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 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 25 |

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

-- [ Страница 3 ] --

Сглаженные среднемесячные числа Вольфа в максимумах высоких циклов (как, например, во второй половине XX в.) могут достигать почти 200, а в низких (начало XIX в.) — всего лишь около 50. Самое большое наблюденное значение суммарной среднемесячной площади пятен составляло 4900 милионных долей площади видимо го диска Солнца:

Можно сформулировать следующие основные закономерности цикла солнечных пятен.

1. Пятна нового цикла возникают за несколько лет до минимума на относительно высоких широтах 35–40. С течением времени зона пятнообразования перемеща ется на все более низкие широты, приближаясь к экватору. Но в непосредственной близости к экватору в пределах ±5 пятна появляются редко. Этот закон часто называют законом Шперера, график зависимости положения пятен от времени и ши роты — диаграммой бабочек Маундера (рис. 1.4.6, а).

2. Выше упоминался закон Хейла, согласно которому картина полярности пятен в каждом следующем цикле изменяется по отношению к предыдущему на обратную.

Это естественным образом указывает на то, что в физическом смысле основным является не 11-летний, а 22-летний цикл. Тогда возникает вопрос, что считать началом 22-летнего цикла. Если бы все 11-летние циклы были одинаковы, этот вопрос был бы довольно бессмысленным. Однако оказалось, что обычно четный цикл ниже следующего за ним нечетного, и, более того, наблюдается высокая корреляция «четный — следующий нечетный цикл» и низкая «нечетный — следующий четный цикл». Это правило, объединяющее соседние 11-летние циклы в пары, называется правилом Гневышева—Оля (1948). Первоначально это правило было установлено для 1.4. Магнитные поля и индексы активности Рис. 1.4.6. Изменение широты, занимаемой поясом пятен (а) и среднесуточные значения площади солнечных пятен в процентах от площади видимой полусферы Солнца (б) интегральных за цикл значений числа Вольфа, и только позднее Копецкий (1950) распространил это правило на максимальные в цикле значения. Это правило было нарушено в паре 22–23 и в уже упоминавшейся паре 4–5.

3. Вблизи максимума циклов часто наблюдается локальный минимум (см.

рис. 1.4.4), иногда его называют провалом Гневышева (Gnevyshev gap). Сам М. Н. Гневышев, если быть точным, чаще говорил не о «провале», а о двухвершинной форме максимума цикла: первый максимум он связывал с возрастанием числа активных событий, а второй — с увеличением их средней мощности. Имеется также интерпретация провала Гневышева как наложения на 11-летний цикл квазидвухлетних вариаций (см. ниже) (Benevolenskaya, 1995).

4. Первые пятна нового цикла появляются задолго до минимума, т. е. раньше, чем исчезают пятна предыдущего цикла. Циклы как бы существуют одновременно, но на разных широтах. Это дало основание предположить, что истинная длина цикла не 11, а 15–17 лет (Harvey, 1992). В этом случае говорят о «расширенном» цикле.

Для характеристики временного сценария цикла Витинский и др. (1986) и Куклин и др. (Kuklin et al., 1990) ввели понятие опорных точек цикла. Эти опорные точки следующие: tDm и tmA — начало и конец фазы минимума соответственно (от английских слов «ascending», «descending» и «minimum»), tAM и tM D — начало и конец фазы максимума, обозначаемого буквой M. Как уже говорилось, 11-летний цикл является сегодня естественным календарем для описания временного развития многих явлений на Солнце. Именно поэтому при введении понятия опорных точек ожидалось, что они будут проявляться одновременно во всех солнечных индексах как моменты их резких изменений. Хотя это в целом и подтвердилось, однако оказа лось довольно много явлений (в первую очередь относящихся к крупномасштабным полям), резкие изменения в которых сдвинуты по времени по сравнению с опорными точками, определенными по локальным полям. Тем не менее, понятие опорных точек и сейчас удобно использовать как основу для описания циклов любых индексов.

Подробное определение опорных точек и их дат дано в (Обридко, Шельтинг, 2003).

Крупномасштабное магнитное поле также изменяется с 11-летним циклом. Строго говоря, под крупномасштабным магнитным полем следует понимать все поля за пределами активных областей. В этом смысле они распространены по всей поверх ности Солнца и не ограничиваются каким-либо поясом широт. Если мы выделяем 54 Гл. 1. Солнце. Общие сведения среди них масштаб, сравнимый с радиусом Солнца, такое поле принято называть глобальным. Можно измерять поле вблизи полюсов Солнца, и тогда такое поле следует называть полярным. Можно просто анализировать характеристики поля на поверхности источника, которое полностью определяется только полями с самым большим масштабом. Можно выделить отдельно дипольную или квадрупольную составляющие. Существует еще термин общее магнитное поле, который не имеет четкого физического определения и часто отождествляется с крупномасштабным полем. Наконец есть еще измерения магнитного поля Солнца как звезды в ин тегральном потоке. Все эти поля тесно связаны друг с другом, сходным образом зависят от времени и во многих публикациях отличие между ними игнорируется.

Тем не менее, следует всегда иметь в виду, что с физической точки зрения все это совершенно разные объекты и, вообще говоря, в различных приложениях они могут выступать по разному. Как уже говорилось, крупномасштабные поля простираются по всей поверхности Солнца. В отличие от локальных полей, с течением времени они дрейфуют к полюсам. Это хорошо видно на рис. 1.4.7, а, который показывает измере ния продольного поля на обсерватории Китт Пик. Видно, что крупномасштабное поле дрейфует к полюсам, достигая максимума на полюсах одновременно с минимумом локальных полей. Часто можно слышать утверждение, что крупномасштабное поле изменяет свой знак в максимуме цикла локальных полей. Это не совсем корректное а б Рис. 1.4.7. Осредненные по долготе значения магнитного поля, измеренные вдоль луча зре ния (а);

рассчитанная радиальная компонента магнитного поля (б) 1.4. Магнитные поля и индексы активности утверждение, и оно относится только к полярному полю, либо к дипольной состав ляющей крупномасштабного поля (этот момент часто называют переполюсовкой).

На самом деле смена знака крупномасштабного поля на разных широтах происходит в различные моменты времени. Это хорошо видно из следующего рис. 1.4.7, б, на котором показан расчет радиальной компоненты среднего радиального поля с таким усреднением, что локальные поля на них не видны.

Заметим, что и здесь временной интервал от смены знака в приэкваториальных широтах до переполюсовки полярного поля занимает больше 11 лет (примерно 15–17 лет). Иногда в низких широтах можно наблюдать нечто вроде предвестника переполюсовки (Obridko, Gaziev, 1992).

Другое принципиальное правило локальных полей — закон Хейла — тоже следует пересмотреть в отношении крупномасштабных полей. Вообще говоря, в крупномас штабных полях нельзя говорить о ведущей или ведомой полярности. Поэтому закон Хейла следует переформулировать так: внутри активной области трансверсальная компонента поля в северном полушарии в нечетном цикле направлена к востоку (B 0). Имея расчет всех компонент магнитного поля этот закон можно проверить для крупномасштабного поля. Естественно среднее поле B вдоль данного круга широты при отсутствии глобальных токов на фотосфере должно быть равно нулю.

Но можно проверить, одинаковую ли площадь занимают поля с разным знаком B.

Оказалось, что «антихейловское» направле ние B в крупномасштабном поле встреча ется значительно чаще (см. рис. 1.4.8).

Таким образом, локальные поля с хей ловским законом направления погружены в антихейловскую среду. Это можно интер претировать как следствие того, что круп номасштабное поле хранит следы предыду щего цикла (Беневоленская и Косовичев, 2006), и в этом случае крупномасштабное и локальное поля принадлежат к разным цикла. С другой стороны, это может быть специфическим отражением механизма ге нерации магнитного поля в конвективной Рис. 1.4.8. Разность числа дней с B и числа дней с B 0 внутри каждого зоне.

двухгодичного интервала Собственно дипольное поле изменяется в противофазе с локальными полями. Од нако бытующее зачастую представление об исчезновении дипольной составляющей в период максимума циклов неверно. Можно представить себе следующую картину.

Солнечный диполь подвижен в теле Солнца. В течение некоторого времени в бли зи минимума цикла полюс диполя располагается вблизи полюса вращения Солнца, совершая при этом перемещения по долготе, напоминающие прецессию с характер ным временем порядка 2 лет. Затем он перемещается в экваториальную зону, где и располагается в течение максимума цикла. Эту ситуацию мы воспринимаем как переполюсовку полярного поля. Затем диполь перемещается в другую полусферу Солнца (Лившиц и Обридко, 2005, 2006).

Для характеристики цикла крупномасштабного поля создано несколько индексов (Obridko, Yermakov, 1989;

Obridko et al., 1989;

Obridko, Shelting, 1992;

Tlatov, Makarov, 2003), наиболее распространенный из которых i(Br ) характеризует собой энергетику наиболее крупномасштабных магнитных полей на Солнце. Максимум это го интегрального индекса не совпадает ни с максимумом, ни с минимумом локальных полей, поскольку отражает вариацию крупномасштабных полей на всех широтах.

56 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Особое значение имеют области так называемых «открытых» магнитных полей.

