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 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |   ...   | 25 |

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

-- [ Страница 6 ] --

Одной из самых цитируемых работ, выполненных по данным «Yohkoh», является ста тья (Masuda et al., 1994), где описан так называемый источник Масуды — источник жесткого рентгеновского излучения, отождествленный с областью пересоединения и ускорения, и наблюдавшийся в импульсной вспышке с геометрией характерной для двухленточной вспышки. Возможно, что физика процесса пересоединения (которая пока не ясна) может быть сходной в обоих типах вспышек.

Телескоп жесткого рентеновского излучения «Yohkoh» (Hard X-ray Telescope (HXT)) син тезирует изображения на основе идей фурье-оптики. Пространственно модулированный темп счета фотонов снимается с 64 независимых субколлиматоров и трансформируется в изображе ние с помощью фурье-преобразования. Изображения HXT получали в четырех энергетических каналах 15 (или 19)–24, 24–35, 35–57 и 57–100 кэВ с угловым разрешением 5 арксек и временным разрешением 0,5 с. Каждый субколлиматор обладал полем зрения шире, чем солнечный диск. Полная эффективная площадь регистрации детектора составляла, примерно на один порядок больше, чем у телескопа жесткого рентгеновского излучения на предыдущем японском КА «Hinotori». Благодаря этому удалось впервые получить изображения вспышек, используя фотоны с энергией выше 30 кэВ. Эти изображения можно было сравнивать с изоб ражениями, полученными в области теплового рентгеновского излучения (Soft X-ray Telescope, SXT), и исследовать процессы ускорения и удержания высокоэнергичных электронов.

В 23-м цикле солнечной активности принципиально новые результаты (опуб ликованные к концу 2007 г.) были получены при наблюдении солнечных вспы шек 23 июля 2002 г., 28 октября 2003 г. и 20 января 2005 г. с борта КА RHESSI, КОРОНАС-Ф и INTEGRAL. Отметим, что измерения высокоэнергичной 1.9. Высокоэнергичное нейтральное излучение Солнца части гамма-спектра (его пионной компоненты) в 23-м цикле солнечной активности проводилось только на борту КОРОНАС-Ф прибором СОНГ.

Космический аппарат RHESSI (the Reuven Ramaty High Energy Spectroscopic Imager) (Lin et al., 2002) позволил впервые исследовать спектроскопические изображения в жестком рентгене, получить первые изображения в гамма-линиях и непрерывном гамма-спектре. Эти изображения строятся (Hurford et al., 2002) с помощью пары широко разнесенных решеток (RMC, Rotating Modulation Collimators). Угловое разрешение составляет 2 арксек для жесткого рентгена и 35 арксек для гамма-дипазона. Для регистрации фотонов с энергией от 3 кэВ до 17 МэВ за каждым коллиматором установлена матрица из германиевых детекторов, охлажденных до 75 К (Smith et al., 2002). Первым результатам наблюдений были посвящены специальные номера Solar Physics (V. 210, November 2002) и Astrophysical Journal Letters (V. 595. No. 2. October 1, 2003).

Событие 23 июля 2002 г. — первая солнечная вспышка с ярко выраженными гамма-линиями, зарегистрированная RHESSI от начала и до конца во всем доступном этому КА энергетическом диапазоне (Lin et al., 2003). Роберт Лин и его соавторы выделяют фазу роста, импульсную фазу и фазу спада (рис. 1.9.5). Фаза роста была 1,6 кэВ Поток GOES, Вт/м 10- 3,1 кэВ 10- 10- 12 - 20 кэВ Отсчеты c-1 детектор- 102 20 - 40 кэВ 40 - 80 кэВ 80 - 150 кэВ 150 - 400 кэВ 0,4 - 0,8 МэВ 10-2 0,8 - 2,2 МэВ 2,223 МэВ 2,2 - 7 МэВ 10- 23 июля 2002 г.

Рис. 1.9.5. Темп счета детекторов жесткого рентгеновского и гамма-излучения RHESSI во вспышке 23 июля 2002 г. Для наглядности данные нормированы: 20–40 кэВ 0,3, 40–80 кэВ 0,07, 80–150 кэВ 0,02, 150–400 кэВ 1, 400–800 кэВ 0,001, 800–2218 кэВ 0,0005, 2218–2228 кэВ 0,01 и 2228–7000 кэВ 2 105. