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 |   ...   | 10 | 11 || 13 | 14 |   ...   | 25 |

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

-- [ Страница 12 ] --

Магнитогидродинамическое равновесие рассматриваемого трансзвукового доаль веновского течения рассчитывается численно с помощью двухшаговой итерационной процедуры. В качестве нулевого приближения выбирается потенциальное магнитное поле ( A )1 = 1, определяемое формулами (3.3.115)–(3.3.120). Распределение плотности плазмы в заданном магнитном поле определяется формулами (3.3.91), (3.3.92). Новое приближение для магнитного поля при заданном распределении плотности плазмы определяется формулами (3.3.115)–(3.3.120). Расчет продолжается до тех пор, пока изменения рассчитанного течения от итерации к итерации не станут малыми. После окончания итерационной процедуры рассчитывается геометрия разо мкнутых линий магнитного поля равновесной конфигурации течения. Направление разомкнутых линий магнитного поля, связанных с областями в основании короны, где Brph (R,, ) 0, изменяется на противоположное так, что B B в корональ ных областях, заполненных этими линиями. После такого преобразования «фиктив ный магнитный заряд Солнца» (введенный граничным условием (3.3.87)) пропадает, интегральный магнитный поток через основание короны зануляется, зато появляются токовые слои i = 2[n B] над нейтральными линиями фотосферного магнитного поля. На токовых слоях соотношения Ренкина—Гюгонио в рассматриваемом случае вырождаются в условия на тангенциальном разрыве. Баланс суммарного (теплово го плюс магнитного) давления обеспечивается непрерывностью плотности плазмы и модуля магнитного поля при переходе через токовый слой (в силу процедуры построения токового слоя). Нормальная к токовому слою составляющая объемного электрического тока определяет дивергенцию поверхностного тока в токовом слое.

Такая математическая модель позволяет просчитывать различные сценарии фор мирования корональных корней крупномасштабной структуры приэкваториального солнечного ветра. Естественный первый шаг на этом пути — моделирование си туаций с простейшей (но трехмерной) геометрией области магнитного удержания корональной плазмы. В качестве примера первого в мировой практике (1985 г.) опыта расчета трехмерного солнечного ветра в области его формирования, учитывающего взаимодействие плазмы с магнитным полем самосогласованным образом, приведем результаты расчета течения в присутствии ленты шлемовидных лучей, опоясывающей Солнце по экватору и отклоняющейся попеременно к северу и к югу (Писанко, 1985).

Высокоскоростной солнечный ветер формируется в данном случае над областями Солнца с открытой магнитной конфигурацией, а переход от почти однородного к достаточно неоднородному течению может быть связан с токовой системой течения.

По мере уменьшения напряженности магнитного поля с высотой над солнечной поверхностью роль корональных токов возрастает и проявляется в увеличении ам плитуды пространственных вариаций напряженности магнитного поля, что через соответствующее увеличение амплитуды пространственных вариаций поперечного сечения магнитных силовых трубок приводит к образованию пространственных неод нородностей течения.

Еще один интересный пример — течение в присутствии области магнитного удержания в виде приэкваториального кольца вокруг Солнца с одним разрезом фиксированной ширины вдоль гелиодолготы, моделирующим приэкватори альный отросток полярной корональной дыры (Pisanko, 1994). Модуль напряжен ности магнитного поля на части солнечной поверхности, вне области магнитного удержания, для простоты считался постоянным. Расчет показал, что повышение скорости в сверхзвуковом солнечном ветре формируется в области минимума модуля напряженности магнитного поля — скорость сверхзвукового потока пропорциональна поперечному сечению сопла. В данном случае модуль напряженности магнитного 3.3. МГД-моделирование солнечного ветра и межпланетного магнитного поля поля минимален на экваторе, на обратной по отношению к местоположению гелио долготного разреза стороне Солнца. Формирование области пониженной напряжен ности магнитного поля над локальной областью сильного магнитного поля Солнца возможно, если область сильного солнечного поля экранируется от солнечного ветра токовыми слоями на ее границах;

чем выше электропроводность солнечного ветра, тем эффективнее может быть экранировка сильных солнечных магнитных полей.

Любопытно, что данная простейшая корональная конфигурация, расчет которой был выполнен в 1992 г., во многих своих чертах действительно реализовалась в мини муме цикла солнечной активности в августе–сентябре 1996 г. (Gibson et al., 1999).

При этом высокоскоростной поток солнечного ветра действительно наблюдался на обратной по отношению к экваториальному отростку северной полярной корональной дыры стороне Солнца в отсутствие там каких-либо приэкваториальных корональных дыр. Приведенные примеры свидетельствуют, что в трансзвуковом доальвеновском приэкваториальном солнечном ветре магнитное поле — это регулятор процесса фор мирования корональных корней пространственной структуры течения: распределение поля в короне можно подобрать так, чтобы высокоскоростной поток сформировался как над корональными структурами с открытой магнитной конфигурацией, так и над корональными структурами с замкнутой магнитной конфигурацией.

3.3.6. Глобальные модели Все эти локальные решения уравнений магнитной гидродинамики, каждое из которых описывает крупномасштабную структуру солнечного ветра и ММП в фик сированной локальной части межпланетного пространства, можно, следуя идеям М. А. Лаврентьева, «сшить» по границам выбранных областей пространства, со брав глобальную модель крупномасштабной структуры солнечного ветра и ММП на основе модульного принципа. При таком подходе корона естественным образом разделяется на полярную (северную и южную) и экваториальную части, а эквато риальная корона, в свою очередь, подразделяется на доальвеновскую трансзвуковую корону и трансальвеновскую сверхзвуковую корону. Межпланетное пространство на гелиоцентрических расстояниях свыше 20R считается заполненным сверхзву ковым сверхальвеновским солнечным ветром. В этой глобальной модели система продольных токов, индуцируемая, в конечном счете, солнечным вращением и ре ализуемая надтепловыми хвостами функций распределения ионов и электронов, создает дополнительный градиент давления в полярной короне и дополнительное (к тепловому) ускорение полярного солнечного ветра. Энергия этого «ускорителя»

полярного солнечного ветра поддерживает трехмерную пространственную структу ру экваториального трансальвеновского сверхзвукового солнечного ветра за счет баланса суммарного (теплового плюс магнитного) давления на границе полярной и экваториальной короны, обеспечивая возможность существования «усилителя ши ротных и/или долготных вариаций скорости» в экваториальной трансальвеновской короне. Корональные корни высокоскоростных потоков формируются в областях по ниженной напряженности магнитного поля в экваториальной доальвеновской короне.

Глобальная модель позволяет единым образом интерпретировать целую сово купность разнообразных связей между параметрами короны и солнечного ветра на разных гелиоцентрических расстояниях. Описанная выше процедура построения глобальной модели из модулей была реализована и вполне успешно опробована на материале Whole Sun Month — скоординированной международной программы на блюдений Солнца и межпланетной среды различными методами в августе–сентябре 1996 г. в минимуме солнечной активности (Gibson et al., 1999).

Другой подход к построению глобальной модели — математический, когда корона описывается единым решением уравнений (3.3.14)–(3.3.18), которое строят методом 306 Гл. 3. Гелиосфера конечных разностей с помощью подходящей численной схемы с учетом ограничений на шаги по времени и по пространству, налагаемых теорией разностных схем. Если граничные условия не зависят от времени, то стационарное решение можно искать как предел при t эволюции (в соответствие с уравнениями (3.3.14)–(3.3.18)) произвольно выбранного начального состояния. Этот метод, называемый методом установления, широко применяется при расчетах течений сложной геометрии. Полит ропную аксиально и экваториально симметричную замагниченную корону в шаровом слое между солнечной поверхностью и сферой радиуса r = 5R рассчитали методом установления при Ro (Steinolfson et al., 1982). В начальный момент течение задавалось сферически симметричной моделью Паркера (1965), а магнитное поле — диполем. Результаты расчетов сводились к следующему. Линии магнитного поля полученного решения замкнуты у экватора и разомкнуты у полюсов. Верхняя кромка области замкнутых линий формируется на экваторе при r = 2R. На замкнутых линиях скорость течения практически равна нулю, а на разомкнутых — имеется трансзвуковое течение от Солнца. При r = 5R скорость течения на полюсах больше, чем на экваторе, только если в основании короны на экваторе тепловое давление плазмы больше магнитного давления. В противном случае скорость имеет максимум на широте 60. Предпринимались попытки рассчитать таким путем крупномасштаб ную структуру солнечного ветра и ММП, отвечающую синоптической карте фоновых фотосферных магнитных полей конкретного Кэррингтоновского оборота (Usmanov, 1993). На внутренней границе радиальная составляющая магнитного поля восста навливалась по данным наблюдений составляющей вдоль луча зрения фотосферного магнитного поля, а плотность и температура плазмы поддерживались постоянными.

В начальный момент течение задавалось сферически симметричной политропной моделью Паркера (1965), а магнитное поле — потенциальным полем, удовлетворя ющим граничным условиям. Использование политропы приводит к тому, что рас считанная на орбите Земли скорость оказывается существенно ниже наблюдаемой:

часть энергии течение расходует на выталкивание замкнутых линий магнитного поля среднеширотной короны в межпланетное пространство. Включением в модель пондеромоторных сил, связанных с потоком альвеновских волн из конвективной зоны, удалось поднять среднюю скорость (Usmanov, 1996), хотя рассчитанные на орбите Земли вариации скорости ( 100 км/с) все же остались меньше наблюдаемых ( 300 км/с между полюсом и экватором и в высокоскоростных потоках).

