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 |   ...   | 11 | 12 || 14 | 15 |   ...   | 25 |

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

-- [ Страница 13 ] --

Все параметры плазмы (магнитное поле, плотность, скорость) являются неод нородными и нестационарными на всех расстояниях от Солнца, на всех про странственных и временных масштабах. Под турбулентностью мы будем понимать пространственно-временные флуктуации случайного характера, имеющие для уста новившегося потока в области гелиоцентрических расстояний r пространственные масштабы (vA /V )r. Локальные методы исследования турбулентности основаны на измерениях флуктуаций параметров солнечного ветра приборами, установленными на борту космических аппаратов. При этом за счет движения плазмы относитель но аппарата пространственно-временные флуктуации воспринимаются как времен ные. Важнейшей характеристикой турбулентных флуктуаций является временной спектр мощности, содержащий информацию о распределении турбулентной энергии по временным и пространственным масштабам. Пространственно-временной спектр P (k, ) для флуктуаций некоторого параметра (r, t), компоненты вектора или скалярной величины, является фурье-преобразованием пространственно-временной корреляционной функции B (, ) = (r, t)(r +, t + ) (угловые скобки означают усреднение по статистическому ансамблю):

B (, ) exp[i(k t)]ddt.

(3.5.1) P (k, ) = (2) В предположении об эргодичности усреднение по времени эквивалентно усреднению по статистическому ансамблю, при этом временной спектр P () будет равен P () = P (k, kV)dk, (3.5.2) где V — вектор скорости солнечного ветра. Если скорость турбулентных движений плазмы значительно меньше скорости солнечного ветра, что выполнено в области сформировавшегося течения, то для пространственно-временного спектра можно принять P (k, kV) = P (k)( kV), (3.5.3) 3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы: турбулентность и волны и тогда из (3.5.2) имеем P () = P (kx = /V, ky, kz )dky dkz, (3.5.4) где P (k) — пространственный спектр турбулентности (предполагается, что скорость солнечного ветра направлена вдоль оси 0x). Обычно предполагается, что простран ственный спектр P (k) имеет степенной вид в инерционном интервале волновых чисел, ограниченном внешним L0 и внутренним li масштабами турбулентности, li, L P (k) = (kx + 2 ky + 2 kz + L0 )p/2 exp(k2 li ), 2 2 2 (3.5.5) где параметры, характеризуют вытянутость неоднородностей в инерционном интервале. Если = = = 1, то спектр является изотропным. Подставляя (3.5.5) в (3.5.4), легко убедиться, что при V /(2L0 ) V /(2li ) (f — частота, вы f раженная в Гц, = 2f ) временной спектр P (f ) является степенной функцией, P (f ) f, с показателем степени = p 2, соответствующим одномерному про странственному спектру турбулентности.

а) Флуктуации магнитного поля. Наиболее обширная информация по локаль ным измерениям получена для флуктуаций магнитного поля, которые измерялись как вблизи орбиты Земли (КА IMP, «Vela», «Mariner», OGO и др.), так и на более близких к Солнцу расстояниях (0,3 а. е. r 1 a.e., КА «Helios-1, -2»), а также за пределами орбиты Земли (КА «Pioneer-10, -11», «Voyager-1, -2», «Ulysses»).

Детальные данные о флуктуациях магнитного поля можно найти в обзоре (Tu, Marsch, 1995). При измерениях временных флуктуаций магнитной индукции спектры мощности рассчитываются для компонент корреляционной матрицы Pij (), причем система координат в экваториальной плоскости обычно выбирается таким образом, чтобы одна из осей была направлена вдоль среднего магнитного поля, вторая — перпендикулярна плоскости экватора, а третья — перпендикулярна им. Уже первые измерения (Coleman, 1968;

Siscoe et al., 1968) показали, что временные спектры флуктуаций магнитного поля для всех компонент в диапазоне частот 3 · 104 –3 · 101 Гц близки к степенным с показателем степени 1,5 2. Более детально спектры флуктуаций магнитного поля были исследованы на основании данных КА «Helios» в интервале гелиоцентрических расстояний 0,3 а. е. r 1 a. e. (Denskat, Neubauer, 1982;

Denskat, Beinroth, Neubauer, 1983). Согласно этим данным показа тель степени на частотах 4 · 103 –101 Гц в среднем составляет = 1,6 независимо от расстояния до Солнца;

на частотах менее 4 · 103 Гц спектры оказываются более плоскими, = 1,0 на расстояниях 0,3 а. е. с тенденцией к увеличению до = 1, на расстояниях около 1 а. е.;

на частотах более 1 Гц значение увеличивается до = 3,4, причем частота излома уменьшается с удалением от Солнца.

Характерные особенности спектров флуктуаций магнитного поля, найденные по измерениям КА «Helios» подтверждаются также относящимися к областям вблизи 1 а. е. данными других КА (Goldstein, Roberts, 1999). Спектры флуктуаций магнит ного поля с плоской низкочастотной частью ( = 1,0) и более крутые с = 1,6–1, в области промежуточных частот были найдены по измерениям КА «Ulysses» на гелиоцентрических расстояниях от 1 а. е. до 4 а. е. в высокоширотных областях солнечного ветра (Horbury et al., 1996a, b;

Horbury, Balogh, 2001). Согласно данным КА «Ulysses» положение низкочастотного излома в спектрах флуктуаций магнитного поля смещается в сторону низких частот при удалении от Солнца (Horbury et al., 1996b): соответствующее характерное время составляет около 103 с на расстоянии 1,5 а е. и увеличивается с ростом r примерно по линейному закону при расстояниях от 1,5 а. е. до 4 а. е. Низкочастотный излом в энергетических спектрах флуктуаций 330 Гл. 3. Гелиосфера магнитного поля может быть интерпретирован как проявление внешнего масштаба турбулентности L0. Излом спектра в мелкомасштабной области согласно измерениям на КА «Wind» происходит на частотах около 0,4–0,5 Гц, которые по величине соответствуют инерционному масштабу ионов или ионному гирорадиусу (Leamon et al., 1998). Формально этот излом может рассматриваться как проявление внутрен него масштаба турбулентности li. В спектральной области вблизи этого масштаба существенную роль могут играть диссипативные процессы, связанные, в частности, с распространяющимися под большими углами к регулярному магнитному полю кинетическими альвеновскими волнами (Leamon et al., 1999).

Абсолютный уровень флуктуаций магнитного поля вычисляется как след корре ляционной матрицы:

B2 = B2 + B2 + B2, x y z (3.5.6) Bx,y,z = Pxx,yy,zz ()d, а относительный уровень определяется величиной B = ( B2 )1/2 /| B |, (3.5.7) где | B | — локальное среднее значение индукции магнитного поля. Для наблюда емых спектров магнитного поля величина B2 определяется в основном областью частот, близких к низкочастотному излому. Измерения на КА «Helios» показывают достаточно высокий уровень турбулентности с B = 0,3–0,6 (Denskat, Neubauer, 1982), что согласуется с данными других КА.

Локальные измерения корреляционных матриц флуктуаций магнитного поля использовались также для исследования анизотропии пространственного распреде ления (Matthaeus et al., 1990;

Klein et al., 1991). Анализ данных магнетометра, установленного на КА ISEE-3, показал, что вблизи орбиты Земли контуры равной корреляции в двумерной корреляционной функции магнитных флуктуаций имеют характерный вид «Мальтийского креста» (Matthaeus et al., 1990). Пространственная анизотропия флуктуаций c характерными временами 1–10 ч обнаружена также по данным КА «Voyager-2» на гелиоцентрических расстояниях от 1 до 10 а. е. (Klein et al., 1991). Согласно этим данным направление минимальных флуктуаций совпадает с направлением локального регулярного магнитного поля, а флуктуации в попереч ном направлении примерно изотропны. Соотношение между уровнем флуктуаций в поперечном и продольном направлениях близко к 5 : 1 вблизи 1 а. е. и уменьшается при приближении к 10 а. е. Для феноменологического описания анизотропных флук туаций магнитного поля рассматривались многокомпонентные модели, в которых турбулентность представляет собой комбинацию компонент различной размерно сти (Bieber et al., 1996;

Ghosh et al., 1998;

Saur, Bieber, 1999). В соответствии с этими моделями турбулентность представлялась в виде комбинации слоевой (1D, одномерной), квазидвумерной (2D) и изотропной (3D, трехмерной) составляющих с пространственными спектрами вида:

1D 1D 1D Pxx (k) = 0;

Pyy (k) = Pzz (k) = G1D (kx )(ky )(kz ), 2D 2 3 2D 2 Pyy (k) = G2D (k )kz (kx )/k, Pzz (k) = G2D (k )ky (kx )/k, (3.5.8) 2D Pxx (k) = G2D (k )(kx )/k ;

Pij (k) = G3D (k)(ij ki kj /k2 )k2, 3D 2 2 где 1, k = ky + kz, а направление оси 0x является осью симметрии и может быть различным для 1D- и 2D-компонент. Вид (3.5.8) для компонент спектральной мат 3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы: турбулентность и волны рицы выбирается из условия, чтобы флуктуирующее магнитное поле удовлетворяло условию div B = 0. Проведенный в рамках модели (3.5.8) анализ флуктуаций магнит ного поля с характерными периодами от 5 до 12 ч, соответствующих спектральной области, примыкающей со стороны низких частот к инерционному интервалу, пока зал, что наилучшим образом с данными измерений согласуется двухкомпонентная модель, содержащая 2D-составляющую с осью симметрии, ориентированной в ради альном направлении, и 1D-составляющую с осью симметрии, ориентированной вдоль регулярного магнитного поля. Относительный вклад в энергию флуктуаций при этом составляет в среднем 64 % для 2D-составляющей и 36 % для 1D-составляющей (Saur, Bieber, 1999). Аналогичный анализ, выполненный для более короткопериодических флуктуаций, 1–17 мин., с волновыми числами из инерционного интервала показыва ет, что в этом случае относительный энергетический вклад составляет 85 % и 15 % для 2D- и 1D-компонент соответственно, а ось симметрии для обоих компонент ориентирована воль регулярного магнитного поля (Bieber et al., 1996). Следует также отметить, что относительный уровень 2D-компоненты для медленного солнечного ветра оказывается заметно выше, чем для быстрого ветра, где сооношение между энергиями в компонентах может достигать 50 % на 50 % (Saur, Bieber, 1999).