Условно под открытым полем принято называть поле, силовые линии которого достигают зоны, где преобладает солнечный ветер. Другими словами, открытым считается поле, силовые линии которого свободно уходят в космическое простран ство и образуют магнитную структуру гелиосферы. Хотя они заполняют собой всю гелиосферу (или в рамках традиционной модели — всю поверхность источника), на уровне фотосферы или в нижней короне они обычно обрисовывают собой довольно ограниченные детали. Физически именно они и являются тем агентом, который приводит к возникновению корональных дыр. В минимуме цикла открытые поля образуют нечто вроде полярной шапки, с приближением к максимуму они становятся многосвязными и сдвигаются к средним и экваториальным широтам. В минимуме цикла они могут существовать без значительных изменений несколько лет, в мак симуме их характерное время жизни несколько оборотов. Циклическая вариация открытых полей была изучена на большом временном интервале (Obridko, Shelting, 1999b).

До сих пор в рамках данного раздела мы рассматривали циклы локальных и крупномасштабных полей раздельно как вариацию двух независимых объектов.

На самом деле, они конечно теснейшим образом связаны. В конечном счете, скорее всего именно крупномасштабные поля по-видимому поставляют тот материал, из которого и формируются локальные поля. Обратная ветвь пока не ясна. Механизм Бебкока—Лейтона, в котором крупномасштабное поле формируется из остатков ак тивных областей, встречает ряд трудностей. Более того в многочисленных работах Пулковских коллег (см. Makarov et al., 2001 и ссылки в ней) показано, что развитие цикла локальных полей повторяет цикл полярного поля со сдвигом на полцикла.

Организующая роль крупномасштабных полей видна также в хорошо известном факте концентрации мощных активных областей к границам секторной структуры (Obridko, Bumba, 1969).

Все пространство от Солнца к Земле можно разделить на две области. Сначала энергия магнитного поля много больше, чем кинетическая энергия плазмы. Токами в этой области в первом приближении можно пренебречь и можно использовать потенциальное приближение. В этой области магнитное поле падает в среднем по закону 1/r 3. На гелиоцентрическом расстоянии в 2–4R поле становится слабым, и им уже можно пренебречь. Начиная с этого расстояния поле увлекается солнечным ветром. Однако поскольку концы магнитных силовых линий как бы «закреплены» на вращающемся Солнце, радиально расходящийся поток солнечного ветра формирует спиральные силовые линии. Силовая линия составляет угол с линией Солнце— Земля: r, = VSW где r — радиальное гелиоцентрическое расстояние, — угловая скорость вращения Солнца, VSW — скорость солнечного ветра. При средней линейной экваториальной скорости вращения Солнца около 2 км/с и средней скорости солнечного ветра 400 км/с получаем /4 на уровне орбиты Земли. При этом крупномасштабная структура магнитного поля вблизи Солнца должна отражаться в структуре магнит ного поля вблизи Земли со сдвигом по времени около 4,5 сут. Этот временной сдвиг часто называют транспортным временем.

Установление радиального расстояния, где область «свободного» поля сменяется областью, где преобладает солнечный ветер, не совсем простая задача. Обычно с целью получить наилучшее согласие с наблюдениями межпланетного магнитного поля вблизи Земли предполагают, что граница между этими областями представляет собой сферу с радиусом 2,5R или 3,25R. На поверхности этой сферы все силовые 1.4. Магнитные поля и индексы активности линии предполагаются радиальными, потенциал равен нулю и саму эту поверхность называют поверхностью источника. Тогда, имея данные измерений на поверхности фотосферы, вводя предположения о потенциальности поля в сферической полости между фотосферой и поверхностью источника и равенстве нулю потенциала на этой поверхности, можно рассчитать поле внутри этой полости. Далее, используя дополнительно предположение о радиальном расширении (т. e. предполагая закон падения поля 1/r 2 ), можно рассчитать поле и во всей гелиосфере.

При этой концепции поле во всей гелиосфере является масштабно деформирован ным и смещенным по времени на 4 дня отражением поля на поверхности источника.

Прямым следствием этого стали понятия секторной структуры, гелиосферного нейтрального слоя и гелиосферного экватора. Дело в том, что в потенциальной полости действует закон 1/r3, и поле на поверхности источника формируется толь ко глобальными гармониками с характерными размерами, сравнимыми с радиусом Солнца. Это означает, что нейтральная линия на поверхности источника представля ет собой обычно изогнутую линию, напоминающую синусоиду с пространственным периодом, эквивалентным 27 или 14 дням (см. подробнее в гл. 8).

1.4.4. Локальные магнитные поля и активные области М. А. Лившиц, В. Н. Обридко Развитие основных активных процессов на Солнце связано с появлением на его поверхности магнитных полей. На рис. 1.4.9 приведены карты магнитного поля и изображение Солнца в белом свете для одного из дней прошедшего максимума солнечной активности. Видно, что солнечные пятна развиваются в местах усиления магнитного поля размером в несколько минут дуги. Это локальные магнитные поля, эволюция которых вызывает совокупность процессов активности.

а б Рис. 1.4.9. Пятна (а) и магнитные поля (б) по наблюдениям на SOHO 58 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Холмы поля занимают на Солнце как правило 20–30 и объединяются в бипо лярные области. Лишь условно эволюцию каждой активной области можно считать независимой. Тем не менее, связи между отдельными активными областями, и вли яние полей более крупного масштаба на локальные поля хотя и существует, но прослеживается с трудом.

Статистически магнитный поток активной области (АО) связан с временем ее жизни. Так, большие АО с магнитным потоком в несколько единиц на 1021 Мкс существуют несколько месяцев (максимально до полутора лет), малые АО с потоками от 1020 до 1021 Мкс живут от нескольких дней до нескольких недель, и эфемерные АО с потоками менее 1020 Мкс имеют время жизни от нескольких часов до одного дня (Григорьев, Ермакова, 1986;

Григорьев 1989;

Головко, 1998). Магнитный поток пятна тесно связан с его площадью: = 0,4Hm S, где Hm — максимальная напря женность поля в пятне, а S — его площадь.

Основные представления о солнечных пятнах и комплексах активности изложены в монографии В. Н. Обридко (1985). Отметим только, что в последние годы широко используется Маунт-Вилсоновская магнитная классификация групп пятен, основан ная на распределении их полярностей внутри центра активности. Различные типы обозначают буквами греческого алфавита. Пятна с одной полярностью обозначаются буквой, биполярная группа — буквой. Если линия раздела полярностей плохо выражена, добавляется буква (тип ) или, когда ее вообще нет, тип центра активности называют. Очень важным оказалось введение в дальнейшем понятия — конфигурации: группы, где присутствуют ядра различной полярности в пределах общей полутени.

Развитие большинства групп происходит от типа к типу, и они наиболее распространены на Солнце. Изменение площади или типа группы со временем обычно достигает максимума и затем плавно спадает. Как было отмечено Ермаковой (1985), в каком-то смысле «стадии стабильного существования активной области нет». Однако лишь некоторые группы достигают типов и особенно, их магнитный поток остается близким к максимальному в течение нескольких суток, и именно в таких группах происходят большие вспышки.

Обычно большая активная область уже при всплытии характеризуется вытянутой по широте формой с размерами свыше 30 тыс. км. При ее появлении темные в белом свете и в линии Н образования растекаются от центра области к западному и восточ ному концам. Лидирующее, западное, и восточные пятна группы обычно соединяют ся несколькими промежуточными малыми образованиями. Чаще всего именно область малых пятен демонстрирует активность, связанную с появлением там нового магнит ного потока. Развитие активной области происходит в несколько раз быстрее, чем ее последующее исчезновение. Первыми из активной области исчезают темные элементы, и только затем — яркие, которые являются зернами фотосферных факелов.

Новые активные области возникают на стыке супергрануляционных ячеек. В АО супергрануляционная структура сильно искажена, однако по мере затухания ак тивности и расширения области факелов структура ярких ячеек супергрануляции становится хорошо выраженной. Переход к спокойной супергрануляционной картине происходит медленно. Он проявляется не только в том, что контраст границ су пергрануляционных ячеек ослабевает, но и сопровождается уменьшением времени жизни этих ячеек от нескольких дней в АО до примерно 20 ч в спокойной области.

Яркие кольцевые образования, окружающие развитые пятна, существуют одну или, изредка, несколько недель.

Сложное взаимодействие между магнитными полями и движениями рассматрива ется в теории магнитоконвекции (Weiss, 2001;

Proctor, 2004). Эти представления уже учитывают последние результаты гелиосейсмологии о том, что «основание» пятна 1.4. Магнитные поля и индексы активности располагается на глубине не более 25 тыс. км (слои холоднее окружающих, тянутся примерно до 8 тыс. км, и еще на 16–17 тыс. км простирается вниз более горячая область). Горизонтальные движения в ячейках супергрануляции охватывают слой до глубины 12–18 тыс. км под фотосферой. Численное моделирование позволяет выявить связь между мелкомасштабными жгутами силовых линий, концентрирую щимися в темных межгранульных промежутках и на границах супергрануляцион ной сетки, и локальными полями активных областей. Как известно, поля в тени пятен в среднем составляют 3000 Гс, но иногда 5000 Гс, а в порах составля ют 1500–2000 Гс. В активных областях модуль поля составляет сотни гауссов и, в отличие от пятен, где поля преимущественно вертикальные, направление вектора поля в факелах гораздо ближе к тангенциальному. Яркие точки в факелах груп пируются в отдельные волокна, существующие в течение времени жизни активной области. В фотосфере магнитное поле концентрируется в отдельные жгуты, кото рые практически сохраняются в хромосфере, но замыкаются часто там на точки с противоположной полярностью. Соответствующие низкие волокна — фибриллы — являются характерной особенностью не только спокойной, но в большей степени активной хромосферы (см., например, Пикельнер, 1971). Выход магнитного поля из холодного, хромосферного вещества в горячую, корональную плазму сопровождается значительным расширением жгутов. Условно можно считать, что сечение магнитного жгута, выходящего из границы супергрануляции в корону, возрастает в 5–10 раз.