3.3.7. Переполюсовка Общепринятый сценарий цикла солнечной активности предполагает переполю совку магнитных полей в полярных шапках Солнца. Столь грандиозная перестройка, подразумевающая ни много, ни мало, как смену направления линий полярных маг нитных полей, должна радикально трансформировать крупномасштабную структуру солнечного ветра и ММП, которая сформировалась в данном цикле и возрождается каждый раз по окончании переполюсовки. Переполюсовку очень трудно объяснить теоретически: время затухания дипольного поля, если предполагать его глубокое проникновение в недра Солнца, весьма велико ( 1010 лет) и много больше периода солнечного цикла. По-видимому, Антонучи (Antonucci, 1974) впервые выдвинула гипотезу о наличии у Солнца дипольного магнитного момента, изменяющего свою ориентацию в цикле солнечной активности;

в рамках этой гипотезы нет проблемы затухания дипольного поля. Коржов (1982) приводил аргументы в пользу этой гипотезы, основываясь на анализе структурных форм белой короны. Марубаши и Ватанабе (Marubashi, Watanabe, 1983) использовали синоптические карты фотосфер ного магнитного поля в качестве граничного условия для вычисления коронального 3.3. МГД-моделирование солнечного ветра и межпланетного магнитного поля магнитного поля в потенциальном приближении:

B =, | = 0, = Brph (R,, ), (rex,, ) = const, (3.3.121) r r=R т. е. при отсутствии электрических токов в шаровом слое между солнечной поверх ностью (r = R ) и «поверхностью источника» (r rex 1,6–2,5R ), на которой магнитное поле предполагалось радиальным. Таким способом они рассчитали эволю цию геометрии нейтральной линии коронального магнитного поля на «поверхности источника» за период 1959–1974 гг., а обращения направления радиальной компо ненты рассчитанного коронального магнитного поля в высоких широтах интерпрети ровали как переполюсовку. Придерживаясь той же интерпретации, Хоексема и др.

(Hoeksema et al., 1983) выполнили те же расчеты за период 1978–1982 гг., а затем продолжили эти вычисления до 90-х гг. Эволюцию в цикле солнечной активности нейтральной поверхности ММП, которая формируется при выносе солнечным ветром нейтральной линии коронального магнитного поля с поверхности источника в меж планетное пространство, смоделировали Веселовский и др. (2001). Для простоты нейтральная линия на поверхности источника r = rex задавалась кольцом в форме большого круга, плоскость которого наклонена относительно оси вращения Солнца на угол a = 2t/T, где T 22 г. В приближении Rem каждая точка нейтраль ной линии (rs, 0, 0 ) в момент времени t0 на «поверхности источника» проецируется вдоль радиальных направлений в гелиосферу в соответствии с правилами:

r = rex + V (t t0 ), = 0 + (t t0 ), = 0, = a cos, 0 = a cos 0.

(3.3.122) Здесь V = const — радиальная скорость солнечного ветра, — угловая скорость вращения Солнца. Геометрическое место точек (3.3.122) в каждый момент времени определяет форму нейтральной поверхности ММП как систему вложенных концен трических колец. Построение этого геометрического места осуществлялось путем последовательного проецирования с учетом радиального растяжения и поворота колец со сферы меньшего радиуса на сферу большего радиуса. Исходное «нулевое»

кольцо (в момент времени t = t0 ) начинало расширяться с поверхности сферы r = rex и вращаться в двух плоскостях: в плоскости, содержащей ось вращения Солнца и в плоскости, содержащей вектор дипольного магнитного момента Солнца.

Следует заметить, что с самого начала с идеей переполюсовки согласились далеко не все: скептицизм некоторых астрофизиков (Layzer et al., 1979;

Cowling, 1981) был основан на недостаточной надежности экспериментального подтверждения самого факта переполюсовки радиальной компоненты магнитного поля солнечных полярных шапок. Дело в том, что магнитографические измерения позволяют оценить лишь составляющую фотосферного магнитного поля, направленную вдоль луча зрения:

если смотреть с Земли на полярные области Солнца, то измеряется скорее горизон тальная, чем радиальная составляющая поля — проекционный угол слишком велик.

Именно регулярные изменения направления составляющей полярного поля вдоль луча зрения и были интерпретированы как переполюсовка (Babcock, 1961), причем в момент переполюсовки Солнце выглядело как «магнитный монополь» — поляр ность составляющей вдоль луча зрения в обеих полярных шапках была одинаковой (Babcock, 1959). Поскольку большая апертура магнитографа солнечной обсерватории «Wilcox» не позволяет разрешить полярные области Солнца в пределах 35 широты от полюсов — эти зоны попадают в последний скан по широте (Hoeksema, 1991), то используемые в качестве граничного условия наблюдения фотосферных магнит ных полей ограничены широтным интервалом (55 N, 55 S). Значит переполюсовка радиальной составляющей поля в полярных шапках на «поверхности источника», рассчитанная по средне- и низкоширотным данным фотосферных наблюдений, может, 308 Гл. 3. Гелиосфера например, просто отражать характерный для средних и низких широт 22-летний хейловский магнитный цикл. Радиальная составляющая ММП положительной по лярности измерялась в течение нескольких солнечных оборотов в 1976 г. с борта КА «Pioneer-11» на широте 16 N, а спустя 10 лет (в 1986–87 гг) тот же КА зареги стрировал на той же широте отрицательную полярность радиальной составляющей ММП (Smith et al., 1993). В 1985 г. и КА «Voyager-1» наблюдал отрицательную полярность радиальной составляющей ММП на широте 25 N. Этот же КА наблюдал в основном отрицательную полярность радиальной составляющей ММП с 1986 г. по 1988 г., когда его широта увеличивалась от 27,8 N до 30,8 N. В 1989 г. на широте 30,8 N «Voyager-1» наблюдал положительную и отрицательную полярности в равных долях (Burlaga, Ness, 1993). Поскольку широта этих КА не превышала 31 N, то прямые измерения ММП на больших расстояниях ( 10 а. е.) также могли отражать хейловский магнитный цикл. До выхода КА «Ulysses» на полярную гелиосферную орбиту теоретические модели модуляции галактических космических лучей (ГКЛ) предсказывали значительные эффекты (сдвиг энергетических спектров, характерные вариации радиальных и широтных градиентов) при переполюсовке радиальной со ставляющей полярного гелиосферного магнитного поля, хотя прямые измерения этих сдвигов и вариаций с борта КА «Pioneer-10, 11» и «Voyager-1, 2» свидетельство вали как в пользу, так и против модельных предсказаний (Evenson, Tuska, 1991).

Измерения с борта КА «Ulysses» зафиксировали широтный градиент интенсивности ГКЛ много меньше ожидаемого из теоретических моделей (Balogh, Forsyth, 1998), что объясняется намного большим ожидаемого уровнем флуктуаций в магнитном поле полярной гелиосферы. При столь больших флуктуациях заметных различий в спектрах и вариациях градиентов ГКЛ на противоположных фазах 22-летного цикла наблюдаться не должно (Evenson, Tuska, 1991).

По-видимому, до сих пор не опубликовано бесспорных наблюдательных дока зательств переполюсовки радиальной составляющей полярного магнитного поля.

Прямые измерения ММП в полярных областях гелиосферы с борта КА «Ulysses»

в минимумах двух последовательных циклов солнечной активности обещают много интересной информации по этому вопросу. К июню 2006 г. «Ulysses» достиг 50 юж ной широты на своем третьем витке по полярной гелиосферной орбите и продолжает двигаться по направлению к южному полюсу Солнца.

Однако, если допустить, что переполюсовки радиальной составляющей магнитно го поля в полярных шапках может и не быть, то как же тогда объяснить перепо люсовку составляющей высокоширотного магнитного поля вдоль луча зрения, кото рая наблюдается регулярно в течение нескольких десятилетий? Возможно (Pisanko, 2001), это явление связано со специфической асимметрией свечения корональных линий, которую обнаружил Треллис (Trellis, 1960). В период с февраля по май корона в зеленой линии (Fe XIV, 530,3 нм) выглядит ярче на западном лимбе, чем на восточном. Спустя полгода восточный лимб выглядит ярче, чем западный. Эта асимметрия наблюдается также и в красной линии (Fe X, 637,4 нм), но восточный лимб красной короны выглядит ярче весной, а западный лимб — осенью. Зеленая линия, интенсивность которой сильно изменяется в цикле солнечной активности, излучается очень горячим (T 2 · 106 K) слоем короны. Красная линия излучается более холодным (T 106 K) и плотным слоем, расположенным ближе к фотосфере, а ее интенсивность, в первом приближении, не изменяется в цикле солнечной активности. Физический механизм данной асимметрии не вполне ясен (Tritakis et al., 1988), хотя, например, наличие общей циркуляции, связанной с волнами Россби в излучающих слоях основания короны, способно (за счет соответствующих неоднородностей давления) привести к асимметриям излучения корональных линий;

первая мода Россби демонстрирует асимметрию, подобную обнаруженной Треллисом.

3.3. МГД-моделирование солнечного ветра и межпланетного магнитного поля Рассмотрим первую моду Россби в корональном слое, излучающем красную линию (чья интенсивность не меняется в солнечном цикле), который считаем тонкой плен кой на сфере, вращающейся с угловой скоростью. Движение плазмы в первой моде Россби — это твердотельное вращение вокруг оси, наклоненной на угол p к оси солнечного вращения. Угол наклона p и угловая скорость v твердотельного вращения в первой моде Россби полностью определяются двумя параметрами — ма лыми разностями температур в направлениях экватор—полюс (Tep ) и восток—запад (Tap ). В инерциальной сферической системе (v, v ) с гелиографическими координа тами северного полюса =, x = cos p = (1 2a0 Ro)[(2a1 Ro)2 + (1 2a0 Ro)2 ]1/ 1 составляющие скорости плазмы в первой моде Россби имеют вид Vv = 0, (3.3.123) Vv = v r sin v.

Здесь v = [(2a1 Ro)2 + (1 2a0 Ro)2 ]1/2 ;

a0 = (4Ro)1 Tep ( 2 R2 mp Ro)1 ;

a1 = 1 1 = Tap ( 2 R2 mp Ro)1 ;

Ro = V (2)1 ;

V — характерная скорость плазмы в системе отсчета, вращающейся с угловой скоростью ;

, — коширота и долгота в гелио графической инерциальной системе отсчета (диаметр между = 0 и = считается направленным на апекс). Силы, управляющие волнами Россби — сила Кориолиса и широтный и долготный градиенты давления, много меньше сил Ампера в основа нии короны, но обладают высокой пространственной и временной когерентностью.