б) Связь между флуктуациями скорости плазмы и магнитного поля. Для выяснения физической природы турбулентности важное значение имеет сопостав ление между собой флуктуаций различных параметров плазмы. Для несжимаемых альвеновских волн, как известно, имеется прямая пропорциональность между возму щениями магнитного поля B и скорости v:

B V = ±, (3.5.9) (4)1/ где знаки ± соответствуют волнам, распространяющимся в противоположных на правлениях, — плотность плазмы. Белчер и Дэвис (Belcher, Davis, 1971) обна ружили, что в солнечном ветре соотношение (3.5.9) выполняется, по крайней мере в некоторые периоды достаточно большой длительности, для сильных возмущений 104 Гц, причем знак соответствует альвеновским волнам, рас с частотами f пространяющимся от Солнца. Более детально свойства альвеновских волн можно исследовать в переменных Эльзассера (Marsch, Mangeney, 1987;

Marsch, Tu, 1989;

Tu, Marsch, 1990, 1995):

B Z± = V ± vA = Z± + Z±, Z± = V ±, (3.5.10) (4)1/ где Z± — среднее значение, а знаки ± соответствуют волнам, распространяющимся от Солнца и к Солнцу соответственно. В переменных Эльзассера дисперсионное соотношение для Z± может быть получено из уравнений идеальной магнитной гидродинамики и имеет вид ( kZ± )Z± = 0, (3.5.11) что сводится к известным соотношениям для альвеновских волн:

при Z± = 0, kV = ±kvA (3.5.12) при Z± = 0.

V vA (3.5.13) Анализ временных энергетических спектров P+ (f ) для переменной Z+, выполнен ный по результатам измерении на КА «Helios» (Tu, Marsch, 1995), показал, что пока затель степени в низкочастотной области близок к = 1 и возрастает до = 1,6–1, при переходе в инерционный интервал. Частота излома уменьшается при удалении от Солнца и при увеличении скорости солнечного ветра. В то же время спектры P (f ), 332 Гл. 3. Гелиосфера относящиеся к переменной Z, излома не обнаруживают и имеют на всех исследо ванных частотах показатель степени = 1,6–1,7. Найдено также, что уровень флук туаций Z на расстояниях около 0,3 а. е. существенно ниже уровня флуктуаций Z+ в быстрых потоках солнечного ветра, а в медленном ветре уровень флуктуаций Z почти достигает уровня флуктуаций Z+. Вместе с тем, уверенного отождеств ления спектров P (f ) с распространяющимися к Солнцу альвеновскими волнами сделано не было из-за возможного вклада конвективных квазистатических структур.

Еще одной важной характеристикой турбулентности магнитоактивной плазмы является альвеновское отношение RA, RA = V 2 / vA, (3.5.14) которое представляет собой отношение кинетической энергии флуктуаций к магнит ной энергии (Matthaeus, Goldstein, 1982). Для чисто альвеновской турбулентности (3.5.9), (3.5.13) эта величина должна быть равна единице. Измеренные значения RA для флуктуаций с масштабами из инерционного интервала заключены в пределах 0,4–1,0, причем имеется тенденция к уменьшению RA при удалении от Солнца: ти пичное значение RA за пределами орбиты Земли близко к 0,5 (Matthaeus, Goldstein, 1982;

Roberts et al., 1987;

Goldstein, Roberts,1999). Анализ данных КА «Helios» (Tu, Marsch, 1995) показывает, что альвеновское отношение в инерционном интервале для быстрых потоков близко к 1,0 на расстояниях 0,3 а. е. и убывет до 0,5 вблизи 1 а. е.;

для медленных потоков RA практически не меняется с расстоянием и близко к 0,5.

в) Флуктуации плотности плазмы. Для исследования флуктуаций плотности плазмы N обычно используют измерения потока ионов солнечного ветра J = N V.

Корреляционная функция флуктуаций потока (3.5.15) F = V N + N V равна 2 (3.5.16) F1 F2 = N V1 V2 + V N ( N1 V2 + N2 V1 ) + V N1 N и вследствие существенно сверхзвукового и сверхальвеновского характера устано вившегося течения будет определяться последним слагаемым в (3.5.16), т. е. флукту ациями плотности. Результаты измерений показывают, что временные спектры флук туаций плотности в инерционном интервале являются степенными и в целом подобны спектрам флуктуаций магнитного поля (Intrilligator, Wolfe, 1970;

Intrilligator, 1975;

Unti et al., 1973). Типичные значения относительного уровня флуктуаций плотности N = ( N 2 )1/2 / N (3.5.17) на гелиоцентрических расстояниях от 0,3 до 10 а. е. порядка 0,1, значение N в медленном солнечном ветре примерно вдвое выше, чем в быстром (Tu, Marsch, 1995). При этом как для быстрых, так и для медленных потоков имеется близкое соответствие между относительными (нормированными на квадрат среднего) времен ными спектрами флуктуаций плотности и модуля индукции магнитного поля (Tu, Marsch, 1995).

Быстрые вариации плотности солнечного ветра в диапазоне минут и секунд рассматривались также по данным систематических измерений потока ионов не хуже 1 с на спутнике «Интербол-1». Результаты анализа обширной статистики этих измерений приведены, в качестве примера, на рис. 3.5.1 и 3.5.2, взятых из работы (Shevyrev et al., 2003). На рис. 3.5.1 показаны гистограммы распределения потока 3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы: турбулентность и волны ионов (F ) и модуля ММП (B) и их средние значения по измерениям в течение 1998 г.

(около 3500 ч наблюдений). Весьма харак терным является то обстоятельство, что эти распределения имеют весьма длинный «хвост» в сторону высоких значений, пре вышающих средние значения в несколько раз.

В качестве меры уровня вариаций пара метров солнечного ветра и ММП в указан ной работе использовались величины их относительного среднеквадратичного от клонения (RSD), т. е. отклонения, отне сенного к среднему значению параметра на данном интервале. При этом рас сматривались два диапазона частоты ва риаций — более низкочастотный (LF : Рис. 3.5.1. Гистограмма значений потока 103 –102 Гц) — измерения с разрешением ионов солнечного ветра и модуля межпла 1 мин на часовом интервале, и более вы- нетного магнитного поля по данным око сокочастотный (HF : 102 –1,0 Гц) — изме- ло 35 000 прямых измерений на спутнике рения с разрешением 1 с на одноминутном «Интербол-1» (Shevyrev et al., 2003) интервале.

Результаты соответствующего статистического анализа для обоих диапазонов частот приведены на рис. 3.5.2 в виде гистограмм распределения величин RSD для потока ионов плазмы (а) и модуля магнитного поля (б). Там же даны средние значения этих величин. Прежде всего, можно отметить, что вариации в области низких частот имеют заметно более широкое распределение и примерно в три раза более высокий уровень, чем в области высоких частот. При этом средние значения RSD и для потока ионов, и для модуля магнитного поля оказываются почти равными и составляют около 10 % для низких частот и около 3 % для высоких частот. Эти значения можно считать типичными для солнечного ветра.

Рис. 3.5.2. Гистограммы значений относительного среднеквадратичного отклонения (RSD) для потока ионов (а) и модуля ММП (б) по односекундным измерениям на минутных интервалах (HF ) и одноминутных измерений на часовых интервалах (LF ) по данным измерений на спутнике «Интербол-1» (Shevyrev et al., 2003) 334 Гл. 3. Гелиосфера Видно также, что распределения (как для низких, так и для высоких частот) имеют длинный «хвост» в сторону больших значений RSD, в несколько раз превы шающих их средние значения.

Спектры мощности мелкомасштабных флуктуаций плазмы солнечного ветра по данным прямых измерений также были получены в ряде работ для отдельных периодов наблюдений (Чашей и др., 1988;

Zurbuchen et al., 1996). Типичный пример таких спектров мощности вариаций потока ионов солнечного ветра в одном событии по непрерывным измерениям в течение 40 ч с временным разрешением от 10 с до 0,02 с показан на рис. 3.5.3. Весь диапазон частот в соответствии с разрешением измерений разбивается на три участка:

а) от 5 · 104 до 3 · 102 Гц, где спектр сравнительно пологий, показатель степени составляет около 1,12;

б) от 5 · 103 до 2 · 101 Гц, где показатель степени 1,6–1,7;

в) от 3 · 102 до 5 Гц, где спектр становится заметно круче, показатель степени близок к 2,2.

Спектр мощности 10- s = -1,12 ± 0, 10-3 95 % совпадение 10- s = -1,66 ± 0, 10- 95 % совпадение 10- 10- s = -2,22 ± 0, 95 % совпадение 10- 10- 10-4 10-2 100 f, Гц Рис. 3.5.3. Пример спектров мощности флуктуаций потока ионов солнечного ветра в раз личных диапазонах частот. Штриховые линии показывают степенные спектры, полученные методом наименьших квадратов. Значения показателя степени наклона спектров приведены на каждой панели (Zurbuchen et al., 1996) г) Резкие границы мелкомасштабных структур в солнечном ветре. Одной из интересных особенностей изменчивости солнечного ветра является наличие весьма резких скачков потока ионов плазмы. Такие скачки длительностью в несколько ми нут и менее наблюдались не только на фронте межпланетных ударных волн, но и в спокойных потоках солнечного ветра. На рис. 3.5.4 приведен взятый из работы Рязанцевой и др. (2003) пример импульса большого (примерно в три раза) возраста ния потока ионов солнечного ветра с весьма резкими фронтами — передний фронт имел длительность около 1 мин, а задний — около 4 мин. Этот импульс наблюдался 3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы: турбулентность и волны Рис. 3.5.4. а и б — пример резкого и большого скачка потока ионов солнечного ветра по данным четырех аппаратов (измерения на КА «Wind», IMP-8, ACE сдвинуты к положению спутника «Интербол-1» на время распространения солнечного ветра);

в — изменения направ ленной (Vx ) и тепловой (Vth ) скоростей, а также г — модуля магнитного поля для того же интервала времени (Рязанцева и др., 2003) почти без изменений на двух космических аппаратах — «Интербол-1» и «Wind», разнесенных по оси Xse (т. е. вдоль линии Солнце—Земля) примерно на 1,3 млн км и по оси Yse (т. е. перпендикулярно направлению на Солнце) примерно на 130 тыс. км.

