в разд. 3.7. описываются современные представления о процессах, протекающих на границе гелиосферы, в области взаимодействия солнечного ветра с межзвездной средой. Многие вопросы физики солнечного ветра и гелиосферы до сих пор остаются дискуссионными, и по ним не существует устоявшихся точек зрения. Поэтому в данной главе было бы невозможно «примирить» различные взгляды, и по вопросу теоретического описания солнечного ветра слово было дано двум авторам, которые, как кажется редакторам, и дополняют друг друга, и демонстрируют возможные различия в интерпретации данных.

Поясним сказанное на примерах. Не вполне известен характер процесса перепо люсовки магнитных полей на Солнце и в гелиосфере в ходе 22-летнего солнечного магнитного цикла (цикл Хэйла). Излагаемая в разд. 3.3 теория на этот счет отражает в основном представления автора этого раздела. Большинство же исследователей в настоящее время считает более обоснованной иную точку зрения. Она состоит в том, что вектор дипольного магнитного поля Солнца испытывает полный «пере ворот» за 22 г., так что знак поля на гелиографических полюсах не сохраняется, а чередуется и является противоположным в последующих минимумах 11-летних циклов солнечной активности. При этом дипольный момент никогда не обращается в нуль. В максимуме активности он сильно замаскирован более высокими гармони ками и проходит в процессе своего переворота через плоскость гелиографического экватора. Трудность разрешения состоит в том, что магнитные поля в полярных областях Солнца изучены пока еще недостаточно полно.

3.1. Введение По причине отсутствия достаточных данных мы не в состоянии с полной уверен ностью ответить на вопрос о трехмерной структуре гелиосферы и ее изменениях во времени, сделав определенный выбор между имеющимися гипотезами и теоретиче скими представлениями. Сведения на этот счет в разд. 3.7 во многом основаны на результатах модельных расчетов в предположении о ламинарном и квазистационар ном режиме. Они, естественно, также отражают в основном точку зрения и вклад автора. Нестационарные динамические режимы, т. е. противоположные предельные случаи по числам Струхаля и Рейнольдса, здесь не рассматриваются. Эти случаи, несомненно, важны. Они реализуются, так как существенно нестационарен и турбу лентен сам солнечный ветер, а возможно и межзвездная среда. В этом смысле можно говорить о мгновенной и усредненной по времени картине, что далеко не одно и то же (Veselovsky et al., 2006).

Солнечный ветер представляет собой принципиально нестационарное и турбу лентное явление с самого начала своего зарождения в турбосфере вокруг Солн ца. Турбосферой называется область пространства, куда входят отдельные участ ки фотосферы, хромосферы и короны, в которых скорость движения отдельных струй и потоков превосходит среднюю скорость радиального расширения плазмы (Veselovsky, 2001). В отдельных участках турбосферы преобладают довольно неупо рядоченные движения, во многом контролируемые электрическими и магнитными полями со сложным характером множественных взаимосвязей между различными пространственно-временными масштабами и структурами, которые имеют в общем случае нелинейный характер и не могут быть однозначно представлены суперпо зицией линейных волн и конвективных неоднородностей. Эти компоненты иной раз выглядят, как хорошо скоррелированные и сфазированные моды, а чаще всего предстают, как мало упорядоченные флуктуации, которые могут быть слабыми или сильными наподобие ударных волн и разрывов. В разд. 3.5. изложены некоторые основные сведения, необходимые для правильного понимания возможных ситуаций в этом отношении. Дополнительные сведения о проблеме формирования солнечного ветра, турбулентности и волнах в солнечной короне читатель может найти в других главах данной книги, в обновляемых обзорах (Bruno, Carbone, 2005;

Nakariakov, Verwichte, 2005;

Marsch, 2006) и указанной там обширной литературе.

Практически не затронут важный вопрос о связи потоков плазмы с потоками излучения. В разд. 3.2 рассматривается лишь связь с потоками магнитогидродинами ческих и плазменных волн, что, как правило, достаточно справедливо в короне при ее оптической прозрачности. В большинстве работ до сих пор часто принято рассматри вать проблему формирования солнечного ветра и перенос излучения в отдельности.