Силы Ампера такой когерентностью не обладают, распределены случайным образом в основании короны и поэтому дают в среднем нулевой эффект в тонкой пленке на больших пространственных (порядка радиуса Солнца) и временных (порядка солнечного оборота) масштабах. Поскольку волны Россби — это явление большого пространственного и временного масштаба, магнитное поле в основании короны принимаем потенциальным: сила Ампера в потенциальных полях равна нулю. На правляемое намного более слабыми силами движение плазмы в первой моде Россби взаимодействует с магнитным полем только через индукционные электрические поля.

При Rem для потенциального магнитного поля ( — магнитный потенциал) и поля скорости, определяемого соотношениями (3.3.123), уравнения B = [ [V B], ( · B) = 0 (3.3.124) t приводятся к уравнению = 0, (3.3.125) + v t v имеющему решение (r, v, v, t) = 0 (r, v, v v t) + C7 t, (3.3.126) где 0 — распределение магнитного потенциала в начальный момент t0. Зафиксируем потенциал в начальный момент времени (в инерциальной гелиографической системе координат) в виде C8 C C cos + 93 (3 cos2 1) + 10 cos (5 cos2 3) (3.3.127) 0 (r,, ) = 2r r2 2r — суперпозиции аксиальных диполя, квадруполя и октуполя. Мультиполи более высоких порядков опущены из соображений сохранения крупномасштабности маг нитного поля, определяющей его потенциальный характер. Подставляя (3.3.127) (после ее преобразования к сферической системе координат (v, v )) в (3.3.126), получаем закон изменения потенциала во времени. После обратного преобразова ния к гелиографической системе координат легко рассчитывается магнитное поле.

Осредняя по периоду солнечного вращения, а также по кэррингтоновской долготе 310 Гл. 3. Гелиосфера (на получение синоптической карты требуется время не менее одного солнечного оборота), можно рассчитать составляющую магнитного поля вдоль луча зрения при r = R, которая после осреднения по широте внутри полярных шапок (определяемых как области, расположенные выше 60 широты) выражается формулой, (3.3.128) B =B +B +B +B cd vd cm vm 62 5C10 2C8 5C + 10 (53x2 43x4 24) 1 cos4 sin B = x cd R5 R3 4R 4 6 15 (6x2 5x4 1) sin4, (3.3.129) 2 45C10 1 cos4 sin4 (1 x2 )x(2x2 1) cos 2t, (3.3.130) B = vd 8R5 6 2 3C9 2(x2 4x4 1) 5(4x2 7x4 1) cos B = + cm 4R4 +3(6x2 9x4 1) cos, (3.3.131) 3C9 (cos3 9 cos + 8)(1 x2 )x cos 2t, (3.3.132) B = vm 4R4 6 где = v,. Первое слагаемое в (3.3.128) не зависит от времени и имеет разные знаки в противоположных полярных шапках. Второе слагаемое также имеет разные знаки в противоположных полярных шапках, но зависит от времени. И тре тье и четвертое слагаемые имеют одинаковые знаки в противоположных полярных шапках. Поскольку составляющая высокоширотного поля вдоль луча зрения перио дически изменяет полярность, то первое слагаемое в (3.3.128) нужно занулить. Это означает, что диполь и октуполь в данной модели связаны соотношением 2C8 5C10 1 (53x2 43x4 24)(1 cos4 ) sin2 (6x2 5x4 1) sin 1+ =.

R3 R5 12 6 6 8 (3.3.133) В случае |C9 R4 | |C10 R5 | (т. е. если квадруполь много меньше диполя и ок туполя) модель воспроизводит переполюсовку (с периодом /) составляющей вдоль луча зрения высокоширотного магнитного поля (слагаемое B vd ) и, более того, оди наковую магнитную полярность составляющей вдоль луча зрения в полярных шапках в момент переполюсовки (квадрупольные слагаемые B cm, B vm ), так что Солнце при этом выглядит как «магнитный монополь». Наклонный диполь и зависящие от долготы квадрупольные слагаемые, опущенные в (3.3.127), не могут существен но изменить вышеприведенные результаты. Наклонный диполь проявляется в виде свободной константы в (3.3.129). Зависяшие от долготы квадрупольные слагаемые проявляются в (3.3.131) и (3.3.132) и не оказывают сколько-нибудь значительного влияния, поскольку квадруполь предполагается много меньше диполя и октуполя.

Прямые измерения радиальной составляющей ММП с борта КА «Ulysses» во время его пролета над полярными шапками Солнца позволяют оценить параметры данной модели, а именно p, C10, C8, /, Ro, Tep, Tap. Согласно наблюдениям «Ulysses» полярность радиальной составляющей ММП была положительной в север ной половине гелиосферы в 1994–1995 гг. и совпадала с полярностью составляющей магнитного поля вдоль луча зрения в северной полярной шапке (Balogh, Forsyth, 1998) (рис. 3.3.4).

3.3. МГД-моделирование солнечного ветра и межпланетного магнитного поля Рис. 3.3.4. Полярность гелиосферного магнитного поля по измерениям на КА «Ulysses» и по данным о фотосферном магнитном поле. Рисунок из доклада (А. Balogh, 2004) Типичная величина составляющей вдоль луча зрения магнитного поля в поляр ных шапках составляет (согласно магнитографическим измерениям) примерно 1 Гс (Babcock, 1959). При этом из (3.3.130) получаем выражение для C10 R5 :

8 C10 (1 cos4 sin4 )(1 x2 )x(2x2 1) (3.3.134) =.

5 45 6 2 R Процедуру осреднения, примененную к составляющей вдоль луча зрения, можно применить и к радиальной составляющей высокоширотного магнитного поля. С уче том (3.3.133) результатом этого является:

1 1 cos4 sin4 (1 x2 )(2x2 1) [1200x Brcd = x sin 45 6 6 2 960x4 672 20(53x2 43x4 24)(1 cos4 ) sin2 + 6 + 5(34x4 44x2 + 42) sin2 ], (3.3.135) | Brcd |, если |C9 R4 | |C10 R5 |. Соглас | Brvd | | Brcd |, (| Brcm |, | Brvm |) но прямым измерениям с борта «Ulysses» среднее значение радиальной составляющей ММП в полярной гелиосфере, приведенное к гелиоцентрическому расстоянию 1 а. е., равно 3 нТл, а полярный солнечный ветер наблюдается вплоть до 45 параллели (Balogh, Forsyth, 1998). Это позволяет оценить среднее по полярной шапке значение радиальной составляющей магнитного поля Солнца (по методике Hundhausen, 1977) 312 Гл. 3. Гелиосфера как 45.

215R Brcd = 3 · 105 = 2,08 (3.3.136) 30 R Подставляя (3.3.136) в (3.3.135), принимая во внимание (3.3.134) и вычисляя все постоянные, получаем уравнение для p :

23,21x5 + 4,16x4 28,05x3 6,24x2 + 8,71x + 2,08 = 0. (3.3.137) Приближенным (с точностью 10 ) решением уравнения (3.3.137) является p = = 37,15. По известному p из (3.3.134) вычисляем величину C10 R5 = 25,245 Гс, а из (3.3.133) — величину C8 R3 = 15,44 Гс. Интересно отметить, что их отноше ние 0,6116 близко к золотому сечению (0,618).

Процедура записи магнитограммы полного солнечного диска подразумевает ком пенсацию доплеровских сдвигов спектральных линий, используемых для измерения зеемановского расщепления. Это позволяет измерять с помощью магнитографа и ско рость солнечного вращения. Статистический анализ (Howard, Harvey, 1970) более 350 ежедневных записей сигнала магнитометра обсерватории Маунт Вильсон за период 1966–1968 гг. выявил среднюю угловую скорость вращения Солнца в виде () = 2,78 · 106 3,51 · 107 sin2 4,43 · 107 sin4 (рад/с), (3.3.138) где — широта. Аппроксимация полиномом выбрана из соображений удобства пред ставления экспериментальных результатов и не несет в себе физического смысла.

Анализ индивидуальных суточных профилей угловой скорости, измеренных маг нитографом обсерватории Кит Пик 6 июня 1966 г., 6 января и 3 июля 1967 г., 4 января и 2 июня 1968 г., т. е. в наиболее подходящие для измерения угловой скорости Солнца моменты времени, выявил почти твердотельное вращение низких и средних широт (Livingston, 1969). На этом основании зафиксируем среднюю угловую скорость () в данной модели как осредненную по широте в интерва ле между экватором и 60 параллелью угловую скорость, определенную формулой (3.3.138), = 0–60 = 12,94 /сут. Учитывая, что полярные шапки намного менее активны, чем приэкваториальные области, примем в качестве долготной составля ющей скорости первой моды Россби осредненную в интервале между шестидеся той параллелью и полюсом угловую скорость, определенную формулой (3.3.138), т. е. v cos p = 60–90 = 10,33 /сут. При p = 37,15 имеем v = 12,96 /сут., так что = v = 0,02 /сут. Таким образом, в данной модели период перепо люсовки составляющей вдоль луча зрения магнитного поля в полярных шапках / = 9000 сут. = 24,64 г., что достаточно близко к наблюдаемому 22-летнему пери оду, несмотря на почти иллюстративный характер использованной модели. Фиксируя a0 = 1 и a1 = 1, оцениваем число Россби (из выражения для cos p как функции Ro) величиной Ro = 0,21. Это согласуется с ограничением Ro 0,4 (Ward, 1964) на возможность реализации общей циркуляции типа Россби. При Ro = 0,21 оцениваем разности температур экватор—полюс (Tep ) и восток—запад (Tap ) (из выражений для a0 и a1 ) как Tep = 16 K и Tap = 84 K, что много меньше температуры коронального слоя, излучающего красную линию.