Небольшой (на 1–5 мин) сдвиг фронтов связан, по-видимому, с их различным накло ном к линии Солнце—Земля. На этом же рис. 3.5.4 показано поведение переносной и тепловой скоростей солнечного ветра и модуля межпланетного магнитного поля (ММП) во время скачков потока. Видно, что переносная скорость изменяется очень мало — не больше, чем на 2–3 %. Это означает, что скачок потока ионов представляет собой чистый скачок плотности ветра. Изменение модуля ММП антикоррелирует с изменением плотности и также невелико по сравнению с изменением последней — падение модуля на 30 % при возрастании плотности и увеличение примерно на 40 % при спаде плотности. Такое поведение параметров является типичным для большинства изученных событий.

Одним из важных вопросов для характеристики событий такого рода является оценка их распространенности. На рис. 3.5.5, взятом из той же работы (Рязанцевa и др., 2003), на основе большой статистики показана зависимость «встречаемости»

резких (за время не более 10 мин) скачков потока от их амплитуды по данным длительных (более 15 000 ч) наблюдений солнечного ветра спутником «Интербол-1».

Видно, что средняя частота «встречаемости» резких скачков плавно, но быстро сни 336 Гл. 3. Гелиосфера жается с ростом амплитуды скачка — от 90 событий в сутки для сравнительно малых скачков ( 0,5 · 108 см2 · с1 ) до одного события в 5 суток для скачков самой боль шой амплитуды ( 8 · 108 см2 · с1 ). Для наблюдений на спутнике «Интербол-1»

в течение 5 лет это означало около сот ни самых больших событий и несколь ко десятков тысяч событий с величиной выше указанного порога. Относительное изменение величины потока ионов (или плотности) в большинстве событий со ставляет от 50 % до двух раз, хотя неред ко встречаются события с возрастанием (или уменьшением) плотности на скачке в 3–5 раз и даже больше.

Существенным вопросом является оценка длительности прохождения фрон та скачка плотности мимо спутника, т. е.

толщины фронта. Статистика «больших»

скачков по измерениям с высоким вре менным разрешением (не менее 1 с) по казывает, что около 60 % из них име Рис. 3.5.5. Статистика частоты «встречаемо ют длительность меньше 1 мин, а 20 % сти» (число событий в сутки) в зависимости имеют длительность даже менее 5 с. На от амплитуды скачка потока ионов (Рязанце рис. 3.5.6 (Riazantseva et al., 2005) по ва и др., 2003) казан пример наблюдения такого резкого скачка потока. Возрастание потока ионов в два раза происходит примерно за 1,2 с по данным спутника «Интербол-1» с раз решением 0,06 с и менее, чем за 3 с по одновременным данным аппарата «Wind», находящегося вверх по потоку солнечного ветра на расстоянии около 250 тыс. км и имеющего разрешение измерений в 3 с. Эти и другие измерения показывают, что толщина фронта большого скачка плотности может быть столь малой, как несколько десятков или даже только несколько гирорадиусов протонов.

Рис. 3.5.6. Пример очень резкого скачка потока ионов по наблюдениям на двух далеко разнесенных аппаратах: «Интербол-1» (временное разрешение 0,06 с) и «Wind» (разрешение 3 с). Измерения на КА «Wind» сдвинуты аналогично рис. 3.5.4. (Riazantseva et al., 2005) 3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы: турбулентность и волны Среди других свойств резких и больших скачков плотности можно отметить следующие: сохранение примерно в 50 % событий баланса суммы теплового и маг нитного давлений на скачке;

довольно часто наблюдающийся значительный наклон плоскости фронта к плоскости, перпендикулярной линии Солнце—Земля;

заметную «геоэффективность» резких и больших скачков динамического давления солнечного ветра, всегда приводящих к быстрым возмущениям магнитосферного магнитного поля, так же, как и поля на поверхности Земли. Такие резкие и большие скачки плот ности солнечного ветра являются ничем иным, как границами его мелкомасштабных и среднемасштабных структур. Таким образом, на фоне более или менее однородного течения солнечного ветра со сравнительно медленно меняющимися параметрами в его общем потоке достаточно часто встречаются четко выраженные струи (или отдельные потоки) с весьма резкими границами. Вопрос о происхождении таких резких границ мелкомасштабных структур остается в настоящее время открытым.

3.5.2. Турбулентность солнечного ветра по данным радиопросвечивания Метод радиопросвечивания, предложенный в 1951 г. В. В. Виткевичем, осно ван на измерениях модуляции параметров радиоволн при прохождении излучения удаленных радиоисточников через турбулентную околосолнечную плазму. Основ ным достоинством метода радиопросвечивания является возможность исследования движущихся неоднородностей электронной концентрации солнечного ветра в тех его областях, которые недоступны для прямых измерений, в частности в области ускорения и на высоких гелиоширотах. В самых первых измерениях, выполненных этим методом, было обнаружено видимое увеличение угловых размеров источника в Крабовидной туманности при его сближении с Солнцем (Виткевич, 1955). По существу этот результат явился первым указанием на то, что турбулентная плазма существует и за пределами солнечной короны. В методе радиопросвечивания на современной стадии его развития могут измеряться следующие флуктуационные характеристики радиоволн:

— флуктуации фазы, дают информацию о неоднородностях с масштабами более 108 см, измерения с помощью когерентных сигналов КА или наземных радиоинтер ферометрических систем со сверхдлинными базами;

— флуктуации частоты, дают информацию о неоднородностях с масштабами более 108 см, измерения с помощью когерентных сигналов КА;

— флуктуации амплитуды или интенсивности, дают информацию о неодно родностях с масштабами меньше или порядка масштаба первой зоны Френеля (106 –107 см), измерения с помощью естественных источников или бортовых источ ников КА;

— угловое уширение источников за счет рассеяния, масштабы неоднородностей порядка 105 см и меньше, как правило интерферометрические измерения с исполь зованием естественных источников;

— флуктуации фарадеевского вращения плоскости поляризации, неоднородности с масштабами 108 см и более, бортовые или естественные поляризованные радиои сточники.

Как видно из приведенного перечня, метод радиопросвечивания в целом позволяет охватить широкий диапазон масштабов турбулентного спектра. Для исследования турбулентности на различных гелиоцентрических расстояниях внутри или вблизи орбиты Земли (r 1 а. е.) используются наблюдения на различных длинах волн, при веденные оценки характерных масштабов относятся к наиболее часто используемым волнам с длинами от нескольких сантиметров до нескольких метров. Не вдаваясь в детали различных модификаций метода радиопросвечивания, которые могут быть 338 Гл. 3. Гелиосфера найдены в книгах (например, Яковлев, 1998) и обзорах (например, Власов и др., 1979), остановимся на основных результатах, полученных с его использованием.

а) Флуктуации электронной концентрации в области установившегося сол нечного ветра. Остановимся сначала на данных, относящихся к достаточно уда ленным от Солнца областям, где скорость потока плазмы не зависит от гелио центрического расстояния. Многочисленные измерения показали, что наблюдаемые временные спектры амплитудных мерцаний согласуются с предположением о сте пенном пространственном спектре флуктуаций концентрации плазмы с одномерным показателем степени = 1,6 ± 0,2 в области сравнительно мелких масштабов, 1 000 км (соответствующие временные частоты более 0,1 Гц), причем значение не зависит от гелиоцентрического расстояния (Coles, 1978;

Власов и др., 1979).

Сопоставление найденной по амплитудным мерцаниям дисперсии мелкомасштабных флуктуаций электронной концентрации с результатами локальных измерений более крупномасштабных флуктуаций плотности плазмы позволило сделать вывод о том, что и мерцания, и измеряемые локально флуктуации обусловлены единым широким степенным спектром турбулентности (Jokipii, Hollweg, 1970;

Власов и др., 1979).

Этот вывод подтверждается и результатами наблюдений естественных источников на радиоинтерферометрических системах со сверхдлинными базами: одномерный показатель степени равен 1,57 ± 0,06 в интервале масштабов от 2 · 108 –9 · 108 см (Алтунин и др., 2000). По наблюдениям амплитудных мерцаний обнаружена хорошая корреляция индекса мерцаний, который пропорционален уровню флуктуаций концен трации на френелевском масштабе, с измерявшимися локально значениями средней плотности плазмы (Ananthakrishnan et al., 1980;

Tappin, 1986), что указывает на примерную пропорциональность между среднеквадратичными флуктуациями плот ности и средним значением (N const). По одновременным наблюдениям мерцаний на разнесенных антеннах найдено, что неоднородности концентрации с масштабами порядка 107 см не являются изотропными, однако степень анизотропии невелика и, как правило, не превосходит 2 (Coles, Maagoe, 1972;

Coles, Kaufman, 1978).

По-видимому имеется тенденция к уменьшению вытянутости неоднородностей при удалении от Солнца: степень анизотропии составляет около 2 на расстояниях около 0,1 а. е. и уменьшается до 1,2–1,3 на расстояниях около 0,3 а. е. (Yamauchi et al., 1998;

Chashei et al., 2000).