Система формирующихся корональных петель весьма сложна, что отражает струк туру нижележащих магнитных полей.

Самым верхним уровнем АО является корональная конденсация. Это образование было названо так потому, что плотность плазмы внутри в среднем в три раза выше, чем в окружающей короне. Многочисленные изображения короны в край нем ультрафиолетовом и мягком рентгеновском диапазонах показывают, что плазма концентрируется в отдельных корональных петлях, в которых плотность на порядок превышает фоновую и достигает 109 см3. Тот факт, что даже самые длинные петли внутренней короны (до 0,3R ) практически не расширяются, может быть связан с бессиловой структурой поля. Эта закрученность магнитных силовых линий проявляется в некоторых нестационарных процессах, при которых разрыв петли сопровождается сильными вращательными движениями плазмы. В редких случаях на прямых снимках короны можно увидеть особые точки магнитной конфигурации (рис. 1.4.10). Заметим, что обычно количество и характеристики петель оказываются очень тесно связанными с эволюцией и движениями нижележащих магнитных полей.

Рис. 1.4.10. Пример наблюдений особой точки в короне (Филиппов, 2007) 60 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Вообще говоря, потоки мягкого рентгеновского излучения в двух спектральных диапазонах позволяют определить меру эмиссии и температуру в корональных пет лях. Это среднее значение близко к 2–3 млн К, а мера эмиссии к 1 баумбаху равна 1049 см3. Однако очень часто вблизи центра АО существует более горячий источник, и меру эмиссии всей АО нельзя определить в рамках однотемпературной модели. Характерное распределение дифференциальной меры эмиссии приведено на рис. 1.3.7, откуда видно, что часть плазмы АО имеет температуры вплоть до млн К. В наиболее жесткой области регистрации излучения 284 спутника SOHO A активные области выделяются лучше всего, см. рис. 1.4.11.

Рис. 1.4.11. Снимок Солнца, полученный 16 января 2005 г. в спектральной области A 1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы М.А. Лившиц 1.5.1. Общие сведения о наблюдениях в различных диапазонах и сценарий вспышек Многочисленные наблюдения солнечных вспышек начаты около 50 лет тому на зад, когда стали широко использоваться интерференционно-поляризационные филь тры. Эти явления называли хромосферными, поскольку они наблюдались в линии водорода H и реже в линиях Н и К ионизованного кальция. Вспышки проявляются как внезапное увеличение яркости малого участка хромосферы активной области, который быстро превращается в две светящиеся ленты. Вспышки возникают в груп пах пятен, но в нескольких процентах случаев появляются в центрах активности, лишенных пятен. Снимки вспышек в центре линии H сильно различаются от события к событию. Общей чертой вспышек является появление яркой точки вблизи пятен, превращающейся в две ленты, которые быстро расходятся в пределах всей активной области. Вид и эволюция лент сильно зависят от конфигурации магнитного поля, формы нейтральной линии, разделяющей магнитные поля противоположной направленности. На заключительных стадиях вспышки развиваются системы петель, 1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы заполненных холодной (с T 104 К) плазмой. Эти петли лучше всего наблюдаются на фоне неба — в тех случаях, когда вспышка располагается вблизи лимба.

Северный (1958) показал, что вспышечные ленты располагаются по обе стороны от линии раздела полярностей продольного магнитного поля. Площади вспышек в линии H могут превышать 103 (1000 млн долей) от площади полусферы;

яркости отдельных точек могут в несколько раз превышать яркость спокойной хромосферы.

По значениям площади и яркости разработана шкала оптических баллов вспышек:

1–4 по мере возрастания площади и S (small), N (normal) и B (bright) по яркости.

Так, типичная мощная вспышка характеризуется баллом 3B.

Очень редко, в частности, в этой вспышке кроме хромосферного излучения, наблюдаются яркие точки в непрерывном оптическом континууме. Они возникают вблизи пятен, часто в полутени и исключительно редко в тени пятна и существуют от одной до нескольких минут в начале развития всего процесса. Эти события называют белыми вспышками.

Одна хромосферная вспышка отличается от другой количеством ярких точек, их временем жизни, расположением относительно пятен и т. д. Общей чертой вспышек является их связь с движениями вещества и протуберанцами. Многообразие мор фологических особенностей, связанное с различием магнитных конфигураций тех центров активности, где возникают вспышки, долгое время не позволяло проводить какого-либо достоверного анализа физических процессов, происходящих при этих нестационарных явлениях. Иначе говоря, каждая хромосферная вспышка требовала разработки индивидуальной теории или по крайней мере собственной конфигурации магнитного поля данной активной области.

Начавшиеся с середины 60-х гг. ХХ в. рентгеновские наблюдения сразу проде монстрировали, что основной процесс при вспышке — это формирование системы корональных петель, заполненных горячей плазмой с температурой от нескольких до десятков МК. В большинстве случаев соответствующие временные изменения потока мягкого рентгеновского излучения похожи друг на друга и характеризуются быстрым подъемом и медленным спадом. Эти первые регистрации вспышек в мягком рентгеновском диапазоне сделали очевидными два вывода: первый — вспышка раз вивается в основном в короне, а не в хромосфере, и второй — о том, что основное энерговыделение происходит на начальной стадии процесса, а затем идет процесс постепенного остывания горячей плазмы. Вспышку, или рентгеновскую вспышку, стали отождествлять с системой петель, заполненных плазмой с температурой от до 20 МК (рис. 1.5.1).

а б Рис. 1.5.1. Вспышка в День Бастилии 14 июля 2000 г. (оптический балл 3В, рентгеновский — Х5.7) по данным спутника TRACE: а — снимок фотосферы — группа пятен с наложенным изображением в синих лучах (хромосфера в основаниях корональных петель) в момент 10:28:11;

б — корональные петли — изображение в диапазоне A 62 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Огромное количество внеатмосферных наблюдений солнечных вспышек позволяет сегодня по-новому взглянуть на развитие нестационарных явлений на Солнце. Боль шинство из них, особенно мощных, включает в себя выброс плазмы (эрупция в виде сёржа или коронального выброса массы — КВМ), один или несколько импульс ных актов выделения энергии и последующее формирование системы вспышечных петель. Высота обычных корональных петель не превышает 30000 км. Однако в дли тельных явлениях, длящихся в мягком рентгене более получаса, петли поднимаются выше 0,1R и существуют много часов.

Мощные вспышки могут состоять из нескольких эпизодов, различным образом связанных между собой. В таком случае наиболее мощное импульсное энерговыде ление происходит тогда, когда вспышечный процесс непосредственно приближается к большому пятну или группе больших пятен.

Изменение во времени потоков излучения различных типов для «типичной»

вспышки показано на рис. 1.5.2. Во многих случаях удается отчетливо выделить Рис. 1.5.2. Изменение потоков излучения в ходе типичной солнечной вспышки (Кацова, Лившиц, 1991) импульсную (жесткую) фазу, длящуюся несколько минут. Обычно ее отождествляют с жестким рентгеновским всплеском. В это же время наблюдается микроволновой всплеск, иногда непрерывное излучение в коротковолновом (менее 2000 и оптиче A) ском диапазонах, а также другие эффекты, связанные с ускорением частиц (ядерные линии и т. д.). На временном профиле изменений интенсивности в центре линии H (рис. 1.5.1) виден процесс постепенного затухания свечения таких петель.

В большинстве случаев соответствующие временные изменения потока мягко го рентгеновского излучения похожи друг на друга и характеризуются быстрым подъемом и медленным спадом. Рентгеновские изображения систем вспышечных петель для разных событий сходны по морфологии. Однако начало вспышки на стадии формирования системы петель отличается значительным разнообразием про исходящих процессов. На этой фазе наблюдается всплеск жесткого рентгеновского излучения, отражающий появление и эволюцию потоков ускоренных электронов. Эти же электроны ответственны за генерацию микроволнового радиоизлучения на этой фазе вспышки. Воздействие потока ускоренных электронов на плотные нижележащие слои хромосферы приводит к свечению ультрафиолетового и иногда оптического 1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы континуума. Достаточно редкий случай — это белая вспышка, т. е. появление вблизи пятен ярких точек в белом свете. Заметим, что нетепловые процессы, связанные с ускоренными частицами, отражаются в той или иной степени на временных профи лях мягкого рентгеновского излучения, Н -свечения и радиоизлучения в метровом диапазоне.

Использование рентгеновских наблюдений вместе с результатами наземных ис следований позволили создать первый физически обоснованный сценарий вспышки (рис. 1.5.3). В его основе предполагается, что внезапный нагрев плазмы и уско Рис. 1.5.3. Схематическое изображение вспышечных петель. Пунктиром показана нейтральная линия, разделяющая магнитные поля противоположной полярности рение некоторого количества частиц происходит на небольшой высоте в области, непосредственно примыкающей к солнечному пятну. Основная масса ускоренных частиц и горячая плазма быстро распространяются по тем силовым линиям, которые связывают область первичного энерговыделения с другим основанием корональной петли. Эта достаточно высокая вспышечная петля, заполненная испарившейся из ее оснований очень горячей плазмой и ускоренными частицами, отчетливо наблюдается в последние годы как область развития высокоэнергичных процессов. Далее процесс переходит в корональные слои, где происходит дополнительное выделение энергии, сопровождающееся формированием аркады высоких петель, располагающихся над нейтральной линией. Потоки мягкого рентгеновского излучения возрастают, дости гая максимальных значений уже при сформировавшейся арочной системе во всей активной области.