На простой вопрос, не может ли часть основного потока солнечной энергии в виде оптического излучения «отщепляться» в нижних непрозрачных участках солнечной атмосферы и передаваться плазме, вызывая тем самым ее радиальное течение уже в фотосфере и хромосфере, не так легко ответить с определенностью. Ныне принято считать, что это имеет место лишь для других типов звезд с большими потоками излучения (Михалас, 1982). Однако, по-видимому, подобные процессы важны и на Солнце, соответствующая теория пока еще только начинает развиваться (Pisanko, 2005). У этого вопроса давняя и еще не законченная история, начинающаяся с работ Милна в 20-х гг. ХХ в.

Хотя доля энергии Солнца, переносимая солнечным ветром к Земле, мала по сравнению с величиной энергии, переносимой электромагнитным излучением, роль гелиосферы в состоянии космического околоземного пространства, «космической по годы», является ведущей (см. например, обзор, Yermolaev, Yermolaev, 2006 и ссылки в нем). Более подробно круг вопросов, связанных с «космической погодой» рассмат ривается в гл. 8 настоящей книги.

272 Гл. 3. Гелиосфера Наконец, энергичные заряженные частицы в гелиосфере представляют собой от носительно малые «хвосты» и другие деформации в функциях распределения частиц плазмы — ионов и электронов — по скоростям, которые практически всегда и везде заметно отличаются от равновесных локально максвелловских распределений. Роль этих частиц во многих процессах велика, а их исследование помогает лучше понять эти процессы. Происхождение этих частиц различно — одни из них проникли из Галактики, другие были ускорены в основном на Солнце, третьи — непосредственно в гелиосфере, четвертые — в магнитосферах планет. В общем случае довольно часто вообще не удается «расшифровать» всю эту комбинацию и сложную историю их происхождения, ускорения, торможения и распространения, однако в простейших ситуациях это оказывается возможным (разд. 3.6).

3.2. Солнечный ветер и внутренняя гелиосфера. Источники солнечного ветра в короне И.В. Чашей 3.2.1. Типичные параметры плазмы солнечного ветра Солнечный ветер представляет собой поток плазмы, непрерывно истекающий из солнечной короны. Согласно многочисленным экспериментальным данным, ре зультаты которых суммированы в ряде монографий (Хундхаузен, 1976;

Брандт, 1973;

Коваленко, 1983, Proelss, 2004) и обзоров (Веселовский, 1974;

Чертков, 1985), основные параметры плазмы солнечного ветра вблизи орбиты Земли имеют следующие характерные значения: скорость V = 300–800 км/с;

концентрация N в среднем 5–10 см3, индукция магнитного поля B в среднем около 5 · 105 Гс, температура протонов Tp = 104 –105 К, температура электронов Te около 105 К. Поток плазмы является сверхзвуковым и сверхальвеновским, направление скорости близко к радиальному. Свойства солнечного ветра заметно меняются при переходе от одного крупномасштабного типа к другому (см. дальше в этой главе). Эти различия часто используются для сопоставления наблюдений в солнечном ветре и на Солнце (см.

данные табл. 3.2.1, полученные на ИСЗ «Прогноз-7» (Yermolaev, 1996)).

Глобальная пространственная структура солнечного ветра испытывает изменения в цикле солнечной активности. Вблизи минимума солнечной активности, как следует из радиоастрономических данных (Власов, 1983) и измерениях на КА «Helios»

(Schwenn, 1990) и «Ulysses» (McComas et al., 2000), широтная структура сол нечного ветра носит выраженный «бимодальный» характер с низкими скоростями V = 400–450 км/с в сравнительно узком приэкваториальном слое толщиной пример но ±20 и высокими, V = 700–800 км/с, на более высоких гелиоширотах. В быстром солнечном ветре значения температуры протонов и электронов близки, тогда как в медленном — протонная температура примерно на порядок ниже электронной.