б) Флуктуации магнитного поля в области ускорения солнечного ветра по наблюдениям фарадеевских флуктуаций. Во время активной фазы функци онирования КА «Helios-1, -2» выполнялись эксперименты по просвечиванию внут ренних областей солнечного ветра поляризованными радиосигналами на частоте 2,3 ГГц (S-диапазон). Первые результаты анализа флуктуаций фарадеевского вра щения плоскости поляризации были опубликованы в работе (Hollweg et al., 1982), где было показано, что фарадеевские флуктуации обусловлены главным образом неоднородностями магнитного поля и могут быть объяснены распространяющимися в околосолнечной плазме альвеновскими волнами. Впоследствии уникальные данные, полученные в экспериментах с КА «Helios-1, -2», были проанализированы более детально. Было установлено, что временные спектры флуктуаций фарадеевского вращения в диапазоне флуктуационных частот 103 –102 Гц степенные, достаточно пологие и на расстояниях от Солнца 3–12R имеют показатель степени F 2, что соответствует одномерным спектрам турбулентности с 1 (Ефимов и др., 1993;

Chashei, Efimov et al., 2000). Измерения фарадеевских флуктуаций на разнесенных наземных станциях позволило определить скорость движения магнитных неоднород ностей, которая на гелиоцентрических расстояниях около 5R оказалась направ ленной от Солнца и по величине близкой к 600 км/с (Ефимов и др., 1999;

Efimov 3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы: турбулентность и волны et al., 2000). Это значение существенно превышает ожидаемую величину скорости солнечного ветра и подтверждает предположение о связи магнитных флуктуаций с альвеновскими волнами. По результатам поляризационного радиопросвечивания была оценена амплитуда альвеновских волн B 2 1/2 0,05 Гс на расстояниях около 5R и соответствующие значения плотности потока энергии альвеновских волн HA 5 · 102 эрг/см2 · с (Андреев и др., 1997;

Andreev et al., 1997). Найденное зна чение плотности потока волновой энергии превосходит локальную плотность потока кинетической энергии плазмы, поэтому можно утверждать, что альвеновские волны играют существенную роль в ускорении солнечного ветра за пределами короны.

Примерно в каждом третьем сеансе наблюдений фарадеевских флуктуаций на фоне степенного спектра были обнаружены квазигармонические флуктуации с характер ной частотой около 4 мГц, соответствующей периодам около 4–5 мин (Chashei et al., 1999). Квазипериодические флуктуации могут быть объяснены изолированными цугами альвеновских волн, генерируемых в анизотропных магнитных структурах хромосферной сетки. Поперечный размер этих структур по оценкам порядка 109 см, что близко к масштабу супергрануляции (Chashei et al., 1999).

в) Флуктуации электронной концентрации в области ускорения солнечного ветра. Остановимся теперь на результатах исследования спектров флуктуаций кон центрации плазмы, полученных по анализу данных радиопросвечивания внутренних областей солнечного ветра, r 0,3 а. е., включая область ускорения, r 10R, и перехода в сверхзвуковой, сверхальвеновский режим, 10R r 20R. В работе Woo, Armstrong (1979) было впервые показано, что спектры фазовых флуктуаций радиоволн на частотах 103 –101 Гц становятся более крутыми при переходе от гелиоцетрических расстояний r 10R в область r 20R. Радиальная динамика спектра фазовых флуктуаций соответствует изменению одномерного показателя сте пени от 1,0 при r 10R до 1,6–1,7 при r 20R.

При удалении от Солнца меняется и характер анизотропии неоднородностей.

По наблюдениям естественных радиоисточников на интерферометрической системе VLA было обнаружено, что неоднородности с масштабами порядка 106 см вытянуты в радиальном направлении, причем анизотропия значительна (степень вытянутости 10) при r 6R и существенно уменьшается (степень вытянутости 2) в более удаленных областях, r 10R (Armstrong et al., 1990).

В последующие годы были выполнены большие серии экспериментов по ра диопросвечиванию околосолнечной плазмы c помощью КА «Galileo» и «Ulysses».

Полученные данные о флуктуациях частоты сигналов относились к гелиоцентриче ским расстояниям 7R r 80R. При выполнении экспериментов использовались высокостабильные бортовые передатчики, работающие на частоте около 2,3 ГГц (S-диапазон), прием сигналов производился на трех наземных станциях DSN (Deep Space Network): Голдстоун, Мадрид и Канберра. По данным измерений вычислялись временные энергетические спектры флуктуаций частоты сигналов, которые определя ются пространственными спектрами флуктуаций электронной концентрации на трас се распространения. На рис. 3.5.7 приведена сводная для низкоширотных областей (медленный солнечный ветер) зависимость показателя степени спектра флуктуаций частоты f в диапазоне 103 –101 Гц, который соотношением f = 1 связан с одномерным показателем степени (Ефимов и др., 2005). Из рис. 3.5.7 (Ефимов и др., 2005) ясно видно, что показатель степени изменяется от 1,0 при r 10R до 1,6–1,7 при r 20R, что в целом согласуется с данными (Woo, Armstrong, 1979). Аналогичное изменение спектра турбулентности было найдено и для быстрого солнечного ветра (КА «Ulysses», высокоширотные области периода низкой солнечной активности), с той лишь разницей, что переход от сравнительно 340 Гл. 3. Гелиосфера пологих спектров к спектрам колмогоровского типа для быстрого ветра происходит несколько дальше от Солнца, чем длля медленного ветра (Ефимов и др., 2005).

Эксперименты с КА «Galileo» охватывали период с 1994 по 2002 гг., т. е. почти полный цикл активности. По данным этих экспериментов не было обнаружено заметной корреляции формы спектра флуктуаций частоты и радиальной зависимости дисперсии флуктуаций частоты с фазой цикла активности. Это позволяет утвер ждать, что свойства турбулентности в медленном низкоширотном солнечном ветре практически не меняются в цикле солнечной активности. Можно ожидать, что, аналогично глобальной структуре внутренней гелиосферы, циклические вариации статистических параметров турбулентности являются существенными только для высокоширотных приполярных областей солнечного ветра.

В некоторых сериях наблюдений длительность сеансов связи с КА «Galileo»

значительно превосходила несколько часов и, кроме того, имелись достаточно дли тельные одновременные наблюдения на разнесенных наземных станциях. Для таких наблюдений были обнаружены уплощения спектров на частотах 104 Гц, связан ные с влиянием внешнего масштаба турбулентности, который может быть определен с использованием измеренных при разнесенном приеме значениях скорости неодно родностей (Ефимов и др., 2002). Радиальная зависимость для внешнего масштаба турбулентности приведена на рис. 3.5.8, эта зависимость аппроксимируется близкой к линейной степенной функцией L0 r m с m 0,8 (Ефимов и др., 2002).

Рис. 3.5.7. Радиальная зависимость показа- Рис. 3.5.8. Радиальная зависимость внешне теля степени энергетического спектра флук- го масштаба турбулентности по данным КА туаций частоты сигналов КА «Galileo» «Galileo» (Ефимов и др., 2002) и «Ulysses» на низких гелиоширотах (Ефи мов и др., 2005) Данные о турбулентности на расстояниях менее 3R в настоящее время отсут ствуют. Вместе с тем для получения информации о турбулентности в короне могут быть привлечены данные о модуляции радиоизлучения, распространяющегося через корону от источников на Солнце. Такой анализ, выполненный для видимых угловых размеров микроволновых субсекундных импульсов (Чашей и др., 2006), показал, что энергетический спектр турбулентности с 1,0, по-видимому, реализуется и в самых внутренних областях солнечной короны.

Для рассматриваемой области гелиоцентричесих расстояний имеются также дан ные о внутреннем масштабе турбулентности, полученные по амплитудным мерцани ям когерентных сигналов КА (Яковлев и др., 1988) и по мерцаниям естественных радиоисточников (Coles, Harmon, 1989). Согласно этим данным внутренний масштаб 3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы: турбулентность и волны турбулентности li увеличивается с удалением от Солнца, а его типичное значение порядка нескольких километров на расстояниях 5–10R. Сравнение наблюдательных данных с теоретическими моделями позволяет сделать вывод, что масштаб li связан с инерционным масштабом ионов (Чашей, 1998).

Эксперименты радиопросвечивания в модификации с разнесенным приемом дают также информацию о скоростях движения неоднородностей. Разнесенные измере ния, выполненные для флуктуаций частоты, показывают, что движение плазмы на низких гелиоширотах является дозвуковым при r 10R и сверхзвуковым при r 20R, причем ответственные за модуляцию радиоволн флуктуации концентрации при r 10R обусловлены, по-видимому, медленными магнитозвуковыми волнами (Ефимов и др., 2005). При этом, как следует из анализа данных о соответствую щей френелевскому масштабу характерной временной частоте спектров флуктуаций амплитуды радиоволн, особая поверхность, на которой скорость течения переходит через локальную скорость звука, в медленном солнечном ветре расположена на гелиоцентрическом расстоянии r 10R (Ефимов и др., 1990).

3.5.3. МГД-волны и турбулентность Как следует из приведенных выше наблюдательных данных, режимы турбулент ности в области ускорения солнечного ветра и в области сформировавшегося тече ния сильно отличаются. При этом энергетические спектры флуктуаций различных параметров плазмы солнечного ветра в общих чертах являются сходными на всех гелиоцетрических расстояниях: в области ускорения имеется широкий, сравнительно пологий спектр фликкер-типа с 1, простирающийся от самых крупных масштабов порядка 1010 см вплоть до масштабов порядка 105 см;

в области установившегося потока фликкер-спектр имеет место на масштабах турбулентности, превышающих внешний, энергосодержащий масштаб, а на более мелких масштабах из инерцион ного интервала реализуется более крутой спектр с 1,6–1,7. Фликкер-спектр, по-видимому, является реликтовым и генерируется в нижних слоях солнечной коро ны. Точный механизм генерации окончательно не выяснен, но, скорее всего, связан с сильно неоднородным распределением параметров плазмы в солнечной атмосфере (Matthaeus, Goldstein, 1986;

Милованов и др., 1996;

Ruzmaikin et al., 1996). При этом временные флуктуации возникают за счет вращения Солнца из-за сильных пространственных неоднородностей атмосферы Солнца (Милованов и др., 1996;

Ruzmaikin et al., 1996), порождая фрактальные структуры, которые для низкочастот ных флуктуаций прослеживаются в солнечном ветре далеко за пределами орбиты Земли (Милованов и др., 1996). Возможно также, что пространственный спектр низкочастотных флуктуаций сильно анизотропный и имеет вид P (k) = Akz k, A = const, (3.5.18) причем значение 1 определяется нестационарными процессами в нижней короне, а зависимость от k связана с поперечной неоднородностью (Chashei et al., 2000).

Аргументом в пользу такого предположения может служить то обстоятельство, что наблюдаемые скорости хаотических движений в нижней короне превосходят скорость, связанную с вращением Солнца (около 2 км/с). Здесь следует отметить, что шумы с временными фликкер-спектрами, свидетельствующими об отсутствии характерных частот и о существенном энергетическом вкладе медленных процессов, впервые были обнаружены в сложных радиоэлектронных системах. Весьма интерес ным представляется тот факт, что аналогичные спектры могут быть характерными и для плазмы в астрофизических объектах, в частности, солнечном ветре.

Возмущения с частотами vA /r (для расстояний около R соответствующее 104 Гц) распространяются в виде альвеновских волн. Альве значение частот f 342 Гл. 3. Гелиосфера новские волны являются слабозатухающими и могут распространяться на значитель ные расстояния от Солнца. Этот тип волновых возмущений, которые непосредствен но были детектированы в солнечном ветре, играют определяющую роль в энергетике не только турбулентности, но и солнечного ветра в целом. В области ускорения солнечного ветра альвеновская турбулентность является достаточно слабой, B 1, но по мере удаления от Солнца ее относительный уровень возрастает за счет неод нородности плазмы (Чашей и Шишов, 1983). Нелинейные распадные взаимодействия альвеновских волн приводят к локальной генерации волн магнитозвукового типа и, соответственно, флуктуаций плотности плазмы. В области ускорения основной вклад во флуктуации плотности связан с медленным магнитным звуком (Чашей и Шишов, 1983). Решение кинетических уравнений для взаимодействующих волн в области ускорения приводит к квазистационарным энергетическим спектрам с = 1, т. е.

исходные фликкер-спектры сохраняются и с учетом медленной, не останавливающей усиления относительного уровня B, нелинейной диссипации альвеновских волн че рез магнитный звук (Чашей и Шишов, 1983). Существенным является то обстоятель ство, что в области ускорения отсутствует характерное для развитой турбулентности спектральное каскадирование турбулентной энергии от внешнего масштаба к более мелким, а альвеновский источник распределен по всему энергетическому спектру.

При переходе в область сформировавшегося течения картина турбулентности кардинальным образом меняется. Источник энергии по-прежнему остается связан ным с распространяющимися от Солнца альвеновскими волнами, но в пространстве волновых чисел он локализован в крупномасштабной области, примыкающей к обрат ному внешнему масштабу турбулентности L1. Волны с k L0 распространяются в линейном режиме, при этом их относительная амплитуда из-за неоднородности движущейся плазмы увеличивается с r примерно по линейному закону (Hollweg, 1974), а направление волновых векторов вследствие сферичности среды приближа ется к радиальному (Топтыгин, 1973). Вблизи внешнего масштаба турбулентности становятся существенными нелинейные процессы, приводящие к тому, что энергия турбулентности каскадным образом перекачивается от k L1 в мелкомасштабную часть спектра. Откачка энергии сопровождается увеличением внешнего масшта ба при удалении от Солнца. Сохранение спектрального потока энергии приводит к формированию инерционного интервала с соответствующими спектрами колмого ровского типа. Качественно такая картина сохраняется вплоть до гелиоцентрических расстояний порядка 10 а. е., где становится заметным вклад от волновых возму щений, генерируемых подхваченными ионами (Fahr, Chashei, 2002;

Chashei et al., 2003). Отсутствие нелинейных процессов в области волновых чисел меньше L1 и их доминирующая роль в области волновых чисел больше L0 подтверждается тем, что направление минимальных флуктуаций магнитного поля близко к радиальному при k L1 (Saur, Bieber, 1999) и совпадает с направлением среднего магнитного поля при k L0 (Bieber et al., 1996). Фрактальная размерность флуктуаций скорости также оказывается различной при k L1 и k L0 (Милованов и др., 1996).

Флуктуации плотности плазмы и модуля магнитной индукции могут быть связаны с генерируемыми локально при нелинейных каскадных процессах магнитозвуковыми волнами (Чашей и Шишов, 1985). Нелинейный и локальный характер генерации флуктуаций плотности подтверждается их более низким относительным уровнем N по сравнению с относительным уровнем флуктуаций магнитного поля B (Tu, Marsch, 1995). Кроме того, как следует из анализа измерений на КА «Wind», зави симость N от B является более сильной, чем линейная, между N B и N B (Spangler, Spitler, 2004). Вместе с тем, структура возмущений в инерционном интер вале волновых чисел может оказаться сложнее, чем ансамбль взаимодействующих 3.5. Мелкомасштабные и нестационарные процессы: турбулентность и волны волн малой амплитуды, в особенности для медленного солнечного ветра и удаленных областей быстрого ветра, где альвеновский параметр RA (3.5.14), характеризующий отношение кинетической энергии к магнитной, систематически меньше единицы (Tu, Marsch, 1995). Причина этого отличия связана, вероятно, с вкладом в наблюдаемые флуктуации квазистатических структур, выносимых плазмой, в частности, двумер ных структур с поворотом направления магнитного поля. Существование таких структур может рассматриваться как свидетельство сильно турбулентного режима, более выраженного для медленного солнечного ветра.

Причина смены режима турбулентности при переходе в область установившегося течения пока не вполне понятна. Для объяснения смены режима могут быть су щественными два обстоятельства. Во-первых, при удалении от Солнца возрастает относительный энергетический вклад быстрых магнитозвуковых волн, и каскадные процессы могут становиться доминирующими там, где уровень быстрых магнито звуковых волн начинает превышать уровень медленного звука (Чашей и Шишов, 1983). Во-вторых, в сверхзвуковом и сверхальвеновском потоке могут подавляться взаимодействия встречных альвеновских волн и медленного магнитного звука, так как встречные волны не могут попадать во внешнюю область ускорения из области сформировавшегося потока.

Наблюдаемые спектры турбулентности в инерционном интервале имеют пока затель степени = 1,6–1,7. Это значение хорошо согласуется с известным спек тром Колмогорова = 5/3 (Колмогоров, 1941). Однако, строго говоря, спектр Колмо горова был получен из соображений размерности для несжимаемой изотропной жид кости с элементами турбулентности в виде вихрей. Для плазмы, находящейся в маг нитном поле, с элементами турбулентности в виде волн аналогичные соображения, основанные на предположении о доминирующей роли распадов волн в формировании каскадного потока энергии, приводят к спектру Ирошникова — Крейчнана с = 3/ (Ирошников, 1963;

Kraichnan, 1965). Данное противоречие может быть устранено путем введения в кинетические уравнения для волн нелинейных членов специального вида с целью получить квазистационарное решение в виде колмогоровского спектра (Tu et al., 1984). Другой подход связан с учетом частичной диссипации формиру ющегося при распадных взаимодействиях волн спектрального потока энергии через медленный магнитный звук (Чашей и Шишов, 1985). В работе (Ruzmaikin et al., 1995) учет перемежаемости турбулентности привел к уменьшению показателя степе ни в спектре флуктуаций магнитного поля, измерявшихся на КА «Ulysses», с 1, до значения 3/2, соответствующего определяющей роли распадных процессов.

В связи с данной проблемой представляет интерес анализ радиальной зависи мости внешнего масштаба турбулентности (Ефимов и др., 2002). Распространение альвеновских волн может быть описано следующим уравнением (Tu, Marsch, 1995):

3 1 F V + vA Wk V grad Wk = k, (3.5.19) div 2 2 k где k — волновое число, Wk — одномерный энергетический спектр (спектральная плотность) альвеновских волн, Fk — каскадная энергетическая функция, V и vA — векторы скорости солнечного ветра и альвеновской скорости. Для низких частот преобладающими являются линейные эффекты, и правой частью (3.5.19) можно пренебречь по сравнению с левой, которая имеет порядок Wk /tl, где tl r/V — время распространения волны на дистанцию r. Для высоких волновых частот основными оказываются описываемые правой частью (3.5.19) нелинейные эффекты. В этом случае можно пренебречь левой частью по сравнению с правой, которая имеет 344 Гл. 3. Гелиосфера порядок Wk /tnl, где tnl — характерное время нелинейных взаимодействий, Fk tnl, k = k0, (3.5.20) kWk которое зависит от вида каскадной функции Fk. Внешний масштаб турбулентности L0 k0 может быть определен из условия равенства характерных времен tl (k0 ) tnl (k0 ). (3.5.21) Зададим одномерный пространственный спектр низкочастотных альвеновских волн в степенном виде:

Wk = Ck, (3.5.22) где = (r) — структурная константа, радиальная зависимость для которой может быть найдена в пренебрежении нелинейными эффектами. Для каскадной функции Fk примем следующее представление (Tu, Marsch, 1995):

n kWk Fk = vA k2 Wk, (3.5.23) B где 0,1 = const;

B — локальное значение магнитной индукции, а показатель сте пени n = n1,2,3 будет различным для разных механизмов формирования турбулентных спектров при k k0 : для сильной турбулентности n = n1 = 1/2 (Tu, Marsch, 1995), для слабой турбулентности с трехволновыми распадными процессами n = n2 = 1, для слабой турбулентности с четырехволновыми процессами n = n3 = 2 (Чашей и Шишов, 1977). Соответствующие автомодельные спектры турбулентности Wk при k k0 определяются из условия Fk = const и имеют степенной вид:

Wk = Ck0 k, (3.5.24) где показатели степени равны соответственно 1 = 5/3, 2 = 3/2, 3 = 4/3.

Подставляя (3.5.22), (3.5.23) в (3.5.21), находим для k0 соотношение n B2 V 1+n(1), (3.5.25) k0 = C rvA которое описывает зависимости внешнего масштаба турбулентности от гелиоцентри ческого расстояния и от локальных параметров плазмы.

В области установившегося течения с V vA, V = const, и с преимущественно радиальным магнитным полем можно принять B r 2, vA r 1, тогда C r и радиальная зависимость внешнего масштаба будет определяться соотношением rn.

1+n(1) (3.5.26) k Для принятых в (3.5.23) частных значений n находим показатель степени m радиальной зависимости внешнего масштаба:

L0 k0 rm, (3.5.27) m1 = 1/(3 ), m2 = 1/(2 ), m3 = 1/(3 2).

Очевидно, что при низкочастотном фликкер-спектре с = 1 наилучшим образом с измеренным значением m 0,8 (Ефимов и др., 2002) согласуется величина m2 = 1, соответствующая трехволновым распадным взаимодействиям (n = 1).


В заключение остановимся кратко на возможной роли локальных неустойчиво стей, которые могут иметь место в плазме солнечного ветра. Из многочисленных измерений известно, что функции распределения частиц в солнечном ветре не явля ются максвелловскими. Анализ различных типов неустойчивостей для распределений 3.6. Энергичные частицы и космические лучи частиц, близких к наблюдаемым показывает, что в солнечном ветре реализуются условия, близкие к пороговым (Schwarts, 1980). Это может означать, что функции распределения устанавливаются в результате взаимодействия частиц с волновой турбулентностью.