Физика импульсных явлений на Солнце — это проблемы источника первичного энерговыделения, в том числе механизма ускорения частиц, кинетики пучков частиц, эволюции распределений частиц по углам и по энергиям в магнитных петлях. К это му примыкает блок вторичных процессов: отклик различных слоев атмосферы на воздействие потоков ускоренных частиц и тепла. Такое разделение на первичные и вторичные процессы было предложено в обзоре Сомова и Сыроватского (1976).

Авторы обзора подчеркивали, что многообразие физических процессов, вызываемых вспышкой в атмосфере Солнца, связано как с наличием нескольких каналов высво бождения энергии (тепло, ускоренные частицы, излучение, газодинамические дви жения), так и со многими другими факторами: высотой расположения источников, конфигурацией магнитного поля и т. д. За прошедшие 30 лет после написания этого обзора наблюдения позволили выделить те процессы, которые в действительности 64 Гл. 1. Солнце. Общие сведения реализуются при вспышках. Так, удалось изучить свойства пучков ускоренных элек тронов и исследовать отклик хромосферы на импульсный нагрев. Некоторые другие проблемы — воздействие высокоэнергичного излучения на нижележащие холодные слои, его поглощение в различных ситуациях, роль тепловой неустойчивости — еще ждут своего детального исследования. В последние годы активное освоение -диапазона позволило начать серьезное изучение высокоэнергичных процессов.

Несколько аномально мощных вспышек в 22-м и 23-м циклах солнечной активности удалось исследовать современными методами. Оказалось, что полная энергия уско ренных частиц приближается в этих событиях к максимально возможной энергии, запасенной в магнитной конфигурации.

Период существования мягкого рентгеновского излучения при вспышке С. И. Сы роватский предложил называть главной или горячей фазой, однако эти термины употребляются редко. Современные наблюдения вспышек в различных спектральных диапазонах с высоким пространственным и временным разрешением вносят изме нения в описанный выше сценарий для горячей фазы вспышек. Самым главным является тот факт, что собственно вспышку и корональный выброс массы нельзя рассматривать как независимые явления. Они представляют собой различные сторо ны одного нестационарного процесса. Другими словами, дестабилизация магнитной конфигурации проявляется в формировании выброса горячего (иногда холодного) вещества, и в постепенном формировании системы петель, заполненных горячей плазмой. Каждый ярко выраженный выброс связан с образованием двух лент в хро мосфере, являющихся основаниями системы корональных петель. Это подтверждает те общие соображения, которые были выдвинуты Коппом и Пнойманом (Kopp, Pneu man, 1976). Они состоят в утверждении, что выброс раскрывает часть ранее замкну тых магнитных силовых линий. Последующая релаксация конфигурации к исходному состоянию приводит к формированию токового слоя и процессу пересоединения противоположно направленных магнитных полей. Только в последние годы получены наблюдательные свидетельства этого процесса на больших корональных высотах, что дает основу для изучения длительной эволюции корональных петель. Подробнее эти проблемы обсуждаются в разделе, посвященном длительным вспышкам.

Наиболее характерным проявлением вспышки является ее свечение в мягком рентгеновском диапазоне. Рентгеновское излучение всего диска Солнца регулярно регистрируется на спутниках серии GOES с 1977 г. в диапазоне 1–8 (а с 1988 г.

A также и в более жестком диапазоне 0,5–4 Эти наблюдения послужили основой A).

для создания нескольких баз данных. Мы будем здесь основываться на модифи цированной базе данных ИЗМИРАН (Белов и др. 2005), содержащей более 60 событий. В ней приведены момент начала явления, его длительность, гелиографиче ские координаты, рентгеновский и оптические классы вспышки, а также, примерно для 1000 вспышек, характеристики ускоренных частиц и потоков солнечного ветра, вызванных данным событием. Рентгеновские классы А, B, C, M и X соответствуют потокам излучения около Земли, превосходящим 108, 107, 106, 105, 104 Вт · м2 соответственно. Например, вспышка с максимальным потоком в диапазоне 1–8 равным 2,1 · 105 Вт · м2, имеет рентгеновский класс М2.1. Заметим, что A, поток излучения вспышки класса X10 в области спектра 1–8 соответствует 1 эрг A · см2 · с1 на уровне орбиты Земли. Введенные баллы характеризуют интегральное рентгеновское излучение вспышки. Они несут в себе определенную информацию об энергетике процесса в целом. Оказалось, что различные физические процессы, развивающиеся во время вспышки, зависят от ее рентгеновского балла.

Среди совокупности нестационарных процессов на Солнце можно выделить наи более мелкомасштабные, развивающиеся на границах хромосферной сетки. В свете современных наблюдений их можно отождествлять с весьма короткоживущими собы 1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы тиями — нановспышками. Более мощные нестационарные явления развиваются уже в центрах активности. Наблюдения в линиях переходной области и ультрафиолетовом континууме показывают, что в нестационарных явлениях динамическая активность проявляется в виде явлений двух типов: слабые импульсы около пятен или более длительные уярчения вдоль нейтральной линии магнитного поля. Эти же два типа характерны и для обычных субвспышек — явлений с рентгеновским баллом А и В.

Большинство вспышек класса С являются импульсными.

На рис. 1.5.4 приведены гистограммы зависимости числа вспышек от их дли тельности в различных интервалах их мощностей (Осокин и др., 2003). Каждая гистограмма приведена в процентах от общего числа выбранных событий. Длитель а б в г Рис. 1.5.4. Гистограммы зависимости числа вспышек от их длительности в различных интер валах их мощностей: а — гистограмма для 14 169 вспышек, имеющих рентгеновский балл от С3 до М1;

б — данные для 3814 вспышек балла от М1 до М3;

в — данные для 1157 вспышек балла от М3 до Х1;

г — данные для 377 вспышек балла Х1 и больше. По оси абсцисс отложена длительность событий (на уровне 0,1 от максимальной интенсивности вспышки) в минутах.

По оси ординат — число вспышек, нормированное в процентном отношении от общего числа выбранных событий ность t в шкале спутников GOES означает промежуток времени между началом вспышки и моментом, когда интенсивности упали уже до уровня 1/4 максимальной интенсивности в диапазоне 1–8 Эта величина t характеризует время мощного A.

свечения и не включает в себя длительную фазу существования постэруптивных петель.

Большинство вспышек являются достаточно слабыми и их длительность не пре вышает 30 мин. Это видно из рис. 1.5.4, а, где на гистограмме с шагом по времени 10 мин выделяется единственный максимум в 10–20 мин с экспоненциальным спадом 3 Плазменная гелиогеофизика 66 Гл. 1. Солнце. Общие сведения к более длительным событиям. Более 70 % этих явлений характеризуются полной длительностью менее 30 мин. Их можно назвать импульсными вспышками.

Для примерно 4000 более мощных вспышек класса М1–М3 характер этой за висимости сохраняется (рис. 1.5.4, б), но доля явлений, длящихся не более 30 мин, уменьшается по сравнению с предыдущим случаем до 48 % и экспоненциальный спад становится более медленным. На гистограмме (рис. 1.5.4, в), относящейся к явлениям М3–X1, проявляется уже второй максимум при длительности явлений 50–60 мин, и появляется некоторое число более долгоживущих событий. Такой характер эво люции гистограмм сохраняется и при переходе к самым мощным событиям (ярче Х1, см. рис. 1.5.4, г), причем число очень длительных явлений возрастает. Этот анализ позволяет заподозрить существование трех классов явлений, длящихся менее получаса, 1–2 ч и 3–30 ч, причем последние, как правило, являются наиболее мощными.

Таким образом, статистический анализ однородных данных о мягком рентге новском излучении позволяет выделить три типа событий: вспышки, длящиеся до 30 мин (импульсные), типичные двухленточные вспышки с длительностью до 1–2 ч (компактные) и редкие очень длительные события (Long Duration Event — LDE).

Последние включают в себя вспышки со сложной пространственно-временной струк турой (т. е. состоящие из нескольких отдельных эпизодов). Длительные явления — динамические вспышки связаны с выбросом волокон. Петли в этих явлениях уходят уже в межпланетное пространство.

Физические условия в источниках мягкого рентгеновского излучения различных вспышек можно определить по данным спутников GOES (Garcia, 2000), «Yohkoh»

(Tsuneta, 1996) и др. Типичные значения плотности плазмы составляют 1011 см в низких петлях на первых стадиях вспышки и 1010 см3 в долгоживущих петлях.

Для лимбовых касповых вспышек по данным «Yohkoh» плотность плазмы в вершине постэруптивной аркады оценивается величиной (5–9) · 109 см3 при температуре 6–8 МК (Grechnev et al., 2006b). Изменение меры эмиссии и температуры от времени в ходе развития вспышки прослеживается по гистерезисным диаграммам, обсужде ние которых будет проведено в разделе, посвященном длительным вспышкам.

1.5.2. Жесткие рентгеновские всплески на Солнце и отклик хромосферы на импульсный нагрев Для многих вспышек фаза роста мягкого (1–8 A) излучения совпадает со всплеском жесткого излучения с h 15 кэВ, и часто длительность последнего отождествляют с жесткой, импульсной фазой. Вообще говоря, нетепловое излучение появляется уже в некоторых субвспышках, что видно по степенному характеру спектра некоторых слабых событий в области 2–10 кэВ, а также по их характерному временному профилю с резким возрастанием излучения и более постепенным его спадом (Krucker et al., 2002). Подавляющее большинство жестких рентгеновских всплесков являются слабыми и наблюдаются только в диапазоне 10–30 кэВ, что связано с их спектром, резко спадающим с ростом энергии фотонов. Эти события обычно длятся не более десятков секунд. Наряду с очень большим количеством всплесков в области h 30 кэВ, в достаточно мощных событиях появляются всплески в диапазонах энергий до 100 кэВ и выше.