Представленная модель — это, в сущности, магнитный ротатор специального вида с аксиальным магнитным полем и осью поля скорости вещества, наклоненной к оси солнечного вращения;

такое движение всегда возникает во вращающейся атмосфере при наличии градиентов температуры полюс—экватор и восток—запад. Этот рота тор обеспечивает переполюсовку составляющей вдоль луча зрения магнитного поля в полярных шапках Солнца с периодом близким к 22 годам (эффект амплитудной модуляции на близких частотах v и ) и демонстрирует (в соответствии с магни 3.4. Ионные составляющие солнечного ветра тографическими наблюдениями) одинаковую полярность составляющей вдоль луча зрения магнитного поля в обеих полярных шапках («солнечный монополь») в момент переполюсовки. Однако, радиальная составляющая магнитного поля в полярных шап ках Солнца не испытывает переполюсовки в рамках данной модели. Если эта модель верно отражает реальность, то часть крупномасштабной структуры солнечного ветра и ММП, расположенная полярнее пояса королевских широт, не должна испытывать радикальных трансформаций в цикле солнечной активности.

3.4. Ионные составляющие солнечного ветра И.С. Веселовский, Ю.И. Ермолаев 3.4.1. Введение В приведенных выше разделах настоящей главы игнорировался тот факт, что солнечный ветер включает в себя различные ионные составляющие с широким набором масс и зарядов (рис. 3.4.1). В «нулевом приближении» так можно поступить из-за небольшого вклада ионов более тяжелых, чем протоны, в основные гидро динамические параметры, используемые в описанных выше моделях. Однако их присутствие в плазме солнечной атмосферы и солнечного ветра существенно добав ляет число степеней свободы для развития разного рода элементарных (атомных, ионизационно-рекомбинационных) и плазменных процессов. С одной стороны, изу чение массового и зарядового состава ионов солнечного ветра позволяет исследовать строение Солнца и параметры его оболочек, а с другой стороны, в связи с малостью содержания некоторых ионов, позволяет использовать их как тестовые частицы при исследовании динамических процессов, как на Солнце, так и в межпланетном пространстве.

Измерения ионного состава солнечного ветра регулярно производятся с помощью различных приборов на спутниках и космических аппаратах, а также в экспери ментах со специальными мишенями (алюминиевыми фольгами, слюдяными пласти нами и т. п.), экспонированными за пределами магнитосферы Земли, на Луне и в солнечном ветре (в том числе и в ходе выполнения недавнего проекта «Genesis») и затем анализируемыми в земных лабораториях. На КА «Ulysses» и ACE в на стоящее время установлены наиболее современные, времяпролетные, спектрометры (SWICS) для измерения ионного состава солнечного ветра, позволяющие разделять ионы по отношению заряда к массе и определять их полную энергию (Gloeckler et al., 1998). Ранее подобные измерения проводились на многих ИСЗ, включая спутники серии «Прогноз» и ISEE-3. На КА SOHO измерение массового, зарядового и энергетического спектра ионов производится прибором CELIAS (Hovestadt et al., 1995). Типичный спектр ионов, измеренный в шкале энергия на единицу заряда на спутнике «Прогноз-7», показан на рис. 3.4.1.

Солнечный ветер представляет собой практически полностью ионизованную ква зинейтральную плазму, состоящую из электронов, протонов и других ионов, среди которых наиболее обильными являются ядра гелия. Протоны практически всегда преобладают над остальными ионными составляющими как по концентрации, так и по их вкладу в массу, импульс и энергию плазмы. Протоны и -частицы называют основными ионными компонентами солнечного ветра, а все остальные примеси — малыми составляющими. Состав солнечного ветра изменчив, но в целом он бли зок к составу фотосферы, что неудивительно и свидетельствует о значительном перемешивании вещества в атмосфере Солнца. Как отмечалось выше, процессы нагрева солнечной короны и ускорения солнечного ветра происходят одновременно и практически на одних и тех же высотах солнечной атмосферы. Поэтому процессы 314 Гл. 3. Гелиосфера Рис. 3.4.1. Типичный спектр ионов в солнечном ветре, измеренный на спутнике «Прогноз-7»

в 1978–1979 гг. По горизонтальной оси — отношение массы частицы m к ее заряду q, по вертикальной — число частиц, зарегистрированных в энергетическом «окне» прибора за 10 с.

Цифры со знаком «+» обозначают зарядовое число иона. Протонный пик с m/q = 1 не показан, так как он более чем на порядок превышает пик -частиц (Вайсберг и др., 1980) формирования ионного состава солнечного ветра достаточно сложны, и в настоящее время мы можем лишь качественно рассмотреть некоторые из них.

Разделение и перемешивание ионов в солнечном ветре. Физические процессы разделения и перемешивания ионных составляющих солнечного ветра контролиру ются множеством сравнимых по величине факторов. Они имеют электромагнитную, гравитационную, молекулярно-кинетическую, инерционную и атомную природу. От сюда сложность и многообразие картины в целом. Ниже мы перечислим и кратко охарактеризуем эти факторы и рассмотрим действующие на ион силы.

Электрические и магнитные силы. Разнообразие вариантов магнитной и элек тромагнитной сортировки ионов огромно. Кроме потенциальных электрических полей в солнечном ветре присутствуют постоянные и переменные магнитные поля, созда ваемые электрическими токами. С ними связаны индукционные электрические поля.

Законы убывания этих электромагнитных полей с удалением от Солнца известны лишь в самых грубых чертах, что осложняет построение исчерпывающей теории электромагнитных процессов разделения и перемешивания ионов в солнечном ветре.

3.4. Ионные составляющие солнечного ветра Электрические поля «сортируют» частицы по их электрическому заряду, а в ди намических ситуациях также по отношению заряда к массе частиц независимо от скорости частиц. Магнитные поля создают силу Лоренца, зависящую от скорости линейным образом для нерелятивистских частиц и «сортируют» их по этому при знаку. Электростатическое разделение электронов и ионов друг от друга на большие расстояния затруднено из-за выполнения условия квазинейтральности. Дебаевский радиус в плазме солнечного ветра растет с удалением от Солнца приблизительно по линейному закону. На орбите Земли он составляет порядка нескольких метров. Тем не менее, свободные электрические заряды в макроскопических объемах существуют и играют важную роль в динамике солнечного ветра, рассматриваемого в прибли жении сплошной среды. Потенциальные электрические поля необходимо учитывать при исследовании вопросов, связанных с динамикой ионного состава. Об этом будет подробнее сказано ниже.

Сила тяжести. Сила тяжести играет важную роль в атмосфере Солнца при формировании радиального разлета частиц наружу. Эта сила пропорциональна массе частиц. Благодаря этому более тяжелые ионы удерживаются силами тяжести лучше электронов вокруг любой звезды, в том числе и Солнца. Так создается электро движущая сила, компенсирующая тенденцию к разделению частиц. Элементарная теория этого явления для статической атмосферы была создана довольно давно.

Соответствующее электрическое поле называют полем Паннекука—Росселанда. Его потенциал по порядку величины равняется тепловой энергии электронов, т. е. со ставляет десятки-сотни электронвольт в солнечном ветре и короне. С удалением от Солнца роль этой силы убывает как квадрат расстояния. В результате совместного действия сил тяжести и электрических полей в экзосферах вокруг звезд формируют ся захваченные и пролетные популяции заряженных частиц. Присутствие магнитных полей сильно видоизменяет эту картину, которая в случае Солнца пока еще не доста точно хорошо изучена. Седиментация в поле тяжести и разделение частиц по массам в барометрических атмосферах планет и звезд хорошо изучена. Небарометрические распределения в движущихся атмосферах, в том числе, в разлетающихся наружу как на Солнце, представляют гораздо больше разнообразия, которое в настоящее время до конца не исследовано, тем более, если речь идет еще и о совместном действии других сил.

Столкновения между частицами. Сечения столкновений между частицами зависят от их заряда, скорости и других характеристик. Соответствующая кинетиче ская картина процессов разделения и перемешивания ионов вследствие столкновений между частицами крайне богата разнообразием возможностей, которые описываются в рамках макроскопических многокомпонентных уравнений в диффузионном прибли жении при достаточно частых столкновениях или в рамках кинетических уравнений при более редких столкновениях.

Силы инерции. Силы инерции важны в динамических нестационарных про цессах и могут быть причиной разделения или перемешивания различных типов ионов в зависимости от их массового числа и величины ускорения. При этом одна из простейших мыслимых ситуаций в короне состоит в том, что нижняя ее часть, играющая роль своеобразного поршня с относительно большой частотой столкнове ний между частицами, остается однородной по составу, а в области над поршнем происходит свободный разлет частиц без столкновений. Существование магнитного поля накладывает дополнительные связи на это движение.

Атомные процессы. Помимо упругих столкновений в случае не полностью ионизованной плазмы, где, собственно, происходят представляющие большой интерес нестационарные процессы начального формирования выбросов и потоков солнечного 316 Гл. 3. Гелиосфера вещества, необходимо анализировать неупругие процессы ионизации, рекомбинации, возбуждения и т. п. По существу здесь речь идет о физике нижних граничных условий в проблеме формирования ионного состава солнечного ветра. Эта проблема физики частично ионизованной плазмы крайне сложна, специфична и далека от каких либо универсальных решений, несмотря на значительные экспериментальные и теоретические усилия в этом направлении. Единственное, что можно сказать здесь в самом общем плане, это то, что удается наблюдать и качественно объяснить в рамках многокомпонентных моделей процессы разделения частиц по первому потенциалу ионизации атомов в потоках быстрого и медленного солнечного ветра.

В качественном отношении это явление связано с тем, успевают или нет выпол нить свою роль разделительные силы за время пролета вещества через тот проме жуток пространства, где они действуют достаточно эффективно. К этому же классу процессов принадлежит «замораживание (закалка) ионизации» и родственный круг других подобных явлений. Их суть состоит, например, в том, что достаточно быстро выброшенный протуберанец с характерной температурой в десятки тысяч градусов может пролететь через всю горячую солнечную корону с ее температурой в 1–2 млн градусов, не успев при этом полностью ионизоваться. В результате таких выбросов в гелиосфере при удачном стечении обстоятельств наблюдается «холодное» вещество с сильно повышенным содержанием однократных ионов гелия вместо привычных для обычного солнечного ветра -частиц. Вероятность наблюдать такие события относи тельно невелика из-за компактности соответствующих «ядер холодного вещества» по сравнению с размерами окружающего его горячего вещества коронального выброса массы. Действительно, на орбите Земли их линейные размеры могут отличаться на порядок величины, так что вероятность пересечения оказывается очень небольшой и определяется чисто геометрическими условиями расположения аппарата с изме рительными приборами относительно пролетающего мимо него облака. Начавшиеся наблюдения по программе «Stereo» могут дать много недостающих сведений в этом отношении.