3.6. Энергичные частицы и космические лучи: галактические, гелиосферные и солнечные космические лучи Г.А. Базилевская, Ю.И. Стожков 3.6.1. Введение Гелиосфера наполнена энергичными частицами галактического, солнечного и ге лиосферного происхождения, энергетические диапазоны и интенсивности которых можно видеть на рис. 3.6.1 и в табл. 3.6.1. Энергичные частицы, населяющие магни Рис. 3.6.1. Дифференциальный энергетический спектр протонов в гелиосфере. Для солнечных космических лучей (СКЛ) даны спектры среднего и мощного событий. Для галактических космических лучей (ГКЛ) представлена только малоэнергичная часть спектра, который в ре альности продолжается до 1017 кэВ тосферы планет, рассмотрены в гл. 4, 5. В данном разделе основное внимание будет уделено наиболее энергичным заряженным частицам — галактическим и солнечным космическим лучам.

3.6.2. Основные характеристики галактических космических лучей (ГКЛ) Космические лучи были открыты в 1912 г., когда австрийский физик В. Ф. Гесс измерил скорость ионизации воздуха в зависимости от высоты. Оказалось, что с ростом высоты величина ионизации сначала уменьшается, а затем на высотах более 2 км начинает сильно возрастать. На высотах более 2 км ионизация образу ется частицами, падающими на границу атмосферы из космического пространства.

Эти частицы впоследствии были названы галактическими космическими лучами (ГКЛ). ГКЛ представляют собой ядра различных элементов, следовательно, являют 346 Гл. 3. Гелиосфера Т а б л и ц а 3.6. Основные характеристики популяций частиц в гелиосфере Место наблюдения/ Энергетический Популяция Характерное время место ускорения интервал Постоянно, в противофа Галактика + гало 108 –1020 эВ ГКЛ зе с солнечной активно стью Постоянно, в противофа- Гелиосфера/ АКЛ (аномальные кос зе с солнечной активно- терминальная 10–100 МэВ мические лучи) стью ударная волна Спорадически, длитель- Гелиосфера/ ность — дни, в фазе Солнце, внутренняя 1 кэВ– 100 ГэВ СКЛ с солнечной активностью гелиосфера Надтепловые солнеч- Постоянно, в фазе с сол Гелиосфера/Солнце 100 кэВ ные частицы нечной активностью Энергичные частицы, Спорадически, длитель- Вблизи фронта/ 1 кэВ–50 МэВ, приходящие с фрон ность — часы, в фазе фронт ударной редко — том транзиента (штор с солнечной активностью волны сотни МэВ мовые) Через 27 дней, дли- На границе высоко Энергичные частицы, тельность — несколько скоростных связанные с корот. обл. 1 кэВ–10 МэВ суток, чаще на фазе спа- потоков / фронт взаимодействия да солнечной активности ударной волны Частицы вблизи удар Вблизи ной волны магнитосфе- Постоянно кэВ–МэВ магнитосфер планет ры ся заряженными частицами. Наиболее многочисленны в ГКЛ ядра атомов водорода и гелия ( 85 % и 10 %, соответственно). Доля ядер всех остальных элементов не превышает 5 %. Небольшую часть КЛ со ставляют электроны и позитроны (менее 1 %).

Энергетический спектр ГКЛ имеет огромный диапазон и простирается на 14 порядков по энергии от 106 эВ до почти 1020 эВ (Гин збург, Сыроватский, 1963;

Хаякава, 1974). На рис. 3.6.2 показаны дифференциальные спек тры J(E) для галактических протонов (Н), ядер гелия (Не) и кислорода (О), которые на блюдаются в космическом пространстве.

В настоящем разделе мы будем рассмат ривать только космические лучи сравнитель но малых энергий 50 ГэВ. Космические ча стицы в этом интервале энергий подвергаются солнечной модуляции: их поток в гелиосфере зависит от уровня солнечной активности и воз растает при удалении от Солнца.

Источниками ГКЛ являются взрывающие Рис. 3.6.2. Дифференциальный энер ся и вспыхивающие звезды. Взрывающимися гетический спектр галактических лу звездами являются новые и сверхновые звезды чей в минимуме солнечной активности 3.6. Энергичные частицы и космические лучи (Yodh, 2005). На ударных волнах, образованных взрывом этих звезд, происходит ускорение космических лучей (считается, что основным источником ГКЛ являются взрывы сверхновых). В нашей Галактике взрывы сверхновых происходят 1 раз в 30–50 лет. Кроме того, существенными источниками космических частиц являются вспышки на карликовых звездах, типа нашего Солнца. Эти звезды находятся на главной последовательности в правой ее части и составляют более 90 % от полного числа всех звезд в нашей Галактике (Гершберг, 2002).

В Галактике ГКЛ играют важную роль. Плотность энергии этих частиц состав ляет 1 эВ/см3, что сравнимо с плотностями энергий межзвездного газа и галакти ческого магнитного поля.

По содержанию в ГКЛ элементов Li, Be и В, которые образуются в результате ядерных взаимодействий космических частиц с атомами межзвездной среды, можно определить количество вещества X, через которое прошли КЛ, блуждая в меж звездной среде. Величина X примерно равна 5–10 г/см2. Время блуждания КЛ в межзвездной среде (или время их жизни) и величина X связаны соотношением X, где c — скорость частиц (обычно полагают, что величина c равна скорости света), — средняя плотность межзвездной среды, составляющая 1024 г/см3, — время блуждания КЛ в этой среде. Отсюда можно оценить время жизни ГКЛ: 3 · 108 лет. Величина зависит от энергии частицы и определяется либо выходом космических лучей из Галактики, либо их поглощением за счет неупругих взаимодействий с веществом межзвездной среды (Гинзбург и Сыроватский, 1963;

Хаякава, 1974).

3.6.3. Методы наблюдений ГКЛ Как уже говорилось выше, ГКЛ самых малых и самых больших энергий раз личаются по энергии в 1014 раз. С помощью только одного типа аппаратуры невозможно исследовать такой огромный диапазон энергий. Поэтому для изуче ния КЛ используются разные методы и приборы: в космическом пространстве — аппаратура, устанавливаемая на спутниках и космических ракетах;

в атмосфере Земли — малые шары-зонды и большие высотные аэростаты;

на ее поверхности — наземные установки (некоторые из них достигают размеров в тысячи квадратных километров);

установки, расположенные либо глубоко под землей, либо на больших глубинах под водой (в океане, на озере Байкал), куда проникают частицы только очень высоких энергий.

Непрерывные наблюдения ГКЛ на уровне земли проводятся наземными нейтрон ными мониторами. Регулярные измерения потоков космических частиц в земной атмосфере выполняются на шарах-зондах. К настоящему времени в этих эксперимен тах получены однородные и непрерывные ряды данных о потоках ГКЛ за последние 50 лет. Данные относятся к частицам с энергиями от 0,1 до 50 ГэВ. Этот энергетический интервал содержит более 97 % всех частиц ГКЛ и более 60 % всей энергии ГКЛ.

3.6.4. Модуляционные эффекты ГКЛ (11- и 22-летний циклы, 27-дневные и суточные вариации, форбуш-понижения) Наиболее значительные изменения потока ГКЛ, падающего на границу атмосфе ры, наблюдаются в 11-летнем цикле солнечной активности. Временной ход сред немесячных значений интенсивностей ГКЛ J0 на границе атмосферы, приведен на рис. 3.6.3 (Стожков и др., 2007). Эти данные получены из регулярных измерений по токов заряженных частиц, проведенных на шарах-зондах в атмосфере Земли вплоть до высот 30–35 км.

348 Гл. 3. Гелиосфера Рис. 3.6.3. Временной ход интенсивностей ГКЛ (среднемесячные значения), полученный по измерениям на шарах-зондах в атмосфере Земли: сплошная линия и левая вертикальная ось относятся к частицам с энергией E 0,1 ГэВ;

кружки и правая вертикальная ось относятся к частицам с энергией 0,1 E 1,5 ГэВ На рис. 3.6.3 видна значительная модуляция ГКЛ в 11-летнем цикле солнечной активности. Амплитуда изменений уменьшается с ростом энергии космических лу чей. От минимума солнечной активности (1965, 1976, 1987 и 1997 гг.) к ее максиму му (1969, 1980, 1991 и 2000 гг.) поток малоэнергичных частиц J0 (0,1–1,5 ГэВ) умень шается примерно в 7–10 раз, а поток частиц более высоких энергий J0 ( 0,1 ГэВ) уменьшается в 2–3 раза. Этот вывод подтверждается данными рис. 3.6.4, на котором приведен временной ход ядерно активной компоненты вторичных частиц ГКЛ, образуемых в атмосфере Земли и из меренных высокоширотным нейтронным монитором в Апатитах (http://pgia.

ru/CosmicRay/). Так как высокоширот ные нейтронные мониторы чувствительны к первичным частицам с энергией более 2 ГэВ, то, как видно из рис. 3.6.4, из менения их скоростей счета от минимума Рис. 3.6.4. Временной ход среднемесячных солнечной активности к ее максимуму со данных высокоширотного нейтронного мо ставляют 1,1–1,2 раза.

нитора в Апатитах (http://pgia.ru/ Другой особенностью временных за CosmicRay/). Геомагнитная жесткость висимостей потока ГКЛ, приведенных на обрезания равна Rc = 0,5 ГВ рис. 3.6.3 и 3.6.4, является наличие ост роугольных и столообразных чередующихся максимумов в их временном ходе.

На рис. 3.6.3 и 3.6.4 остроугольные пики наблюдаются в периоды 1958–1967 гг.

и 1981–1990 гг., а столообразные максимумы — в 1970–1980 гг. и 1991–2000 гг.