Отметим две особенности жестких рентгеновских всплесков. Во-первых, доволь но часто весь всплеск демонстрирует временную структуру на временной шкале от одной до 10 с. Эти короткие импульсы сливаются в два максимума, разнесенные на 40–60 с (см. рис. 1.5.5). Такая двухвершинность профиля была выяснена уже по материалам спутника «Hinotory» и отчетливо выражена в многочисленных всплесках, зарегистрированных прибором BATSE Комптоновской обсерватории. Как уже гово 1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы рилось выше, второй максимум свечения появляется в большинстве случаев тогда, когда возмущение достигает другого основания той петли, в которой развиваются высокоэнергичные явления. Соответ ствующие скорости распространения возмущения лежат в пределах от 300 до 1000 км/с.

Во-вторых, для не очень слож ных событий жесткий рентгеновский всплеск происходит на фазе роста мяг кого рентгеновского излучения. Ной перт, который один из первых на чал изучать жесткие всплески, обратил внимание на то, что производная вре менного профиля мягкого рентгеновско го излучения оказывается близка к про филю микроволнового радиовсплеска и, Рис. 1.5.5. Пример регистрации жесткого рент соответственно, жесткого рентгеновско- геновского всплеска 2 января 1992 г. на Комп го всплеска. Эффект Нойперта (Neu- тоновской обсерватории: прибор BATSE в ка нале, чувствительном к фотонам с энергией pert, 1968) сейчас отчетливо наблюда- более 25 кэВ. Эффективная площадь рентге ется в случае импульсных вспышек на новского телескопа 2000 см Солнце и звездах.

Для достаточно мощных всплесков, например с потоком F 100 фотон · см2 · с в области h 15 кэВ, дифференциальный спектр описывается зависимостью вида h, где показатель степени становится не 6–7 (типичном для спокойного Солнца), а приближается к 3. Такой же жесткий спектр характерен для излучения оснований петель мощных М3-Х-вспышек во время их взрывной фазы (наблюдения спутника RHESSI 21 апреля 2002 г., Lin et al., 2003b). По тормозному излучению потока ускоренных электронов, вторгающихся в плотные слои близ основания петель, определяется полное число и энергия ускоренных электронов. В случае мощных вспышек поток энергии, переносимый ускоренными электронами, приближается к 1011 эрг/см2 · с (см. ниже).

Жесткий рентгеновский всплеск, типа показанного на рис. 1.5.5, наблюдает ся в начале простых явлений. В случае вспышек со сложной пространственно временной структурой, наиболее жесткое излучение может генерироваться вблизи максимума вспышки. Такое поведение рентгеновского спектра, который является мягким в начале, жестким в середине и последующим переходом от мягкого к до вольно жесткому спектру на фазе спада (soft—hard—harder). Это связано с развитием квазитеплового эпизода вспышки в ее начале, затем высокоэнергичных явлений, обычно в области, примыкающей к пятну, и, наконец, фазы затухания. Отметим также, что степенной спектр в событиях большой мощности является продолжением теплового спектра. В событиях самой большой мощности эта граница между тепло вым и нетепловым спектром может смещаться от 15 кэВ в сторону более высоких энергий 30–50 кэВ. Примером таких событий может служить вспышка 25 августа 2001 г. — источник мощного гамма-всплеска, произошедшего в группе между двумя большими пятнами противоположной полярности. Степенной рентгеновский всплеск в максимуме явления начинался 25 августа 2001 г. с энергий фотонов около 80 кэВ.

В таких вспышках уже отчетливо наблюдаются ядерные линии, генерация дейтерия и лития и т. д. (см. Ramaty, 1986;

разд. 1.8.4).

Высокоэнергичные явления всегда сопровождаются нагревом плазмы. Мера эмис сии иногда появляющейся очень горячей (superhot, T = 30–35 MK) плазмы состав ляет примерно 10 % от основной меры эмиссии плазмы, излучающей в мягком рент 3* 68 Гл. 1. Солнце. Общие сведения геновском диапазоне T = 10–20 MK (Lin et al., 1981). Позднее, на постэруптивной фазе вспышек основная масса плазмы имеет температуру около 6 МК (Урнов и др., 2007).

В последнее время в основном из наблюдений RHESSI стала более ясной струк тура источника жесткого рентгеновского излучения. Самые большие потоки при энергиях h 50 кэВ возникают близ основания одной или нескольких петель на высотах 10–15 тыс. км над фотосферой. Такие же значения высот следуют и из стереоскопических наблюдений жесткого рентгеновского излучения (Лившиц и др.

2005). На спутнике RHESSI отчетливо наблюдался высокий корональный источник более мягкого излучения 10–40 кэВ (Lin et al., 2003b).

Характеристики пучков ускоренных электронов. Спектр жесткого рентгенов ского всплеска позволяет оценить характеристики пучка ускоренных электронов.

Наблюдаемый спектр в области энергий E E1 представляется в виде I(hv) = I0 (hv) фотонов/см2 · с · кэВ. (1.5.1) Здесь граница степенного спектра со стороны малых энергий E1 близка к 15 кэВ;

величины I, I0 и показатель степенного спектра зависят от времени.

Будем считать, что это излучение возникает при торможении ускоренных элек тронов в мишени с достаточной массой. В случае тормозного излучения в толстой мишени его дифференциальный спектр связан с числом ускоренных электронов соотношением, которое в Борновском приближении сводится к уравнению Абеля.

Решение этого интегрального уравнения позволяет определить число ускоренных электронов в источнике жесткого рентгеновского излучения:

I0 ( 1)( 1/2) (1/2) Ne (E, t) 1042 электронов/кэВ, (1.5.2) E ( 1)Z n где n — средняя плотность ионов в источнике, Z 2 1,8 для космической плазмы, (x) — гамма-функция.

Из решения уравнения непрерывности для ускоренных частиц спектр электронов в области ускорения получается равным F0 (E, t) 5 · 109 nE 3/2 Ne (E, t) электронов/с · кэВ. (1.5.3) Выражения (1.5.1)–(1.5.3) основаны на пионерской работе Брауна (Brown, 1971) и получены Сыроватским и Шмелевой (1972) и Корчаком (1976). Дальнейшая разработка этой проблемы выполнена Брауном с соавторами (Brown et al., 2003), где приведены также некоторые ссылки на работы последних лет. Полная энер гия пучка ускоренных электронов с энергией более 20 кэВ оказывается равной 1010 –1011 эрг/см2 с в М3–Х3 вспышках соответственно.

Стандартный отклик хромосферы на импульсный нагрев. Костюк и Пи кельнер (1974) продемонстривали определяющую роль газодинамических движений в физике отклика атмосферы на импульсный нагрев и, в частности, в формировании источников излучения в оптической, коротковолновой и рентгеновской областях спектра. Это исследование было продолжено с использованием новых численных методов и появившихся ЭВМ для мощных импульсных вспышек на Солнце и звездах (Livshits et al., 1981).

За прошедшие 25 лет численное моделирование отклика атмосферы на нагрев проводилось неоднократно (см., например, обзор Fisher, 1986). Отметим существен ный вклад Фишера с соавторами (Fischer et al., 1985a, b), где разработка простых аналитико-численных моделей для сглаженного временного профиля функции на грева позволила найти возможные течения плазмы (при взрывном и постепенном 1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы испарении), окончательно выяснить физический смысл некоторых закономерностей и продемонстрировать новые возможности для сравнения теоретических результатов с наблюдениями. В работах последних лет проводилось численное моделирование взрывного испарения хромосферы во время мощных импульсных вспышек с учетом неравенства электронной и ионной температур. Бойко и Лившиц (1995) показали, что моделирование с учетом различия температур приводит фактически к тем же самым результатам.

Энергия из расположенного над плотными хромосферными слоями источника первичного процесса энерговыделения может поступать в виде потока тепла или ускоренных частиц, прежде всего электронов. Рассмотрим процесс отклика хромо сферы на воздействие на нее потока ускоренных электронов. В задачах о стандартном отклике хромосферы на импульсный нагрев предполагается, что плазма заключе на в вертикальную трубку постоянного сечения. Одномерность задачи в данном случае оправдана преимущественным распространением частиц и потоков тепла вдоль магнитных силовых линий. В начальный момент времени рассматривается слой хромосферы протяженностью 2000 км. Далее допускается, что на верхнюю границу слоя в течение 10 c падает пучок ускоренных электронов и рассматривается газодинамический процесс разлета газа при заданном постоянном давлении в верхней корональной части потока.

Система уравнений для одножидкостной двухтемпературной плазмы может быть записана в виде:

dn d = 0, mn = (pi + pe ) mgn, +n dt z dt z (1.5.4) d W d = Qe + Q0 D, m i + pi n (xe ) + pe + = D.

dt z z dt z Здесь рассматривается водородная плазма с показателем адиабаты = 5/3;

e = 3 k k Te + = kTe + — внутренняя энергия электронов, i = Ti = kTi — = 1 2 внутренняя энергия тяжелых частиц, (предполагается, что нейтральные атомы имеют температуру ионов);

— потенциал ионизации водорода;

n — концентрация ядер водорода, n = n(HI) + np ;

n(HI), np, ne — концентрации нейтрального водоро да, протонов и электронов соответственно, ne = np ;

pe — электронное давление, pe = xnkT ;

pi — давление, создаваемое тяжелыми частицами, p = nkT ;

степень T 5/ ионизации x = ne /n;

W — тепловой поток, W = e, где = 106 Te — z коэффициент теплопроводности плазмы, m — масса атома водорода;

Qe — функция нагрева плазмы;

— функция радиационного охлаждения;

Q0 — энергия нагре ва, уравновешивающая потери на излучение в начальный момент времени;

D — функция обмена энергией между электронной и ионной компонентами. Заметим, что в выписанных уравнениях вязкостью пренебрегается ввиду того, что вводимая при численном счете искусственная вязкость ее превосходит при используемом диапазоне физических условий в плазме.

Граничные условия соответствуют сохранению постоянного давления в верхней, корональной части петли, и нижней — фотосферной части, отсутствию тепловых потоков на обеих границах области. Нижняя граница области берется достаточно удаленной, чтобы в течение рассматриваемого ограниченного промежутка времени возмущения от изучаемых процессов еще не дошли до нижней границы. Степень ионизации плазмы x считалась зависящей только от температуры электронов. При этом использовались два вида функции x(T ) для слоев, прозрачных и непрозрачных в линии L.


70 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Далее считалось, что источником нагрева является входящий в атмосферу сверху поток ускоренных электронов. Спектр этих электронов с энергией E 10 кэВ принимался достаточно жестким, v(E)N (E) E, = 3, и включение нагреваю щего потока происходило резко: его временной профиль считался прямоугольным с длительностью нагрева 10 с. Приводимые ниже решения остаются качественно справедливыми для различного, не слишком слабого нагрева, являющегося им пульсным и распределенным по некоторому интервалу лагранжевой координаты.

Это однако остается верным тогда, когда выполнены критерии Фишера (Fisher et al., 1985a, b) для возникновения режима взрывного испарения хромосферы, т. е.

когда значительный нагрев хромосферы «включается» за время, не превышающее временную шкалу гидродинамического расширения.

Результаты, полученные в работе (Livshits et al., 1981), остались справедливы до настоящего времени. Мы проиллюстрируем их для двухтемпературного случая.

Особенности численного метода описаны Бойко и Лившицем (1995). На рис. 1.5. приведены схема отклика и начальная модель внешней атмосферы активной обла а б Рис. 1.5.6. Схема газодинамического отклика хромосферы на импульсный нагрев (а);

началь ная модель внешней атмосферы (б): сплошная линия — распределение плотности, штрихо вая — температуры. Интервал высот — 0–2000 км над фотосферой сти на Солнце;

здесь s — число ядер водорода в столбе, отсчитываемое сверху, s = z ndz см2 — лагранжева координата. Переход от хромосферной к коро нальной плазме происходит на высоте 2000 км (логарифм лагранжевой координаты, отсчитываемой сверху, lg s 19,6 для точки с T = 105 К).

Процесс взрывного испарения состоит из двух стадий: в самом его начале 105 K, где нагрев уравновешивается образуется область «квазиравновесия» с T радиационными потерями. В некоторой ее части плазма в верхней хромосфере сильно прогревается (рис. 1.5.7). Показанный на рис. 1.5.7 момент лишь несколько превышает характерное газодинамическое время в хромосфере. Поэтому движения еще отсутствуют, плотность не меняется, а давление уже резко возрастает. Ионная температура еще не успевает сравняться с электронной.

От образовавшейся области высокого давления вниз и вверх распространяются два возмущения. Движущееся вниз возмущение, преобразующееся в ударную волну, быстро проходит через область квазиравновесия.

1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы Рис. 1.5.7. Распределение давления и температуры ионов и электронов от высоты. Время — 0,2 с после начала процесса. Показана область «квазиравновесия» с образовавшимся макси мумом давления Вторая часть процесса взрывного испарения характеризуется медленным распро странением вниз скачка температуры, перед которым движется ударная волна. Газ за движущимся вниз фронтом ударной волны с излучением сжимается в десятки раз.

Это происходит потому, что эффективный уход энергии вследствие излучения пре пятствует резкому повышению температуры, характерному для привычного случая распространения сильных ударных волн, например, в атмосфере Земли. Так же, как и в изотермической ударной волне, скачок плотности оценивается как v, 1 RT где v — скорость газа за фронтом волны (равная скачку скорости при распростра нении волны в движущейся среде), T2 — температура за фронтом, R — газовая постоянная. Отношение плотностей после и до фронта заметно превышает предель ное значение 2 /1 = 4 для идеального газа с показателем политропы = 5/3, и достигает примерно 100 в начале мощного процесса. Между фронтом ударной волны и фронтом тепловой волны формируется геометрически тонкая, низкотемпе ратурная конденсация. Она и является источником низкотемпературного излучения вспышек. Прежде всего, здесь образуется линейчатое излучение водорода — линии бальмеровской серии и др. Горячий газ оттекает вверх от области скачка температуры со скоростями в сотни километров в секунду.

Распределение плотности низкотемпературной (T 10 000 K) конденсации в раз личные моменты времени импульсной солнечной вспышки (нагревающий поток 1011 эрг/см2 · с) показано на рис. 1.5.8. Для последнего момента времени скорость движущейся вниз конденсации достигает 50 км/с. Высокотемпературная плазма движется вверх от внешней границы этой конденсации со скоростью, близкой к ве Рис. 1.5.8. Плотность низкотемпературной конденсации для моментов от 0,2 c до 5 c. Плот ность выражена в см3. Прямой линией показана начальная модель (Бойко и Лившиц,1995) 72 Гл. 1. Солнце. Общие сведения личине 1000 км/с к моменту времени 5 с. Температура электронов может превышать температуру ионов до порядка величины в области максимально горячих частей восходящей струи газа.

Развитие газодинамического процесса зависит от относительного расположения области максимального нагрева, характеризующейся лагранжевой координатой s0, и переходной области str в начале процесса. Величина s0 = E0 /2a 4 · 1019 см2, где E0 15 кэВ — граница спектра ускоренных электронов со стороны высоких энергий, a 3 · 1018 кэВ2 · см2 — постоянная ионизационных потерь. Характер решения рассматриваемых газодинамических уравнений сильно различается в случаях, когда область максимального нагрева располагается ниже, вблизи или выше переходной области. В первом случае нагрева хромосферы ниже переходной области процессы в хромосфере хорошо выражены независимо от того, велик или мал нагревающий поток. Этот случай реализуется при жестком спектре ускоренных электронов. Для другого предельного случая нагрева слоев, лежащих выше переходной области (s0 str ), эффекты развиваются преимущественно в короне, в то время, как дви жущееся вниз возмущение является слабым. Такой случай часто реализуется при мягком спектре ускоренных электронов, или при нагреве потоками тепла.

При слабом импульсном нагреве отклик атмосферы, состоящей из хромосферы, переходной области и короны, характеризуется возникновением не одного, как обыч но, а двух восходящих потоков. Причиной возникновения дополнительного течения на корональных высотах является неравномерность нагрева начальной внешней ат мосферы по высоте. Оно возникает тогда, когда в корональных слоях, а не только в хромосфере, в ходе процесса выделяется определенная энергия. Этот случай рассмотрен Бойко и Лившицем (1999) и привлекался для интерпретации данных о рентгеновских выбросах. Существует еще режим медленного испарения (the gentle evaporation) низкотемпературной плазмы (Fisher, 1995a).

В самых мощных солнечных вспышках низкотемпературная конденсация, образу ющаяся в ходе газодинамического отклика, может становиться источником непрерыв ного оптического излучения (белая вспышка). Оптический континуум эффективно уносит энергию, что препятствует дальнейшему повышению температуры в конден сации и приводит к быстрому затуханию газодинамического отклика. Кроме того, в самых мощных явлениях, по-видимому, возникает обратный электрический ток, компенсирующий перенос заряда пучком электронов. Этот эффект ограничивает нагрев плотных слоев в случае самых мощным солнечных и звездных вспышек (подробнее см. Boiko, Livshits, 2000). Необходимо отметить, что появляющееся в исключительных случаях в белом свете, а чаще в его ультрафиолетовом диапазоне, свечение не в ярких точках, а во всех лентах вспышки может быть связано не только с нагревом электронами, захваченными в петле, но и с нагревом потоком тепла из корональной части петель в хромосферу.

Таким образом, роль импульсного события заключается в первоначальном выносе горячей плазмы наружу, и заполнении ею корональной петли. Необходимо отметить, что поток ускоренных электронов воздействует на данную точку хромосферы только в течение несколько секунд, на что впервые указали Сомов и Сыроватский (1976).

Предполагавшиеся ими существенные различия физических параметров, получаемых при моделировании в одно- и двухтемпературном приближениях, нашими расчетами не подтверждаются. Однако, возникающее в начале процесса расхождение между температурами ионов и электронов важно при рассмотрении различных процессов в плазме. Интерпретируя наблюдения, следует учитывать, что реальные импульсные явления в большинстве случаев являются суперпозицией нескольких элементарных событий.

1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы Теоретические результаты изучения стандартного отклика хромосферы на им пульсный нагрев были подтверждены современными наблюдениями вспышек. Кроме движения вниз источника Н -излучения, в конце 80-х–начале 90-х гг. обнаружена синяя компонента самых высокотемпературных рентгеновских линий (см. Anton nucci, 1989 и последующие работы), непосредственно указывающая на взрывное испарение хромосферы. Кроме того, из наблюдений нескольких событий на Солнце (Bentley, 1997) было продемонстрировано, что в импульсной фазе моменты количе ства движения газа вниз и вверх примерно совпадают. Тем самым найдено наблюда тельное подтверждение модели «gasbag» (Fisher et al., 1985a).