Все указанные выше факторы присутствуют всегда, но относительная их роль зависит от конкретных ситуаций в короне и солнечном ветре. Результирующая дина мическая картина процессов разделения и перемешивания ионов настолько сложна, что мы не в состоянии в настоящее время достаточно полно ее описать, а можем указать лишь только основные физические принципы этого описания, что было сделано выше, и рассмотреть отдельные примеры, иллюстрирующие их применение для интерпретации наблюдений. Даже простая классификация по безразмерным мас штабам пока еще отсутствует. Так что дальнейшее изложение не может претендовать на исчерпывающий характер, а носит по необходимости фрагментарный характер.

3.4.2. Химический состав солнечной короны и солнечного ветра Химический состав солнечного ветра в значительной мере отражает современный состав недр Солнца, однако он видоизменяется в атмосфере. Некоторая относительно небольшая доля наблюдаемых в солнечном ветре ионов рождается непосредственно в гелиосфере из имеющегося там нейтрального газа и пыли и затем захватываются плазмой солнечного ветра (поэтому они получили название «захваченных» (pick-up) ионов). В последнее время исследованию этих компонент было посвящено много работ. Имеются различные источники пыли и газа — внешние, т. е. межзвездные и внутренние, связанные с разрушением комет при приближении их к Солнцу.

Некоторые вопросы подробно рассматриваются в разд. 3.7 при обсуждении свойств дальней гелиосферы.

Изотопный состав солнечного ветра. Изотопный состав солнечного ветра в последнее время исследовался по данным КА SOHO, «Wind», «Genesis» с целью 3.4. Ионные составляющие солнечного ветра более полного представления о процессах разделения ионов и диагностики условий в источниках солнечного ветра. Имеются также более ранние сведения. Существую щие данные и теоретические представления указывают лишь на небольшие вариации изотопного состава в солнечном ветре для N, O, Ne и Ar (Kallenbach, 2003).

В последнее время были суммированы уточненные данные для отношений D/H, 3He3 /4He4, (D + 3He3 )/H, Ne20 /Ne22 и Ne21 /Ne22, первоначально полученные в экс периментах с алюминиевыми фольгами, экспонировавшимися на Луне в солнечном ветре по программе «Apollo» (Geiss, Gloeckler, 2003), а также по экспериментам со слюдяными пластинами на КА «Союз», «Зонд-8» и «Луна-16» (Boltenkov et al., 1972). Соответствующие величины после введения некоторых поправок относятся к протосолнечному составу. Получение более полных и точных сведений считается важным для продвижения в сторону понимания исходных условий и «начального»

состояния протосолнечного и протопланетного вещества, что необходимо при постро ении космогонических теорий и сценариев, которые могли бы рассматриваться как реалистические.

В связи с этим значительное внимание в литературе уделяется разработке тео ретических вопросов, связанных с процессами резонансного рассеяния и ускорения частиц на волнах, и другим возможным причинам разделения частиц по отношению их заряда к массе. На этом фоне в теории до сих пор явно мало уделялось внимания к обратным процессам, приводящим к перемешиванию и выравниванию неодно родностей химического и изотопного состава. Ясно, что описание турбулентного перемешивания не может быть сколько-нибудь полным и универсальным, но оно крайне важно в данной проблеме.

Проблема «среднего» химического и изотопного состава. Поскольку ионный состав солнечного ветра постоянно флуктуирует, причем порой эти флуктуации весьма велики, в особенности для малых ионных составляющих, то встает непростой вопрос об извлечении некоторых средних характеристик из прямых измерений на космических аппаратах и сопоставлении их с косвенными данными, имеющими интегральный по времени характер (экспонированные в солнечном ветре фольги, метеоритное вещество, кометные и планетные образцы). В связи с этим находится важный для астрофизики вопрос о том, каков смысл «среднего состава солнечного вещества», обычно приводимого в таблицах и справочниках. Этот вопрос актуален тем более, что недавно закончилась миссия, направленная на определение ионного состава солнечного ветра в процессе длительной (несколько лет в отличие от часов или десятков дней по программе «Apollo») экспозиции фольг за пределами магни тосферы («Genesis»), а в 2004 г. был запущен КА «Rosetta» (ESA) с целью взятия проб кометного вещества и анализа их на месте в 2014 г. Сразу необходимо указать на неопределенность самого понятия «средний состав» и порой противоречивость приводимых «точных сведений» на это счет.

В качестве примера приведем и кратко обсудим наиболее свежую компиляцию такого рода. Для этого рассмотрим табл. 3.4.1 (Asplund et al., 2005). Приводимые в ней числовые значения для «химического состава Солнца» базируются главным образом на спектроскопических наблюдениях, относящихся в основном к фотосфере.

Все остальное — экстраполяция на основе тех или иных модельных представлений.

Другого пути не существует, но важно при этом отдавать себе отчет о характере предположений и не слишком переоценивать их надежность и точность. В противном случае могут возникать и действительно возникают неприятные ситуации, связан ные с преждевременными и ошибочными утверждениями, требующими пересмотра и значительных уточнений. Так например, «металличность» Солнца, — один из параметров, играющих очень важную роль в современных теориях строения звезд, 318 Гл. 3. Гелиосфера Т а б л и ц а 3.4. Содержание элементов в современном Солнце и метеоритах (углистые хондриты типа C1). Косвенные оценки приведены в квадратных скобках Элем. Фотосфера Метеориты Элем. Фотосфера Метеориты 8,25 ± 0,05 1,84 ± 0,07 1,77 ± 0, 1 H 12,00 44 Ru [10,93 ± 0,01] 1,12 ± 0,12 1,07 ± 0, 2 He 1,29 45 Rh 1,05 ± 0,10 3,25 ± 0,06 1,69 ± 0,04 1,67 ± 0, 3 Li 46 Pd 1,38 ± 0,09 1,38 ± 0,08 0,94 ± 0,24 1,20 ± 0, 4 Be 47 Ag 2,70 ± 0,20 2,75 ± 0,04 1,77 ± 0,11 1,71 ± 0, 5 B 48 Cd 8,39 ± 0,05 7,40 ± 0,06 1,60 ± 0,20 0,80 ± 0, 6 C 49 In 7,78 ± 0,06 6,25 ± 0,07 2,00 ± 0,30 2,08 ± 0, 7 N 50 Sn 8,66 ± 0,05 8,39 ± 0,02 1,00 ± 0,30 1,03 ± 0, 8 O 51 Sb 4,56 ± 0,30 4,43 ± 0,06 2,19 ± 0, 9 F 52 Te [7,84 ± 0,06] 1,06 1,51 ± 0, 10 Ne 53 I 6,17 ± 0,04 6,27 ± 0,03 [2,27 ± 0,02] 1, 11 Na 54 Xe 7,53 ± 0,09 7,53 ± 0,03 1,07 ± 0, 12 Mg 55 Cs 6,37 ± 0,06 6,43 ± 0,02 2,17 ± 0,07 2,16 ± 0, 13 Al 56 Ba 7,51 ± 0,04 7,51 ± 0,02 1,13 ± 0,05 1,15 ± 0, 14 Si 57 La 5,36 ± 0,04 5,40 ± 0,04 1,58 ± 0,09 1,58 ± 0, 15 P 58 Ce 7,14 ± 0,05 7,16 ± 0,04 0,71 ± 0,08 0,75 ± 0, 16 S 59 Pr 5,50 ± 0,30 5,23 ± 0,06 1,45 ± 0,05 1,43 ± 0, 17 Cl 60 Nd [6,18 ± 0,08] 0,45 1,01 ± 0,06 0,92 ± 0, 18 Ar 62 Sm 5,08 ± 0,07 5,06 ± 0,05 0,52 ± 0,06 0,49 ± 0, 19 K 63 Eu 6,31 ± 0,04 6,29 ± 0,03 1,12 ± 0,04 1,03 ± 0, 20 Ca 64 Gd 3,05 ± 0,08 3,04 ± 0,04 0,28 ± 0,30 0,28 ± 0, 21 Sc 65 Tb 4,90 ± 0,06 4,89 ± 0,03 1,14 ± 0,08 1,10 ± 0, 22 Ti 66 Dy 4,00 ± 0,02 3,97 ± 0,03 0,51 ± 0,10 0,46 ± 0, 23 V 67 Ho 5,64 ± 0,10 5,63 ± 0,05 0,93 ± 0,06 0,92 ± 0, 24 Cr 68 Er 5,39 ± 0,03 5,47 ± 0,03 0,00 ± 0,15 0,08 ± 0, 25 Mn 69 Tm 7,45 ± 0,05 7,45 ± 0,03 1,08 ± 0,15 0,91 ± 0, 26 Fe 70 Yb 4,92 ± 0,08 4,86 ± 0,03 0,06 ± 0,10 0,06 ± 0, 27 Co 71 Lu 6,23 ± 0,04 6,19 ± 0,03 0,88 ± 0,08 0,74 ± 0, 28 Ni 72 Hf 4,21 ± 0,04 4,23 ± 0,06 0,17 ± 0, 29 Cu 73 Ta 4,60 ± 0,03 4,61 ± 0,04 1,11 ± 0,15 0,62 ± 0, 30 Zn 74 W 2,88 ± 0,10 3,07 ± 0,06 0,23 ± 0, 31 Ga 75 Re 3,58 ± 0,05 3,59 ± 0,05 1,45 ± 0,10 1,34 ± 0, 32 Ge 76 Os 2,29 ± 0,05 1,38 ± 0,05 1,32 ± 0, 33 As 77 Ir 3,33 ± 0,04 1,64 ± 0, 34 Se 78 Pt 2,56 ± 0,09 1,01 ± 0,15 0,80 ± 0, 35 Br 79 Au [3,28 ± 0,08] 2,27 1,13 ± 0, 36 Kr 80 Hg 2,60 ± 0,15 2,33 ± 0,06 0,90 ± 0,20 0,78 ± 0, 37 Rb 81 Tl 2,92 ± 0,05 2,88 ± 0,04 2,00 ± 0,06 2,02 ± 0, 38 Sr 82 Pb 2,21 ± 0,02 2,17 ± 0,04 0,65 ± 0, 39 Y 83 Bi 2,59 ± 0,04 2,57 ± 0,02 0,06 ± 0, 40 Zr 90 Th 1,42 ± 0,06 1,39 ± 0,03 0,47 0,52 ± 0, 41 Nb 92 U 1,92 ± 0,05 1,96 ± 0, 42 Mo 3.4. Ионные составляющие солнечного ветра в указанной компиляции снижен в несколько раз. Мы приводим эту таблицу в неис правленном виде вместе с содержащимися в ней погрешностями и опечатками лишь для сведения о характере имеющейся информации.