Чередование таких пиков связано с эффектом переполюсования (инверсии) обще го солнечного магнитного поля, которое происходит вблизи эпохи максимума каждо го 11-летнего солнечного цикла. В эти периоды изменяются направления магнитных силовых линий в полярных районах Солнца и в гелиосфере северного и южного полушарий. Модуляция ГКЛ в гелиосфере осуществляется несколькими физически ми механизмами: процессом диффузии частиц из межзвездной среды внутрь гелио сферы, который уменьшается с ростом солнечной активности;


процессом конвекции (выносом) заряженных частиц солнечным ветром из гелиосферы в межзвездную среду, который зависит от скорости солнечного ветра;

адиабатическим замедлением 3.6. Энергичные частицы и космические лучи частиц в расширяющихся магнитных неоднородностях солнечного ветра;

дрейфом частиц в квазирегулярных магнитных полях гелиосферы. Направление дрейфов за висит от знака полярности общего магнитного поля Солнца, которое определяет на правление магнитных силовых линий в северном и южном полушариях гелиосферы.

В отрицательные фазы 22-летнего солнечного магнитного цикла, когда в северной полярной шапке на Солнце магнитное поле имеет знак минус и магнитное поле в северной полусфере межпланетной среды направлено к Солнцу, положительные космические частицы дрейфуют от солнечного экватора в область более высоких гелиоширот. Процесс восстановления ГКЛ внутри гелиомагнитосферы замедляется и наблюдаются остроконечные пики (см. на рис. 3.6.3 и 3.6.4 периоды 1958–1967 гг.

и 1981–1990 гг.). В положительные фазы направления магнитных полей на Солнце и в гелиосфере меняются на противоположные, и дрейф частиц происходит по направлению к солнечному экватору. В этом случае восстановление потока ГКЛ происходит быстрее и наблюдается столообразная форма во временных зависимостях потока ГКЛ (см. на рис. 3.6.3 и 3.6.4 периоды 1970–1980 гг. и 1991–2000 гг.).

Из данных рис. 3.6.3 и 3.6.4 можно найти 22-летнюю волну во временных изменениях потока ГКЛ, обусловленную соответствующим солнечным магнитным циклом. Ее амплитуда составляет величину 5 %: в положительные фазы солнечного магнитного цикла поток ГКЛ больше, чем в отрицательные фазы. Кроме долго временных вариаций, в ГКЛ наблюдаются короткопериодические и спорадические вариации (Дорман, 1957). К короткопериодическим относятся вариации, связанные с вращением Солнца. Они имеют период 27 дней и обусловлены неоднородным по долготе распределением активных областей на Солнце. Амплитуда этих вариаций составляет 2–5 %.

Из-за вращения Земли возникают суточные изменения потока ГКЛ. Они вызваны тем, что коэффициенты диффузии космических лучей в межпланетной среде вдоль магнитных силовых линий межпланетного магнитного поля и перпендикулярно ему отличаются более чем в 10 раз. Амплитуда суточных вариации не превосходит нескольких процентов.

На возрастающей и спадающей ветвях 11-летнего цикла солнечной активности на солнечной фотосфере часто возникают мощные активные области. Эти активные области являются источниками высокоскоростных потоков солнечного ветра и вы бросов корональной массы. Такие высокоскоростные потоки вызывают уменьшение потока ГКЛ, так называемые Форбуш-понижения, которые продолжаются в течение нескольких дней. Амплитуда Форбуш-понижений на уровне моря может достигать 10–15 %.

3.6.5. Аномальная компонента космических лучей В начале 70-х гг. был открыт новый тип космических лучей — аномальная компонента космических лучей (АКЛ) (Garcia-Munoz, Mason, Simpson, 1973). Если ГКЛ представляют собой ядра различных химических элементов (водорода, гелия и других), то АКЛ состоит из однократно (иногда двукратно и более) ионизован ных атомов элементов с высоким первым ионизационным потенциалом (Не, N, О, Ne, Ar, хотя присутствуют также Н и С). Энергетический интервал, в котором наблюдаются АКЛ, включает частицы с энергиями от нескольких МэВ/нуклон до 70–80 МэВ/нуклон. Поток АКЛ модулируется солнечной активностью. На рис. 3.6.5 показан временной ход потоков аномального кислорода (Mewaldt et al., 1995) и ГКЛ сравнительно малых энергий. Эти данные показывают, что АКЛ модулируются солнечной активностью в большей степени, чем ГКЛ малых энергий.

Для объяснения происхождения АКЛ в середине 70-х гг. была предложена сле дующая модель: нейтральные атомы из межзвездной среды поступают в гелиосферу 350 Гл. 3. Гелиосфера Рис. 3.6.5. Временной ход аномального кислорода с энергией 8 E 27 МэВ/нуклон (темные точки и левая вертикальная шкала) (Mewaldt et al., 1995) и интенсивности ГКЛ с энергиями 0,1 E 1,5 ГэВ (сплошная кривая и правая вертикальная шкала) и при приближении к Солнцу ионизуются солнечным ультрафиолетовым излуче нием. Солнечный ветер подхватывает эти, как правило, однократно ионизованные атомы и переносит их на границу гелиосферы в район внутренней ударной волны (termination shock). На ударной волне эти ионизованные атомы ускоряются вплоть до энергий, составляющих десятки МэВ/нуклон. Затем ускоренные ионы, которые и являются АКЛ, диффундируют внутрь гелиосферы, где и наблюдаются вплоть до 1 а. е. (Fisk et al., 1974). Однако в этой модели имеются, по крайней мере, две труд ности: во-первых, трудно изобрести эффективный механизм ускорения, во-вторых, в 2002–2003 гг. космический аппарат «Voyager-1» пересек ударную волну и не обнаружил каких-либо изменений потоков АКЛ (McDonald et al., 2003;

Krimigis et al., 2003). Анализ зависимости потоков АКЛ от расстояния от Солнца, выполнен ный McDonald et al. (2003), показал, что солнечная модуляция этих частиц закан чивается на 90 а. е. (см. рис. 3.6.6).

Вышеперечисленных трудностей мож но избежать, если предположить, что ис точниками ГКЛ и АКЛ являются крас ные и желтые карлики (Kopysov, Stozhkov, Рис. 3.6.6. Зависимость потоков АКЛ (ано мальный кислород, 8 27 МэВ/нук E 2005). Эти звезды находятся на главной лон) от расстояния для периодов миниму- последовательности и составляют основ мов (темные точки) и максимумов (светлые ное звездное население нашей Галактики.

квадраты) солнечной активности (Журавлев На них происходят звездные вспышки, по и др, 2005) добно солнечным вспышкам, генерирую щим космические лучи. Однако, в отличие от Солнца звездные вспышки на несколько порядков мощнее. Во вспышках на карликовых звездах может генерироваться и АКЛ. Так как плотность межзвездного газа равна 0,1 частицы/см3 на расстоянии в несколько парсек (пк) от солнечной системы и 0,001 частицы/см3 на больших расстояниях вплоть до 300 пк, то АКЛ могут приходить в солнечную систему с расстояний до 100 пк, не подвергаясь дополнительной ионизации. В этом случае на расстояниях более 90 а. е. поток АКЛ будет оставаться постоянным.

3.6. Энергичные частицы и космические лучи 3.6.6. Космические лучи и атмосферные процессы В последние годы было понято, что космические лучи играют важную роль в процессах, происходящих в нашей атмосфере. В частности, они ответственны практически за все электрические явления, наблюдаемые в атмосфере. ГКЛ создают ионизацию от D-слоя ионосферы до уровня моря и таким образом обеспечивают проводимость в атмосфере.

Образуя ионы в атмосфере, космические лучи создают условия для роста гро зовых облаков. Процесс включает в себя прилипание ионов к центрам конденсации водяного пара в атмосфере. При этом образуются положительно и отрицательно заряженные центры конденсации. Далее происходит рост водных капель на этих центрах. На отрицательно заряженных центрах капли начинают расти при меньших пересыщениях водяного пара в атмосфере, чем на центрах конденсации с положи тельным зарядом. За счет этого процесса и конвективного переноса воздушных масс в районах образования грозовых облаков обеспечивается пространственное высотное разделение водных капель по заряду. Как только грозовое облако образовалось, начинаются грозовые разряды. Эти разряды вызываются ГКЛ высоких энергий, кото рые образуют в атмосфере широкие атмосферные ливни — множество ионизованных треков, по некоторым из них и проходят молниевые разряды (Stozhkov, 2003).

Проводимость атмосферы, грозовые облака и молниевые разряды являются необ ходимыми элементами глобальной электрической цепи, постоянно действующей в ат мосфере. В качестве примеров на рис. 3.6.7 показана связь вторичных потоков космических лучей в атмосфере, образуемых ГКЛ, с величиной атмосферного тока, а на рис. 3.6.8 — связь скорости образования ионов в воздухе с числом молниевых разрядов (Stozhkov, 2003).

Коэффициенты корреляции между кривыми, показанными на рис. 3.6.7 и 3.6.8, равны 0,64 и 0,85, соответственно. Космические лучи играют существенную роль и при образовании обычной, негрозовой облачности через образование ионов и их последующее прилипание к центрам конденсации. Для заряженных центров конден сации требуются меньшие пересыщения водяного пара в атмосфере, чем для ней тральных центров. Поэтому при наличии заряженных центров конденсации процесс роста облаков ускоряется.

Рис. 3.6.7. Временные зависимости сред- Рис. 3.6.8. Временные зависимости сред негодовых значений атмосферного тока J негодовых значений числа молниевых раз (светлые квадраты) и потока космических рядов m над южными районами Соеди лучей N (темные точки) в атмосфере сред- ненных Штатов и скоростью образования них широт (Stozhkov, 2003) ионов q в столбе воздуха в интервале высот X = 250–800 г/см2 на средних широтах 352 Гл. 3. Гелиосфера 3.6.7. Основные характеристики солнечных космических лучей (СКЛ) Солнечные космические лучи — энергичные частицы, наблюдаемые в межпла нетном пространстве в результате взрывных энерговыделений на Солнце — после вспышек, в результате выброса корональной массы, иногда после исчезновения сол нечного волокна. В иностранной литературе принят термин — энергичные солнечные частицы (Solar Energetic Particles, SEP). Более 90 % СКЛ — протоны, поэтому появление СКЛ и дальнейшую эволюцию их потоков часто называют солнечным протонным событием. Длительность события зависит от энергии: в релятивистской области она обычно составляет несколько часов, при энергиях 10 МэВ — до нескольких суток. Элементный состав СКЛ не постоянен, для больших событий он соответствует составу солнечной короны, для малых — обогащен тяжелыми элементами и, в некоторых событиях, — изотопом 3 Не. Элементный состав СКЛ, так же, как и их зарядовое состояние, отражает условия, в которых происходит ускорение, и является хорошим инструментом для изучения происхождения СКЛ.