В периоды максимума солнечной активности солнечный ветер на всех гелиоширотах является медленным, а пространственное распределение плазмы близко к сферически симметричному. При этом весьма важное обстоятельство состоит в том, что среднее за достаточно длительные периоды значение плотности потока массы оказывается практически независящим от гелиошироты и фазы цикла активности. Сопостав ление пространственного распределения параметров солнечного ветра, полученных по затменным наблюдениям, с пространственной структурой короны показывает, что быстрый солнечный ветер истекает из корональных дыр — открытых магнит ных конфигураций с расходимостью магнитных силовых линий более быстрой, чем радиальная. Медленный солнечный ветер в минимуме активности ассоциируется с приэкваториальным слоем магнитных стримеров.

3.2. Солнечный ветер и внутренняя гелиосфера. Источники солнечного ветра Т а б л и ц а 3.2. Параметры солнечного ветра (СВ) и межпланетного магнитного поля в различных типах течений солнечного ветра в 1978–79 гг.

HCS CS CH CIR MC Параметры СВ 351 ± 45 359 ± 33 449 ± 52 539 ± 84 504 ± Vp, км/с 5,3 ± 4,4 5,4 ± 5,1 9,8 ± 8,5 19,8 ± 13,6 6,7 ± 6, Tp, 104 К np, см3 29,6 ± 10,0 9,6 ± 4,2 6,1 ± 3,4 8,2 ± 6,1 6,3 ± 2, 6,3 ± 2,3 7,2 ± 3,0 6,9 ± 2,7 10,3 ± 6,6 10,2 ± 5, B, нТл 28 ± 9 53 ± 19 66 ± 24 67 ± 23 91 ± VA, км/с 2,0 ± 1,7 0,5 ± 0,6 0,6 ± 0,6 1,0 ± 0,8 0,3 ± 0, p np Vp, 108 см2 · с1 10,5 ± 3,9 3,4 ± 1,4 2,7 ± 1,5 4,2 ± 3,1 3,1 ± 1, mp np Vp, 6,3 ± 2,2 2,1 ± 1,0 2,1 ± 1,2 3,7 ± 3,0 2,6 ± 1, 108 дин/см2 · с mp np Vp /2, эрг/см2 · с 1,13 ± 0,56 0,38 ± 0,20 0,47 ± 0,28 1,00 ± 0,92 0,68 ± 0, 1,7 ± 2,6 4,7 ± 6,6 6,6 ± 8,0 3,4 ± 4,3 10,5 ± 10, n /np, % 1 ± 18 1 ± 19 9 ± 22 2 ± 24 1 ± |V | |Vp |, км/с 0,03 ± 0,70 0,03 ± 0,40 0,12 ± 0,38 0,03 ± 0,27 0,03 ± 0, (|V | |Vp |)/VA 1,001 ± 0,05 0,996 ± 0,05 1,020 ± 0,05 0,995 ± 0,06 1,004 ± 0, V /Vp 2,7 ± 3,0 4,2 ± 3,6 4,4 ± 3,0 3,3 ± 2,6 3,9 ± 2, T /Tp 1,11 ± 1,27 0,31 ± 0,62 0,06 ± 0,20 0,02 ± 0,03 0,13 ± 0, e /s 2,43 ± 2,60 0,64 ± 1,26 0,10 ± 0,32 0,04 ± 0,06 0,21 ± 0, e /c 8 33 49 6 Время наблюдения, % HCS — гелиосферный токовый слой;

CS — потоки из корональных стримеров;

CH — потоки из корональных дыр;

CIR — область взаимодействия разноскоростных потоков;

MC — маг нитное облако.