И, наконец, в последнее время на спутнике RHESSI удалось зарегистрировать процесс заполнения веществом корональной петли в импульсной вспышке 13 ноября 2003 г. (Liu et al., 2006). На рис. 1.5.9, б представлено распределение плотности вдоль а б (построены И. М. Чер Рис. 1.5.9. Два разностных изображения данных на длине волны 195 A током) (а). На первом из них выделяется яркая вспышечная петля, на втором видно, что она через 24 мин сильно уменьшилась в размерах. Распределение плотности вдоль петли, от основания до ее вершины (б), для трех промежутков времени (Liu et al., 2006) доминирующей петли для трех моментов времени этой короткой вспышки. Общее изменение меры эмиссии источника мягкого рентгеновского излучения в пределах (0,6–14,2) · 1049 см3 здесь связано с повышением плотности сначала в нижней части петли, а затем и по всей петле.


Эта быстрая вспышка М1.7 интересна тем, что она располагается на границе им пульсных и компактных вспышек. Подавляющее большинство более слабых вспышек являются импульсными. В них доминирует одна корональная петля, в которой два источника жесткого излучения проявляются через 40–60 с один после другого. Для этих вспышек характерно то, что того количества вещества, которое «испаряется» из обоих оснований оказывается достаточно для объяснения меры эмиссии всего источ ника мягкого рентгеновского излучения, например, регистрируемого в исследуемом событии в двух каналах спутников GOES. В данном случае по характеристикам жесткого рентгеновского излучения был определен поток энергии пучка нетепловых электронов 3 · 1010 эрг · см2 · с1. При такой энергии пучка за одно элементарное событие, длящееся несколько секунд, в корональную часть петли выбрасывается 2 · 1019 частиц через см2. При площади двух оснований 3 · 1018 см2 получаем общее число частиц за одно событие. Полагая длину петли 3 · 109 см, легко прийти к заключению, что 10 элементарных событий достаточно, чтобы обеспечить меру эмиссии 1050 см3.

74 Гл. 1. Солнце. Общие сведения После нашего численного моделирования отклика хромосферы на импульсный нагрев оценки, аналогичные приведенным выше, неоднократно проводились для импульсных вспышек на Солнце и других звездах. Этот сценарий развития явления в одной петле оправдывался достаточно хорошо применительно к быстрым, не слиш ком мощным явлениям. Однако сначала для красных карликов (Katsova et al., 2002), а затем и для Солнца стало ясно, что в мощных быстрых вспышках мера эмиссии источника мягкого рентгеновского излучения оказывается значительно больше той, которая может быть обеспечена взрывным испарением хромосферы. Разумеется, для Солнца характеристики нагревающего пучка ускоренных электронов определяются из наблюдений жесткого рентгеновского излучения и не должны противоречить им.

Поэтому в достаточно мощных быстрых вспышках приходится предполагать, что кроме эволюции петель импульсной фазы в этих событиях формируется система петель, заполняемая горячей плазмой уже после импульса. К этим вспышкам стал применяться термин компактные вспышки вследствие того, что их светящиеся в ли нии H ленты почти всегда не выходят за пределы активных областей сравнительно небольших размеров, менее 5 угловых минут (Sakai, de Jager, 1996).

Подчеркнем, что общей чертой импульсных и компактных вспышек является то, что корональная плазма в сформировавшихся петлях свободно высвечивается. Это приводит к малой продолжительности явления. В компактных вспышках нетепло вые и тепловые эффекты конкурируют друг с другом. Например, нагрев плазмы в источнике мягкого рентгеновского излучения частично связан со взрывным испаре нием, а частично вызывается возмущением, распространяющимся сверху из области коронального пересоединения. В другом типе событий — LDE — дополнительный нагрев плазмы в постэруптивной фазе ответственен за увеличение длительности рентгеновской вспышки.

1.5.3. Длительные вспышки Некоторые новые результаты наблюдений длительных вспышек. Мощные вспышечные явления раньше назывались вспышками со сложной пространственно временной структурой. Современные наблюдательные данные позволяют различать отдельные эпизоды таких вспышек, каждый из которых состоит из выброса (эруп ции) и образования системы корональных петель, заполненных горячей плазмой.

В некоторых случаях, после образования плотных вспышечных петель, происхо дит их свободное высвечивание. В других эпизодах петли или долго существуют вследствие дополнительного нагрева плазмы близ вершин, или происходит последо вательное образование все новых и новых петель. На заключительной стадии таких событий наблюдается подъем всей систе мы постэруптивных петель — образуется гигантская арочная система.

Серьезное изучение длительных вспы шек начато на спутнике «Yohkoh», ко гда по данным мягкого рентгеновского телескопа SXT удалось определить фи зические условия для нескольких лим бовых вспышек. Особое внимание было уделено касповой форме этих образова ний (рис. 1.5.10), обнаружению сигмоид ных вспышек, напоминающих букву S при наблюдениях на диске. Их ленты, Рис. 1.5.10. Одно из первых изображений касповой вспышки, полученное на спутнике повторяя ход нейтральной линии, даже «Yohkoh» 18 марта 1999 г. выходили за пределы активных областей.

1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы Эти наблюдения дали толчок для проведения серьезного сопоставления результатов наблюдений с теориями пересоединения магнитных силовых линий (Tsuneta, 1996).

Наблюдения на «Yohkoh» в совокупности с наземными данными позволили провести несколько серьезных исследований постэруптивных аркад. В частности, в работе (Kamio et al., 2003) показано, что ослабленные участки рентгеновских изображений хорошо коррелируют с яркими H -петлями. Тем самым выяснилась тесная связь горячих и холодных петель.

Необходимо подчеркнуть, что идеи Старрока, Сыроватского и других о пересо единении магнитных силовых линий как причине вспышки долго оставались плодом теоретических рассмотрений, и только сейчас получены первые наблюдательные сви детельства реализации такого процесса, по крайней мере на постэруптивной стадии.

Здесь имеются в виду два эффекта. На спутнике «Yohkoh» был отмечен «shrinkage» эффект — уменьшение размера петли после эрупции и начале релаксационного процесса. Было нетрудно убедиться, что это своеобразное сжатие корональной петли в длительной вспышке (например, при формировании или восстановлении формы стримера) вызывается действием магнитных сил в соответствии с выражениями, полученными в (Forbes, Acton, 1996).

На спутнике RHESSI этот эффект наблюдался во время нескольких вспышек.

Например, в событии 15 апреля 2002 г. высота петли, наблюдаемой в диапазоне 12–25 кэВ, сначала уменьшается примерно на 1/3, затем возрастает. Типичные скорости изменения размеров петли составляют 20 км/с. Затем этот эффект наблюдался в нескольких явлениях 2003–2004 гг. Кроме того, на спутнике RHESSI в диапазонах 5–50 кэВ в таких мощных вспышках наблюдался высокий корональный источник, вероятнее всего связанный с токовым слоем — областью постэруптивного энерговыделения (см. Lin et al., 2003b и другие статьи номера этого журнала, посвященного вспышке 23 июля 2002 г.).

Газодинамика плазмы в постэруптивных аркадах. Своеобразное сжатие пе тель — shrinkage-эффект — происходит в самом начале формирования системы петель. Затем, после короткой динамической фазы, наступает длительное квазиста ционарное состояние процесса.

Фаза спада мощных вспышек имеет ряд общих особенностей. В качестве примера обсудим данные сигмоидной вспышки 5 ноября 1998 г. балла M8.4 с координатами 22 W, 18 N. Она началась в 19:00 UT. На рис. 1.5.11 приведены потоки излучения в двух каналах спутника GOES и временной ход логарифма температуры. В простей шем однотемпературном описании температура определяется по отношению сигналов в двух энергетических каналах, например, спутников GOES, мера эмиссии — по потоку излучения в каком-либо из этих каналов.

Обычно для такого рода вспышек характерной особенностью является довольно плоская вершина профиля хода интенсивности и температуры в источнике, но здесь по регистрациям с пятиминутным разрешением по времени это плохо заметно. В этой вспышке, как и в других длительных событиях, в 20:35 UT заметна характерная сту пенька в ходе температуры. Эта ступенька слабо проявляется в потоках излучения.

Ее, однако, не следует путать с вторичными максимумами далеко на фазе спада, которые чаще всего связаны с небольшими вспышками в других активных областях, являющихся откликами на основное событие.

Практически всегда на фазе спада излучения вспышек можно выделить несколько временных интервалов, на которых величина lg T достаточно хорошо аппроксими руется отрезками прямых. Характерное время экспоненциального спада темпера туры ti = (d lg T /dt)1 определяется наклоном соответствующего отрезка прямой.

76 Гл. 1. Солнце. Общие сведения в Рис. 1.5.11. Регистрация длительной вспышки на спутнике GOES: а — потоки изучения;

б — изменение температуры, с аппроксимирующими прямыми;

в — положение точки в каждый пятиминутный интервал времени на диаграмме lg T от 1/2 lg EM. Температура выражена в 106 К, мера эмиссии в 1050 см3. Движение точки по времени на гистерезисной диаграмме происходит по часовой стрелке В данном случае эти три аппроксимационные прямые приведены на рис. 1.5.11, б.

Величины t1, t2 и t3 равны 1,52, 6,42 и 27,9 ч соответственно.