Относить фотосферные наблюдения или наблюдения солнечного ветра «ко всему Солнцу в целом» — рискованное мероприятие, требующее большой осторожности и пояснений. Поэтому аргументация авторов выполненного проекта «Genesis», от раженная ими при его постановке уже в самом названии, означающем в переводе на русский язык «происхождение, рождение» — имеется ввиду происхождение Сол нечной системы — содержит долю излишнего оптимизма в отношении получения «начальных условий для решения космогонических проблем», связанных, в частно сти, с формированием планет.

Часто исходят из предпосылки о том, что современное Солнце и его фотосфера представляет собой резервуар раннего протосолнечного облака лишь с незначитель ными изменениями изотопного состава (см., например, Kallenbach, 2003). Точность и надежность этой предпосылки и следующих из нее космогонических сценариев по существу неизвестна. Некоторым основанием для нее служат прямые измерения, в целом свидетельствующие о том, что изотопное фракционирование в быстром солнечном ветре из корональных дыр значительно меньше, чем для энергичных частиц. В частности, оно варьирует для потоков различного происхождения всего на 1–2 % на одну атомную единицу массы для элементов N, Ne, Mg, Si, Ar, Fe состава (Kallenbach, 2003). Однако изотопный состав стабильных изотопов лития и инертных газов заметно отличается в солнечном ветре и в земном веществе.


Различия для D, Li, Be, B связываются с ядерными процессами в недрах и атмо сфере Солнца. Отмечается некоторое небольшое обогащение тяжелыми изотопами в быстром солнечном ветре, предположительно связанное с кулоновским трением или ролью волн. Ценность получаемого экспериментального материала бесспорно велика сама по себе, но простая физическая интерпретация и, тем более, экстраполяция полученных данных по времени назад в далекое прошлое к периоду формирования планетных систем, затруднительны по ряду очевидных простых причин. Их не следует забывать при обсуждении столь сложных вопросов и сценариев во избе жание получения ложных представлений и чрезмерной уверенности с последующим полным или частичным отказом от них. С этим уже не раз встречались в астро физике.

Более подробно о проблемах химического состава Солнца и Солнечной системы, короны и солнечного ветра, энергичных частиц в гелиосфере, о галактическом составе, процессах ускорения и переноса ионов и приложениях новых сведений, полученных в ходе выполнения проектов SOHO и ACE, в космохимических аспектах можно ознакомиться в трудах специального симпозиума (Wimmer-Schweingruber, 2001).

3.4.3. Ионизационно-рекомбинационные процессы в солнечной короне и ионизационная температура солнечного ветра Ионизационно-рекомбинационное равновесие в атмосфере Солнца выполняется лишь в среднем по времени и по пространству. Оно сильно нарушено разнооб разными динамическими процессами, присутствием нетепловых частиц и жесткого электромагнитного излучения. Собственное электромагнитное излучение солнечной короны содержит в себе очень широкий спектр непрерывных и дискретных эмиссий, наблюдаемых от самых низких частот в радиодиапазоне вплоть до самого жесткого рентгеновского, а временами и гамма-диапазона. Исследование характеристик этих излучений дает ценную информацию о происходящих атомных и ядерных процессах 320 Гл. 3. Гелиосфера и параметрах среды. Их знание необходимо для правильной интерпретации наблю дений изменчивости и средних свойств ионного состава короны и солнечного ветра.

Зарядовый состав ионной компоненты солнечной атмосферы определяется кон кретными механизмами ионизации и рекомбинации ионов, которые сильно зависят от условий в окружающей плазме и, прежде всего, от температуры и концентрации. Для условий солнечной короны с частыми кулоновскими столкновениями между части цами можно предположить, что кинетические температуры всех ионов и электронов равны. В этом случае основными механизмами, ответственными за ионизационное состояние ионов в короне, являются столкновительная ионизация и диэлектронная и излучательная рекомбинации. Состояние иона определенного химического эле мента в i-м ионизационном состоянии (с зарядом +i) ni определяется уравнением ионизационного баланса (Hundhausen et al., 1968):

div(ni U) = ne [ni1 Ci1 ni (Ci + Ri ) + ni+1 Ri+1 ], (3.4.1) где U — вектор массовой скорости, ne — плотность электронов, Ci — коэффициент ионизации для перехода из состояния i в состояние i + 1, Ri — коэффициент рекомбинации для перехода из состояния i в состояние i 1. Коэффициенты иони зации и рекомбинации являются функциями температуры, а плотность электронов, вектор массовой скорости и температура — функциями координат (в приближении сферически симметричной короны — функциями гелиоцентрического расстояния).

В нижней части солнечной короны, где скорость перемещения объема плазмы несущественна по сравнению со скоростями атомных процессов, т. е. характерное время расширения плазмы e заметно превосходит характерные времена ионизации i и рекомбинации r (Hundhausen et al., 1968), на фиксированной высоте успевает установиться ионизационное равновесие в соответствии с условиями в окружающей плазме. В этом случае можно пренебречь левым членом уравнения (3.4.1) и рассмат ривать условие ионизационного равновесия 0 = ni1 Ci1 ni (Ci + Ri ) + ni+1 Ri+1. (3.4.2) Последнее уравнение не зависит от высотного профиля концентрации электронов и вектора массовой скорости, что сильно упрощает задачу, так как эти параметры в большинстве случаев недостаточно хорошо определяются из наблюдений. В этом приближении, когда в области образования ионизационных состояний ионов пре небрегается переносным движением плазмы, были проведены расчеты относитель ного содержания ионов разных степеней ионизации ряда химических элементов как функции температуры электронов (Jordan, 1969;

Allen, Dupree, 1969). В этом случае зарядовый состав ионной компоненты плазмы является функцией только температуры и может быть использован для ее оценки.

На уровне нескольких солнечных радиусов (эта высота оказывается разной для различных ионов из-за различий в ионизационно-рекомбинационных свойствах раз личных атомов) происходит переход к другому предельному случаю, когда времена ионизации i и рекомбинации r оказываются настолько большими по сравнению с характерным временем движения, что ионизационные состояния не изменяются.

Тогда говорят о «замораживании» ионизационных состояний ионов солнечного вет ра, имея ввиду, что ионизационные состояния ионов солнечного ветра равны их состояниям в короне на тех высотах, на которых произошло «замораживание» их ионизационных состояний, и могут быть использованы для диагностики солнечной короны, как по химическому составу, так и по температуре и ее градиенту. Экс перименты в частности показывают, что соотношение преобладающих ионов Fe+ и Fe+9 в быстрых потоках солнечного ветра из приэкваториальной области согласу ется с температурой «замораживания» ионного состава в короне при 1,1 · 106 K.

3.4. Ионные составляющие солнечного ветра Преобладающими ионами железа в высокоширотном быстром ветре оказываются Fe+11,+10, что отвечает более высокой температуре.

В солнечном ветре постоянно присутствуют тяжелые многозарядные ионы в том количестве, которое в целом отвечает ионному составу и ионизационной температуре солнечной короны. Относительно небольшое и редкое присутствие низкоионизован ных и однократных ионов в солнечном ветре прямо указывает на их происхождение помимо солнечной короны. Это может быть веществом хромосферного выброса, про туберанца, пролетевшей невдалеке кометы, близко расположенной планеты, астеро ида или недавно ионизовавшегося нейтрального атома межзвездного происхождения в гелиосфере. Поэтому, измеряя ионный состав солнечного ветра, можно судить об условиях, в которых он формировался, в том числе о температуре плазмы и на личии дополнительных источников ионизации в виде жесткого электромагнитного излучения и энергичных частиц. Однако корректное решение подобных обратных задач чрезвычайно сложно и не всегда возможно при наличии весьма ограниченной экспериментальной информации.

Достаточно медленный выброс холодных волокон (протуберанцев), имеющих температуру порядка десятков тысяч градусов и соответственно низкую степень ионизации, может сопровождаться их нагревом до корональных температур порядка миллиона градусов и соответствующей высокой степенью ионизации. При очень быстрых выбросах эти процессы не успевают произойти при пролете вещества че рез солнечную корону, а при дальнейшем распространении они становятся вообще неэффективными. Поэтому, например, однократно ионизованный гелий не успевает превратиться в -частицы и может присутствовать в заметном количестве в таком выбросе массы вплоть до орбиты Земли, что иной раз и наблюдается при регистрации ионов (Ермолаев и др., 1989). В обычном же солнечном ветре доля однократных ионов гелия ничтожна, так как поток достаточно долго формируется в горячей солнечной короне.

Исследование подобных «аномалий» и особенностей в ионном составе весьма интересно с точки зрения получения дополнительных сведений о неравновесных и нестационарных процессах в солнечной короне. С подобными процессами связа но наблюдаемое разделение ионов по первому потенциалу ионизации (FIP). Дело в том, что нейтральные атомы в области редких столкновений не вовлекаются в процесс формирования потока плазмы электромагнитными полями. Поэтому про исходит «обеднение» ионами с высоким первым потенциалом ионизации в быстром солнечном ветре из корональных дыр по сравнению с медленным ветром из области корональных стримеров. Величина этого различия оценивается фактором 1,5–2.

Горячий и разреженный быстрый солнечный ветер из корональных дыр довольно однороден в отношении степени ионизации, которая соответствует ионизационным температурам 1–1,5 MK для рaзличных элементов. В медленном ветре ситуация должна была бы быть более близкой к локальному ионизационному равновесию.