Vp,, Tp,, np,, mp, — скорость, температура, концентрация и масса протонов и -частиц соответственно, B — модуль магнитного поля, — отношение теплового и магнитного дав лений, VA — альвеновская скорость, e /s — отношение времени расширения к характерно му времени обмена импульсом при кулоновских столкновениях, e /c — отношение времени расширения к характерному времени обмена энергией при кулоновских столкновениях Солнечный ветер можно считать сформировавшимся потоком с независящей от гелиоцентрического расстояния r скоростью только в достаточно удаленных от Солнца областях, где r rac, при r rac скорость плазмы возрастает с ростом r, переходя последовательно через звуковую: V = cS, r = rS, и альвеновскую: V = VA, r = rA, особые точки (значение rac можно определить как внешнюю границу зоны ускорения). Зависимости параметров солнечного ветра от расстояния до Солнца в об ласти ускорения имеют ключевое значение для понимания физических механизмов его формирования. К сожалению, локальные измерения в близких к Солнцу областях на настоящий момент отсутствуют, поэтому точный вид разгонных кривых V (r), а также положение точек rS, rA, rac неизвестны. Тем не менее, косвенные данные дают основания считать, что темп ускорения и характеризующие его параметры могут заметно отличаться для потоков различного типа. Так, в соответствии с дан ными измерений SOHO, полученными на коронографе LASCO (Tappin et al., 1999) и данными радиопросвечивания когерентными сигналами космических аппаратов (Ефимов и др., 2005), ускорение медленного приэкваториального солнечного ветра продолжается, по крайней мере, до гелиоцентрических расстояний r = rac 20R.

В то же время данные о радиальном распределении концентрации электронов, полу ченные по излучению в белом свете над высокоширотными областями (Guhathakurta et al., 1999), показывают, что увеличение скорости быстрого солнечного ветра пре 274 Гл. 3. Гелиосфера кращается несколько раньше, при r = rac 10R, т. е. темп ускорения является более высоким, чем для медленного ветра.

3.2.2. О теоретических моделях солнечного ветра Вопрос о физических механизмах, приводящих к формированию солнечного вет ра, до настоящего времени окончательно не выяснен, и путь к его решению состоит в построении теоретических моделей, удовлетворительно согласующихся с наблю даемыми параметрами плазмы, как в короне, так и в области сформировавшегося потока. Такие модели важны также для определения корональных источников для потоков различного типа. Ниже мы ограничимся рассмотрением гидродинамиче ских моделей солнечного ветра. Применимость гидродинамического подхода может быть обоснована тем, что локальные значения чисел Кнудсена Ke,i, характеризу ющих отношение обратного времени расширения плазмы к частотам кулоновских столкновений, Ke,i 1 в короне и сверхкороне, где происходит ускорение плазмы.

На гелиоцентрических расстояниях r 1 а. е. значения Ke,i становятся порядка единицы, однако и здесь гидродинамическое описание представляется более пред почтительным, поскольку, помимо кулоновских столкновений, существенную роль могут играть коллективные взаимодействия типа волна—частица, на что указывает существование в солнечном ветре структур с продольными масштабами, значительно меньшими длины свободного пробега частиц. Первая гидродинамическая модель солнечного ветра была предложена Паркером (Parker, 1958). В этой модели на основании гидродинамических уравнений div(V) = 0, (3.2.1) dV = grad P g(r), (3.2.2) V dr где — плотность, V — радиальная скорость плазмы, P — суммарное давление электронов и ионов, g(r) — локальное ускорение силы тяжести, в предположении изотермичности (T = const, P = 2kT /M, M — средняя масса иона) рассматривалось сферически симметричное стационарное истечение плазмы. В рассматриваемых пред положениях система уравнений (3.2.1), (3.2.2) сводится к следующему уравнению для скорости V :

2 VT VG V2 2 dV 1 T =, (3.2.3) V 2 dr r V где VT и VG — изотермическая скорость звука и локальная скорость отрыва веще ства, 2kT 2, VG = 2g(r)r. (3.2.4) VT = M Из всех возможных классов решений уравнения (3.2.3) солнечному ветру соответ ствует решение с (dV /dr) 0 и особой точкой rC, M g R VG V = VT, при, (3.2.5) VT = r = rC = 2 4kT где g — ускорение силы тяжести на поверхности Солнца. Решение уравнения (3.2.3) с учетом условия (3.2.5) в особой точке имеет вид V2 V r r 2 ln 3.