В работах Лившица и др. (2002, 2004) эти характерные времена изучены для десятков мощных вспышек. Их можно связывать соответственно с периодами вре мени, когда происходит сжатие петель, формируется общая постэруптивная ароч ная система и существует затем весьма длительное время. Проведенный анализ показывает, что большие величины t3 и начало этого периода при относительно высоких уровнях излучения, например, когда эта фаза спада начинается уже при уровне потока, равного половине максимального, соответствуют явлениям с наиболее отчетливо выраженными постэруптивными явлениями.

Можно, как это впервые сделали Якимец и др. (Jakimiec et al., 1986), описы вать поведение физических условий в источнике мягкого рентгеновского излучения в виде диаграммы зависимости логарифма температуры от 1/2 логарифма меры эмиссии.

Эта диаграмма, каждая точка на которой относится к одну и тому же моменту времени, представляет собой своеобразный «гистерезис», отображающий формирование и последующее существование системы корональных петель. Конец 1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы импульсного события и следующая за ним в течение нескольких минут быстрая эволюция петель на такой гистерезисной диаграмме (рис. 1.5.11, в) представлены областью в правом верхнем углу с наибольшими значениями температуры и меры эмиссии. Последующее развитие системы корональных петель зависит от положения этой точки на световой кривой фазы спада. Физически это характеризует количество горячего газа, вынесенного в корону в ходе основной эрупции. Различные типы подобных диаграмм приведены Лившицем и др. (2002).

Рассматриваемый выше период t3 на гистерезисных диаграммах характеризуется почти линейной зависимостью между логарифмами температуры и меры эмиссии.

Тангенс угла наклона аппроксимирующей прямой в период t3 пропорционален доле радиационных потерь, которая компенсируется нагревом u. Величина u не очень велика, и может использоваться как тест при численном моделировании. Развивая этот подход, Лившиц и Бадалян (2004) построили и проанализировали гистерезисные диаграммы для вспышек в одном и том же центре активности с близким характером развития (гомологичных вспышек типа двухленточных вспышек в ноябре 2000 г., мощных длительных событий октября-ноября 2003 г. и др.). Такое рассмотрение позволило отстраниться от различий конфигурации магнитного поля, в результате чего проявилась ранее не известная закономерность: наклон прямой lg T от 1/2 lg EM на фазе спада вспышки (tg ) оказался зависящим от максимальной температуры Tmax в источнике мягкого рентгеновского излучения. Характер зависимости tg от Tmax постепенно эволюционирует от серий коротких вспышек к сериям мощных дли тельных нестационарных процессов. Полученные результаты свидетельствуют о том, что развитие системы постэруптивных петель зависит от энергетики импульсных эпизодов всего события.

Большой цикл работ по исследованию изменения физических параметров в ходе вспышек был проведен на основе одномерного Палермо-Гарвардского кода моделиро вания газодинамических процессов (см. Peres et al., 1982 и литературу, цитируемую в работе Betta et al., 1997). Этот код был разработан для вспышек небольшой длительности, и в последнее время стал применяться для очень длительных явле ний. Ключевым моментом в этом подходе является учет поступления вещества из хромосферы в корональную петлю, и именно поэтому такие расчеты успешно опи сывают совокупность рентгеновских наблюдений вспышек, длящихся сотни секунд (см. рис. 4 в статье Betta et al., 1997).

Однако в явлениях, длящихся от многих часов до нескольких суток, процессы в переходной области между хромосферной и корональной плазмой уже не являются определяющими и основным фактором становится эволюция гигантских корональных петель. Поэтому для длительных событий мы провели расчет газодинамических процессов в уже сформировавшейся корональной петле с фиксированной массой вещества. Основная цель проводимого нами моделирования состояла в рассмотрении баланса энергии внутри петли, и выяснении основных факторов, приводящих к очень медленному падению температуры в ходе процесса. Нас в большей степени интере совала связь между масштабом явлений и их энергетикой (Гетман, Лившиц, 2000).

В этом моделировании рассматривалась система одножидкостной газодинамики:

v p = g, t s 1 v (1.5.5) = mp, t n s v W = p + Q.

t s s 78 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Обозначения здесь общепринятые и аналогичны используемым выше, в системе (1.5.4);

Q — распределенная по лагранжевой координате энергия нагрева близ вер шины петли. Величина s направлена здесь вдоль петли от ее основания к вершине.

Наши расчеты подтверждают результаты вычислений с использованием одномер ного Палермо-Гарвардского газодинамического кода, показывающие, что подобные вспышки длятся до тех пор, пока существует необходимый нагрев в верхней части петли. Кроме того, оба подхода показывают, что процесс переноса тепла преобладает над другими диссипативными процессами, в частности, радиационными потерями в большей части петли, и поэтому временной ход температуры в источнике мягкого рентгеновского излучения отражает изменение нагрева во времени.

Однако, в отличие от результатов Бетта (Betta et al., 1997), мы не используем никаких дополнительных предположений типа сохранения энтропии или закона подобия для физических условий в петле, что дает возможность более надежно определить параметры плазмы и размер вспышечного источника. На этом пути удается описать временной ход изменения температуры и меры эмиссии источника постэруптивного свечения солнечных вспышек. Конечно, для того, чтобы нагрев мог существовать необходимое время (от нескольких часов до суток) плотность плазмы во вспышечном корональном источнике должна превышать в некоторых случаях 1011 см3, но она, как правило на порядок меньше (рис. 1.5.12).

Замечания о природе постэруптивных явлений. Хотя многие свойства быст рых и длительных событий достаточно хорошо известны, конкретные причины, по которым реализуется тот или иной сценарий вспышки, остаются невыясненными. Из общих соображений ясно, что большую роль здесь играют особенности магнитной конфигурации той активной области, где развивается явление. Кроме того, важны характеристики выброса плазмы, который часто приводит к раскрытию части за мкнутых петель в процессе коронального выброса массы (КВМ или Coronal Mass Ejection — CME), последующей релаксации магнитных полей к новому квазиравно весному состоянию.

Наблюдателям хорошо известно, что во многих больших активных областях имеется тенденция к возникновению именно длительных вспышек, особенно если они являются достаточно мощными. Это связано с тем, что такие области, как правило, находятся около линии раздела полярности крупномасштабного магнитного поля Солнца. Лишь иногда большие группы пятен располагаются как островки в громадных униполярных участках крупномасштабного поля. Развитие локальных магнитных полей этих областей приводит к редким сериям компактных вспышек.

Такие серии иногда наблюдались, например, в ноябре 2000 г. Чаще громадные пе риоды вспышечной активности связаны с присутствием на диске и взаимодействием нескольких центров активности.

Роль КВМ была недавно продемонстрирована Шаховской и др. (2006). Совре менные наблюдения показывают, что достаточно мощный выброс плазмы сопро вождается формированием системы корональных петель и появлением двух лент, светящихся близ их оснований. Однако в одних случаях двухленточная вспышка длится, например, в мягком рентгеновском диапазоне много часов, в других затухает в течение десятков минут. На примере четырех мощных вспышек 15–18 июля 2002 г. исследуется вопрос о причинах, влияющих на длительность вспышек. На основе наземных и спутниковых наблюдений показано, что кратковременные быстрые события включали в себя коллимированные (узкие) выбросы плазмы в северном направлении и последующее формирование компактных петель в головной части активной области. В одном из событий вслед за мощным выбросом в широком телесном угле в восточном направлении, в хвостовой части области сформировалась 1.5. Солнечные вспышки: результаты наблюдений и газодинамические процессы а n, 1010 см- 2, 0 1, 0, 0,73 s, 10-4 г см-3 0 1 2 3 Время, ч б в Рис. 1.5.12. Схема и результаты расчетов для солнечной вспышки (Гетман, Лившиц, 2000):

а — схематическое изображение петли в два момента времени и системы петель;

б — распределение температуры вдоль петли в максимум вспышки;

в — распределение плотности от времени в ходе длительной вспышки протяженная арочная система, определившая длительный характер вспышки. Есть основания полагать, что в тех событиях, где присутствуют коллимированные (уз кие) выбросы и соответствующие узкие детали КВМ, система корональных петель образуется, но постэруптивное энерговыделение не возникает или выражено очень слабо. Энергия из этой области не поступает вниз и плазма в корональных петлях свободно высвечивается. В отличие от этих быстрых вспышек, широкие выброс и крупномасштабный яркий КВМ сопровождаются формированием и длительным существованием протяженной арочной системы. Таким образом, мощные нестацио нарные процессы на Солнце включают в себя крупномасштабный КВМ и собственно вспышку. Характер конкретного события определяется процессом пересоединения и эволюцией характеристик плазмы, вынесенной наружу.

80 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Смысл идей, высказанных в 1976 г. Коппом и Пнойманом, состоит в том, что силовые линии магнитного поля могут уноситься на большие расстояния крупномас штабным корональным выбросом плазмы. Это соответствует переходу от замкнутой магнитной конфигурации к открытой. В результате последующей релаксации систе мы к первоначальному состоянию происходит наиболее естественное, по нашему мне нию, формирование крупномасштабного токового слоя. Последующее пересоединение магнитных силовых линий (Sturrock, 1989) обеспечивает продолжение вспышечного процесса и дополнительное поступление энергии в верхнюю часть образовавшихся постэруптивных петель. Эти идеи для не слишком сложных двухленточных вспышек умеренной мощности даже в рамках двумерной геометрии позволяют объяснить многие особенности вспышечных процессов. Заметим при этом, что аналогичный процесс происходит не только при длительных вспышках, но и при образовании или восстановлении небольших корональных лучей — стримеров.



Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 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.