Однако сами эти потоки более неоднородны по своим характеристикам. В среднем они в 3–5 раз обогащены элементами с низким первым потенциалом ионизации по сравнению с фотосферными значениями распространенности элементов. Ситуация в медленном солнечном ветре гораздо менее ясная и варьирует для различных элементов (von Steiger, 1998).

В последние годы собран большой объем информации о нейтральной и слабо ионизованной компонентах в гелиосфере. Соответствующие вопросы подробно рас сматриваются в разд. 3.7 при обсуждении свойств дальней гелиосферы. Здесь же достаточно отметить, что нейтральный газ проникает в гелиосферу из разных источ ников и несет в себе важную информацию о свойствах межзвездной среды, кометных атмосфер, межпланетной пыли и т. п. Доля нейтрального газа и его физическая 11 Плазменная гелиогеофизика 322 Гл. 3. Гелиосфера роль в солнечном ветре в целом растет с удалением от Солнца вплоть до области контакта с межзвездной средой, которая является в целом уже слабо ионизованной.


При этом обнаруживаются интересные явления, о которых также сказано в разделе 3.7. Обсудим теперь более подробно вопрос о том, почему и как могут происходить изменения ионного состава солнечного ветра.

3.4.4. Функции распределения ионов по скоростям и их первые моменты:

плотность, массовая скорость и температура Содержание -частиц относительно протонов меняется от долей процента до 25 % при возмущениях, содержащих вещество корональных выбросов массы, составляя в спокойном солнечном ветре в среднем 4–5 % по числу частиц (см.

рис. 3.4.2). Содержание остальных ионов меньше процента (см. табл. 3.4.1). Поэтому Рис. 3.4.2. Усредненная зависимость относительного содержания -частиц от величины потока солнечного ветра для различных типов солнечного ветра по данным спутника «Прогноз-7»

(Yermolaev, Stupin, 1997). «Бар» слева вверху показывает среднестатистическую ошибку усреднения экспериментальных точек. Обозначения типов солнечного ветра такие же, как в табл. 3.2.1: HCS — гелиосферный токовый слой, CS — медленный ветер из корональных стримеров, CH — быстрый ветер из корональных дыр, CIR — сжатый ветер на границе быстрого и медленного потоков, MC — магнитное облако экспериментально получить информацию о функциях распределения малых ионных составляющих достаточно сложно, и основная информация касается только протонов и -частиц.

Наблюдаемые функции распределения ионов по скоростям в солнечном ветре бывают близкими к локально максвелловским или заметно отличаются от них в за висимости от того, успевают кулоновские столкновения и коллективные процессы за время пролета частиц от их источника в короне до точки наблюдения в гелиосфере установить равновесное распределение или нет. Отклонения от локальных максвел ловских распределений наблюдаются перманентно и выражают собой присутствие тепловых потоков, анизотропии углового распределения частиц, надтепловых хвостов и т. п.

Естественно, что в медленных плотных потоках (из стримеров) частота столкно вений между частицами и пролетное время плазмы от короны до точки наблюдения в гелиосфере больше, чем в высокоскоростных разреженных потоках из корональных дыр. Поэтому в первом случае лучше соблюдается тенденция к равенству температур различных ионных компонент, к меньшим тепловым потокам, меньшим потокам ускоренных и надтепловых частиц и меньшим значениям анизотропии функций распределений вдоль и поперек магнитного поля. Во втором случае эти различия 3.4. Ионные составляющие солнечного ветра весьма заметны, причем иногда удается установить определенные общие закономер ности, регулирующие эту неравновесность. Довольно часто при этом отмечается приблизительное выполнение соотношения между температурой иона и его массой Ti mi. Это может быть следствием нескольких различных причин.

Одной из таких причин может служить нагрев ионов в переменном элек тромагнитном поле волн, распространяющихся из корональных дыр. Рассматри вались в качестве кандидатов различные типы волн, в том числе альвеновские и ионно-циклотронные. Известно, что поток альвеновских волн из корональных дыр может быть одним из важных дополнительных факторов в ускорении солнечного ветра именно в них. Здесь же имеет место и дополнительный поперечный нагрев ионов. Совпадение это не случайно, хотя многие детали волновых механизмов нагрева остаются до сих пор дискуссионными. При ионном циклотронном резонансе следует ожидать превышения именно поперечных температур ионов по сравнению с продольными, что часто (но не всегда) и наблюдается. Спектры волн по частоте могут быть немонотонными — отсюда разнообразие и даже причудливость ситуаций.

Если имеется падающий спектр волн по их частоте, то легко понять, что тяжелые ионы оказываются «более привилегированными», чему также есть эксперименталь ные свидетельства в отдельных случаях.

Другая возможность, реализующаяся в сильно нестационарных ситуациях после некоторых корональных выбросов массы, — прямое перемешивание взаимопроника ющих разноскоростных потоков ионов и превращение этой избыточной свободной энергии в тепловой разброс при их кинетическом опрокидывании вдоль магнитного поля. Энергия дифференциального движения групп ионов может превращаться при этом в тепловой разброс, который оказывается пропорциональным массовому числу ионов при естественном начальном или граничном условии для инжекции потоков с одинаковыми направленными скоростями для всех сортов ионов из области частых столкновений в область редких столкновений. Корональные выбросы массы, име ющие природу дрейфующих неоднородостей плазмы в скрещенных электрических и магнитных полях, как раз хорошо отвечают этому начальному условию. В подобном процессе в первую очередь увеличивается продольная температура ионов.

Приведем некоторые соотношения между гидродинамическими параметрами про тонов и -частиц. При возрастании скорости солнечного ветра содержание -частиц относительно протонов возрастает от 1 до 6 %, разность скоростей -частиц и протонов возрастает от 0 до 20 км/с (и обычно меньше локальной альвеновской скорости) и отношение температур -частиц и протонов возрастает от 1 до 5 (см.

рис. 3.4.3, табл. 3.2.1 и обзор: Ермолаев, 1994). Возрастание отношения температур коррелирует с величиной разности скоростей. При этом нужно учитывать, что характер этих зависимостей связан с типом течения солнечного ветра.

Существование более значительного различия в тепловых и переносных скоро стях компонент приводит к быстрому развитию неустойчивости и внутренних колеба ний в плазме, так что подобные состояния наблюдаются редко и только при сильных возмущениях. Избыточная энергия дифференциального движения отдельных ионных компонент по этой причине не может быть произвольно большой, а удерживает ся ниже определенных пороговых значений. Но даже в отсутствии неустойчиво стей разности скоростей и температур уменьшаются с ростом гелиоцентрического расстояния за счет кулоновских столкновений. Совокупность экспериментальных данных позволяет предложить следующий сценарий возникновения отклонений от термодинамического равновесия различных ионных компонент солнечного ветра и их динамики. На гелиоцентрических расстояниях 10–25R, где по результатам ра диопросвечивания наблюдается сильная неоднородность параметров плазмы, проис 11* 324 Гл. 3. Гелиосфера ходит перемешивание разноскоростных потоков плазмы с различным относитель ным содержанием малых ионных составляющих, в результате образуются потоки с неравновесными переносными скоростями (Eyni, Steinitz, 1977;

Веселовский, 1978).

В среднем в более быстрых пото ках солнечного ветра наблюдает ся более высокое содержание ге лия, поэтому в солнечном ветре в среднем наблюдаются более высо кие переносные скорости -частиц, чем протонов. Наряду с этим меха низмом могут действовать и извест ные механизмы преимущественно го ускорения малых ионных состав ляющих при их взаимодействии с волнами. За счет энергии, заклю ченной в разности переносных ско ростей компонент, происходит бо лее быстрый нагрев малых ион ных составляющих. В результате происходит наблюдаемое в экспери ментах на космических аппаратах «Helios» (Marsch et al., 1982) уве личение отношения кинетических температур -частиц и протонов и уменьшение разности скоростей с возрастанием гелиоцентрического расстояния от 0,3 до 1 а. е. Под действием кулоновских столкнове Рис. 3.4.3. Разность массовых скоростей -частиц ний ионов происходит выравнива и протонов (а) и отношение их температур (б) в за ние переносных скоростей (на рас висимости от скорости солнечного ветра на орбите стоянии 7 а. е.) и кинетических Земли по данным спутника «Прогноз-7» (Yermo температур (на 20 а. е.) различ laev, Stupin, 1997) ных ионных компонент солнечного ветра (Yermolaev, Stupin, 1990).

Приведенные на рис. 3.4.2. данные позволяют проверить одну из гипотез (Geiss et al., 1970), согласно которой малые ионные составляющие могут «вытягиваться» из солнечной короны за счет кулоновского трения с основной, протонной, составляющей плазмы. Как видно из рисунка, только в одном невозмущенном типе солнечного ветра, в течениях из корональных дыр, содержание гелия растет с ростом потока плазмы, и поэтому можно рассматривать эти результаты, как свидетельство в пользу этого механизма, действующего в корональных дырах, но не работающего в областях стримеров.

Различие в радиальном профиле скорости ионов, «вытягиваемых» солнечным вет ром из атмосферы Солнца, видно особенно четко в потоках плазмы из корональных дыр (рис. 3.4.3). Так, например, наблюдения эмиссионных ультрафиолетовых линий прибором SUMER на КА SOHO, дают распределение яркости и доплеровские сдвиги спектральных линий, испускаемых различными ионами. Эти наблюдения крайне сложны, их интерпретация не всегда однозначна, тем не менее, они свидетельствуют о том, что ионы Ne+7 на высоте 20 Мм имеют радиальную скорость 10 км/c, в то время как ионы C+3 присутствуют на высоте 5 Мм с практически нулевой скоростью (Tu et al., 2005).

3.4. Ионные составляющие солнечного ветра 3.4.5. Некоторые модели Как мы уже отмечали, процессы формирования и динамики ионных составля ющих солнечного ветра достаточно сложны. Тем не менее, мы опишем 2 простые модели, которые позволяют при определенных предположениях описать некоторые наблюдаемые в экспериментах факты.