= 4 ln +4 (3.2.6) 2 VT rC rC VT Значение rC при T = (1–2) · 106 К составляет (3–6)R. Принципиальный момент модели Паркера состоит в том, что в особой точке происходит непрерывный переход течения из дозвукового режима в сверхзвуковой. Основная трудность изотермической 3.2. Солнечный ветер и внутренняя гелиосфера. Источники солнечного ветра модели, содержащей только один свободный параметр (T ), состоит в том, что концен трация плазмы на больших гелиоцентрических расстояниях при разумных значениях корональной температуры T по крайней мере на порядок превосходит наблюдаемое значение. Кроме того, как легко видеть из (3.2.6), скорость истечения имеет ло гарифмическую расходимость при больших r. Такие особенности объясняются тем, что предположение об изотермичности плазмы фактически означает присутствие бесконечного распределенного источника энергии.

Дальнейшее развитие гидродинамических моделей солнечного ветра происходило в трех основных направлениях: 1) переход от изотермичности к политропным моде лям и моделям, включающим уравнение энергии в различных модификациях;

2) учет регулярного магнитного поля и уточнение геометрии течения;

3) включение в модели дополнительных, по отношению к корональным, источников энергии и тепла. Как показано Паркером (1965), для политропных моделей с показателем политропы (P ) переход течения через особую точку имеет место только при выполнении условия (s + 1)/s, где s характеризует расходимость трубки тока (поперечное сечение трубки S r s ). В случае радиальной расходимости s = 2 это условие сводится к 3/2. Однако все трудности изотермической модели сохраняются и для политропных. Одножидкостная гидродинамическая модель с уравнением энергии, включающим теплопроводность, позволяет получить решение с V = const при r (Noble, Scarf, 1963;

Кутузов, Чашей, 1995). Однако при учете теплопроводности, как в одножидкостной, так и в двухжидкостной модели, учитывающей обмен энергией между электронами и протонами (Hartle, Sturrock, 1968), не удается согласовать наблюдаемые потоки энергии и массы солнечного ветра с известными значениями плотности и температуры плазмы в короне. Указанная трудность сохраняется и в моделях, учитывающих регулярное магнитное поле (Leer, Axford, 1972;

Steinolfson et al., 1982).

3.2.3. Самосогласованная модель короны и солнечного ветра с волновыми источниками импульса и тепла Для устранения присущей гидродинамическим моделям несогласованности между потоками массы и энергии требуется введение дополнительного по отношению к ко рональному нетеплового источника энергии, действующего в окрестности особой точ ки или за ее пределами. Такой источник, по-видимому, связан с распространяющи мися из основания короны альвеновскими волнами (Коваленко, Молодых, 1976;

Holl weg, 1978;

Коваленко, 1983;

Holzer et al., 1983). Построение адекватных наблюдени ям моделей солнечного ветра требует также корректного задания граничных условий.

Во всех перечисленных выше гидродинамических моделях в качестве граничных условий задаются значения температуры и плотности на некотором уровне в короне, который обычно располагается при r = 1,03–1,05R. Однако для нижней короны, где пространственное распределение плотности близко к гидростатическому и весьма чувствительно к значению температуры плазмы, весьма трудно добиться точного согласования между плотностью и температурой на фиксированном уровне. Это приводит к необходимости самосогласованного рассмотрения короны и солнечного ветра (Чашей, Шишов, 1987, 1988;

Sandbaek, Leer, 1995). Для выяснения основных физических процессов, обеспечивающих взаимосвязь режимов короны и солнечного ветра, рассмотрим наиболее простую сферически симметричную модель (Чашей, Шишов, 1987, 1988) с волновыми источниками энергии—импульса и радиальным магнитным полем B(r) = B0 (R /r)2. (3.2.7) 276 Гл. 3. Гелиосфера В качестве исходной примем систему уравнений одножидкостной гидродинамики:



Pages:     | 1 |   ...   | 8 | 9 || 11 | 12 |   ...   | 25 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.