Интенсивность солнечных электронов обычно намного меньше, чем протонов при той же кинетической энергии, хотя соотношение электронной и протонной компонент СКЛ варьирует в широких пределах.

Нижний энергетический предел СКЛ не определен, частицы ускоряются, начиная с тепловых энергий. Ионы с энергией ниже нескольких сотен кэВ обычно назы вают надтепловыми, при большей энергии они называются энергичными. Область энергий от одного до сотен кэВ населена частицами, ускоренными на Солнце и в межпланетной среде, которые могут служить материалом для дальнейшего ускоре ния механизмами, требующими большой энергии инжекции. Верхний предел СКЛ достигает десятков ГэВ, хотя в громадном большинстве событий энергия частиц не превышает сотен МэВ. Есть указания на регистрацию мюонов с энергией в сотни ГэВ во время солнечных протонных событий (Karpov et al., 2005), что соответствует первичным протонам с энергией порядка 1 ТэВ, однако природа таких событий пока совершенно не изучена, они могут представлять собою отдельный класс. Потоки СКЛ разных энергий не могут быть измерены одним прибором. Наземными при борами (нейтронными мониторами, мюонными телескопами, а в последнее время и установками, предназначенными для регистрации широких атмосферных ливней) регистрируются только самые мощные события, содержащие релятивистские СКЛ.

В литературе за ними закрепилось название Ground Level Enhancement (GLE) — наземное возрастание. До Земли доходят и регистрируются только вторичные части цы, рожденные при взаимодействии СКЛ релятивистских энергий с ядрами атомов атмосферы Земли. С помощью баллонов в стратосфере можно измерять потоки СКЛ в интервале энергий 100–500 МэВ/н (Стожков и др., 2004). При меньших энергиях СКЛ измеряются на космических аппаратах. Одно из мощных солнечных протонных событий показано на рис. 3.6.9, где хорошо виден масштаб возрастания и его длительность при разных энергиях солнечных протонов.

Ниже будут описаны особенности временного профиля интенсивности СКЛ. При нято характеризовать событие энергетическим спектром в максимуме временного профиля (заметим, что этот максимум может наступать в разное время для ча стиц разных энергий) или энергетическим спектром флюенсов, когда потоки частиц в каждом энергетическом диапазоне интегрируются по продолжительности события.

Энергетические спектры ряда наиболее мощных солнечных протонных событий пред ставлены на рис. 3.6.10. Наиболее мощным из хорошо измеренных представляется событие 23 февраля 1965 г. (Мирошниченко, 2003), однако в прошлом по-видимому наблюдались даже более мощные события (Duggal, 1979;

McCracken et al., 2001).

3.6. Энергичные частицы и космические лучи Рис. 3.6.9. Временной ход интенсивности солнечных протонов с энергией больше 10, 30, 50, 100 МэВ (по данным спутника GOES-11) и больше 1000 МэВ (по данным нейтронного мони тора в Апатитах). Фон галактических космических лучей вычтен. Черными треугольниками отмечен приход фронта ударной волны Форма и эволюция энергетического спектра СКЛ зависят от механизма и условий ускорения и распространения частиц.

Солнечные протонные события происходят спорадически, но их частота зависит от уровня солнечной активности: в эпохи минимумов активности события СКЛ маловероятны, но возможны. В тече ние 11-летнего цикла солнечной ак тивности происходит 12–15 наземных возрастаний СКЛ, а число событий, в которых поток солнечных протонов сE 10 МэВ превосходит величи ну J = 10 см2 · с1 · ср1, достигает 70–80. Надтепловые частицы солнечно го происхождения присутствуют в ге лиосфере всегда и их потоки изменя ются в фазе с солнечной активностью (Kiraly, 2005;

Зельдович и др., 2003).

СКЛ являются богатым источником информации для изучения процессов ускорения и распространения заряжен ных частиц в солнечной и межпланет ной плазме. В практическом отношении СКЛ важны как один из основных фак торов прямой радиационной опасности для человека в околоземной среде. Спо радические вторжения СКЛ в около земное пространство играют большую роль в формировании космической по Рис. 3.6.10. Интегральный энергетический годы, оказывающей влияние на состоя- спектр солнечных протонов наиболее мощных ние солнечных батарей и электронных событий систем, функционирующих на орбите (например, Белов и др., 2004). Крупные протонные события приводят к заметному истощению озонового слоя Земли (Криволуцкий и др., 2004).

12 Плазменная гелиогеофизика 354 Гл. 3. Гелиосфера 3.6.8. О происхождении СКЛ Физические процессы, лежащие в основе происхождения и развития солнечных протонных событий, сложны и до конца не исследованы. В течение десятилетий идет дискуссия о происхождении СКЛ. Первоначально СКЛ были зарегистрированы на Земле ионизационными камерами в феврале и марте 1942 г. (Forbush, 1946) после мощных вспышек на Солнце, и долгое время считалось, что именно вспышки, и толь ко они, ответственны за генерацию энергичных солнечных частиц. Хотя для подав ляющего большинства солнечных протонных событий удавалось найти соответству ющую родительскую вспышку, существовали экспериментальные факты, которые было трудно объяснить в рамках этой концепции. Например, данные по анизотропии первых приходящих к наземному наблюдателю частиц говорили о распространении их вдоль магнитных силовых линий межпланетного магнитного поля (ММП), причем начальная анизотропия практически не зависела от места вспышки на Солнце, по крайней мере, в пределах ±(50–60 ) от долготы соединения с Солнцем силовой линии наблюдателя. В то же время частицы очень быстро приходили от вспышек, находящихся на большом угловом расстоянии от силовой линии ММП, соединяющей Солнце и Землю. Это привело к гипотезе о корональном распространении СКЛ, в ходе которого частицы могли быть перенесены на большие расстояния в короне Солнца, выходить в ММП с площади, покрывающей угловые размеры порядка 100, и достигать наблюдателя, двигаясь вдоль силовых линий ММП (Reinhard, Wibberenz, 1974). Хотя такие представления были общепринятыми на протяжении двух десятилетий, некоторые наблюдательные данные не укладывались в их рамки, в частности, получалось, что корональный перенос не зависит от жесткости (энергии) частиц и происходит без потерь энергии. Противоречия можно было устранить, если предположить, что при распространении в короне происходит дополнительное ускорение частиц, о чем упоминалось уже в 70-е гг. прошлого столетия (например, Bai, Ramaty, 1976;

Lin, Hudson, 1976, Bazilevskaya, Vashenyuk, 1979). В 1993 г.

появилась статья (Gosling, 1993), в которой главным солнечным ускорителем высту пили ударные волны, инициируемые корональными выбросами массы. Корональные выбросы массы довольно часто, но не всегда, ассоциируются с эруптивными проту беранцами, вспышками, многочасовыми возрастаниями излучения мягкого рентгена, радиовсплесками II и IV типа. СКЛ сопровождают лишь небольшую часть КВМ, причем только те из них, ускорение которых на высотах 30R превышает 10 м/с (Kocharov et al., 2001). Выявление количественной связи между частотой КВМ и частотой событий СКЛ затруднено ввиду скважности наблюдений на коронографе, трудностей в определении места зарождения КВМ и направления его движения.

Что касается СКЛ, то практически все достаточно мощные и продолжительные события СКЛ — так называемые постепенные события — происходят после КВМ на Солнце. Однако менее мощные и короткие события СКЛ (импульсные) по большей части связаны только с вспышкой (например, Gosling, 1993;

Reames, 1999). Примеры постепенного и импульсного события показаны на рис. 3.6.11. Импульсные события СКЛ являются как правило слабыми по амплитуде, длятся в течение нескольких часов и происходят 1000 раз в год (в эпоху высокой солнечной активности). Они связаны с вспышками на западном полушарии Солнца, в пределах ±30 от долготы соединения наблюдателя (которая составляет W60 при скорости солнечного ветра 4 · 107 см/с). Сопровождающее их мягкое рентгеновское излучение (1–8 длится от A) нескольких минут до 1 ч, радиоизлучение относится к типам III и V. В этих событиях много электронов, 3 Не (фактор до 2000 по сравнению с короной) и тяжелых ионов (фактор 10), зарядовое состояние ионов свидетельствует о высокой температуре 3.6. Энергичные частицы и космические лучи Рис. 3.6.11. Временной ход интенсивности энергичных солнечных частиц (сверху вниз):

электронов с E = 0,175–0,315 МэВ (данные спутника АСЕ), протонов с E = 4–9 МэВ, E = 9–15 МэВ, E = 15–40 МэВ (данные GOES). Вертикальный отрезок с черным кружком — время вспышки, пунктиром показано время прихода ударного фронта: а — постепенное событие, б — импульсное событие источника (до 10 МК). По современным представлениям (Reames, 2002), импульсные события могут возникать в районе вспышки в областях магнитного пересоединения с открытыми силовыми линиями, где частицы ускоряются под действием резонанс ного стохастического механизма и имеют возможность выйти в межпланетную среду вдоль открытых силовых линий магнитного поля в виде узкого пучка.

Постепенные события СКЛ являются наиболее мощными по энергии и интенсив ности, характерное время их длительности — несколько суток, частота появления 10 в годы высокой солнечной активности. Они сопровождаются длительными рентгеновскими всплесками, иногда гамма-излучением и нейтронами, а также радио излучением II и IV типов, частицы приходят к наблюдателю из области с угловыми размерами 180, причем направление прихода совпадает с силовой линией ММП.

Постепенные события бедны электронами, их элементный состав при усреднении по всему событию отражает состав солнечной короны, а зарядовое состояние ионов со ответствует температурам 2 МК. Считается, что в постепенных событиях частицы ускоряются в областях с замкнутыми силовыми линиями, где они захватываются и в конечном итоге поглощаются в солнечной атмосфере, производя при этом рентге новское и гамма-излучение, а также вторичные нейтроны (Кочаров, 1983;



Pages:     | 1 |   ...   | 11 | 12 || 14 | 15 |   ...   | 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.