Газокинетическая модель. Газокинетическая теория формирования ионного со става при нестационарных движениях в солнечном ветре разработана далеко не пол ностью (Veselovsky, 2001). Решаемые теоретические задачи обычно ставятся в весьма упрощенных формулировках и не всегда могут быть непосредственно соотнесены с наблюдениями. Тем не менее, они дают представление о роли тех или иных про цессов и могут использоваться с известной долей осторожности для интерпретации имеющихся данных.

Рассмотрим простую модель этого процесса в приближении газа невзаимодей ствующих частиц. Общим основанием для использования такой модели служит сверхмагнитозвуковой характер движения солнечного ветра и редкость кулоновских столкновений между частицами. Модель удобна для исследования инерционных эффектов. В этом случае возможно достаточно полное аналитическое описание кине тики (Веселовский, 1979) на основе решения уравнения для функции распределения ионов f (x, vx, t):

f f = 0, (3.4.3) + vx t x записанного для простоты в одномерном случае. Решение строится методом харак теристик. В данном случае это прямые линии x = vx t + x0, vx = const, x0 = const. (3.4.4) Все частицы движутся с постоянной скоростью.

Пусть начальное распределение задано при t = 0 в виде дельта-функции по скоростям f (x, vx, 0) = n0 (x)(vx V ), где V — известная функция координат, а n0 (x) — некоторое начальное распределение плотности. Решение граничных задач производится аналогичным образом. Произведем вычисления для начальной задачи с периодическим распределением скорости в пространстве в виде V = V0 (1 + a sin kx) при t = 0. Тогда при t 0 решение имеет вид f (x, vx, t) = n(x vx t)(vx V0 [1 + a sin(kx vx t)]). (3.4.5) Используя найденную функцию распределения, можно вычислить плотность, сред нюю скорость частиц и все другие моменты функции распределения стандартным методом путем интегрирования по скоростям. Так, для плотности получаем ni, (3.4.6) n = f dvx = i где ni = n0 (x vx t)|1 + V0 a sin(kx ui t)|1, ui (x, t) — корень трансцендентного уравнения u = V0 [1 + a sin(kx ut)].

Средняя массовая скорость u = j/n определяется через поток j = ni ui и плотность i n. Дальнейшие выкладки не представляют принципиальных трудностей, хотя полу чаются несколько громоздкие формулы, которые здесь не приводятся и могут быть 326 Гл. 3. Гелиосфера найдены в упоминавшейся работе (Веселовский, 1979). Обсудим лишь результаты такого рассмотрения.

Нелинейная эволюция функции распределения до момента первого опрокиды вания профиля волны происходит точно так, как и в гидродинамике: крутизна переднего фронта возмущения нарастает, появляются более высокие гармоники, со храняется заданный наиболее низкий период, увеличивается плотность на растущих гребнях (Кадомцев, 1976;

Веселовский, 1979). Однако после первого опрокидывания профиля в данной модели появляются более интересные особенности и отличия от гидродинамической картины сплошной среды, которая принципиально не допускает перемешивания частиц в фазовом пространстве и не пригодна для рассмотрения подобных кинетических явлений перемешивания. Следствием такого перемешивания первоначально является система трех, а затем пяти и более взаимопроникающих потоков. Заметим, что подобные необычные ситуации действительно неоднократно наблюдались для ионов в солнечном ветре в возмущенных состояниях, но пока они еще остаются мало исследованными.

Дальнейший сценарий развития в рамках данной модели после ряда опроки дываний профиля скорости состоит в образовании результирующего сильно пере мешанного состояния в пространстве скоростей, когда многопотоковое состояние практически быстро приводит к уширению исходной бесконечно узкой функции распределения. В пространстве скоростей после ряда таких опрокидываний профиля, частота следования которых определяется нелинейностью волны, у функции рас пределения появляется дискретный разброс по скоростям, отвечающий множеству m взаимопроникающих потоков и эффективной температуре Teff = (aV0 )2, пони маемой как ширина функции распределения всего ансамбля частиц. Разумеется, не учитывавшиеся парные и коллективные столкновения частиц довольно быстро «уничтожают следы» эволюции сильных неоднородностей и дискретность потоков в фазовом пространстве, в то же время лимитируя их. Взаимопроникающие потоки могут быть сверхмагнитозвуковыми и неустойчивыми относительно генерации волн, что также ограничивает и видоизменяет действие механизма.

В высокоскоростных потоках солнечного ветра из корональных дыр на орбите Земли довольно часто наблюдается структура функции распределения протонов с основным ядром и вторичной популяцией — устойчивым пучком, который дрейфует с малой скоростью относительно ядра вдоль местного магнитного поля. Прослежива ется некоторая корреляция между скоростью дрейфа пучковой популяции и местной альвеновской скоростью (см., например, Tu et al., 2004). Происхождение таких функций распределения и корреляций не вполне ясно. Оно может быть предполо жительно связано с рассмотренным выше механизмом, хотя не исключены и другие интерпретации. Пучковая популяция при этом может быть остатком более мощных носителей потоков свободной энергии вблизи Солнца в виде взаимопроникающих и перемешивающихся потоков плазмы, перманентно инжектируемой из нижних слоев солнечной атмосферы вверх вдоль магнитного поля импульсами магнитного и теп лового давления. Такую же роль может играть поток альвеновских волн в короне.

Одновременное наблюдение функций распределения малых ионных составляющих в этих случаях могло бы дать в будущем ценную дополнительную информацию для выяснения реальной ситуации и механизмов ускорения и нагрева плазмы на кинетическом уровне их описания.

Многокомпонентные модели нестационарного ионного состава потоков плазмы от Солнца. Теоретическая задача об эволюции ионного состава солнечного ветра после корональных выбросов массы чрезвычайна сложна. Она не имеет какого-либо универсального решения. Разнообразие ситуаций можно продемонстри 3.4. Ионные составляющие солнечного ветра ровать на относительно простых иллюстративных моделях. В качестве одного из примеров рассмотрим трехкомпонентную среду, состоящую из протонов, -частиц и электронов без магнитного поля и без столкновений. Магнитные поля в солнечном ветре сильно видоизменяют результаты расчетов, однако картина движений вдоль магнитного поля в целом сохраняется, так что результаты рассмотрения такой модели представляют определенный интерес. Учитывая сверхмагнитозвуковой характер разлета ионов, можно в первом приближении не учитывать их тепловое движение, а электроны считать жидкостью, компенсирующей электрическое поле ионов в силу условия квазинейтральности плазмы. Тогда приходим к системе из четырех дифференциальных уравнений, дополненных некоторыми алгебраическими условиями. Эта система выражает собой сохранение числа ионов каждого сорта и уравнения их движения в самосогласованном электрическом поле.

Указанную систему можно записать и решить для автомодельных радиальных движений, в которых зависимость от координат и времени дается одной переменной = r/t, где r — гелиоцентрическое расстояние, t — время (Веселовский, 1973). Пред положение об автомодельности сводит систему к обыкновенным дифференциальным уравнениям, что сильно упрощает их анализ, но уменьшает степень общности по лучаемых результатов. Тем не менее, как мы увидим ниже, и в этом состоит наша цель, разнообразие велико даже при этих весьма ограничительных приближениях.

Приведем сами уравнения и кратко обсудим результаты их анализа:

e = Te ln(n1 + Z2 n2 ), dn1,2 du n u (u1,2 ) + n1,2 1,2 + 1,2 1,2 = 0, d d 1 dn du (u1 ) = 0, + 2n d d du m1 dn (u2 ) 2 + = 0, 2m2 Z2 n d d n = n1 + Z2 n2.

Здесь e — заряд электрона, — потенциал электрического поля, Te — температура электронов, n1,2 — концентрация протонов или -частиц, (индексы 1, 2 обозначают протоны и -частицы соответственно), u1,2 = v1,2 (m1,2 /2Te )1/2 — массовая скорость протонов или -частиц (v1,2 ) в безразмерных единицах, m1,2 — масса протона или частицы, = 1, 2 или 3 для одномерного плоского, двумерного цилиндрического или трехмерного сферического разлета, = (m1 /2Te )1/2 — безразмерная автомодельная переменная, Z1 = 1 и Z2 = 2 — заряд протонов и -частиц.

Во-первых, и это главное, структура уравнений непрерывности и движения среды, допускающая обезразмеривание скорости на величину скорости ионного звука про тонов в качестве масштабной единицы измерения, в представленном виде сразу явно указывает этот важный масштаб и физическую причину возможных различий скоро сти протонов и -частиц в данной модели. Явление разделения ионов при их разлете в данной модели контролируется самосогласованным электрическим потенциалом, который поддерживается нелинейным образом на уровне, определяемом в первую очередь электронной температурой через условие квазинейтральности.

Во-вторых, и это также непосредственно следует из асимптотического анализа решений, который здесь не приводится, — ионы гелия могут в данной модели двигаться как медленнее протонов, так и быстрее их, в зависимости от поставленных начальных и граничных условий. Задержка в приходе плазмы, обогащенной гелием после эрупций на Солнце, может составлять на орбите Земли величину порядка нескольких часов. Это может быть связано с выбросом и расширением «слоистого 328 Гл. 3. Гелиосфера пирога», т. е. стратифицированного или волокнистого объекта (протуберанец или иная крупномасштабная корональная неоднородность), иными словами, — с гранич ным и начальным условием вблизи Солнца. Другой предельный вариант состоит в формировании неоднородности ионного состава в процессе разлета изначально однородного по составу облака именно за счет гелиосферной динамики, описываемой теми же уравнениями. И то, и другое — крайние, но вполне реализуемые ситуации, однако в большинстве случаев, обе причины действуют совместно и вносят сравни мый вклад в наблюдаемую сложную картину. Приход плазмы, обогащенной гелием, может опережать основное тело выброса или отставать от него. Основной вывод, таким образом, состоит в важной роли самосогласованных плазменных и электроди намических процессов в короне и гелиосфере при интерпретации данных по ионному составу солнечного ветра.

3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы:

турбулентность и волны Г.Н. Застенкер, И.В. Чашей 3.5.1. Турбулентность солнечного ветра по данным локальных измерений Одним из основных свойств солнечного ветра является его турбулентность.



Pages:     | 1 |   ...   | 10 | 11 || 13 | 14 |   ...   | 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.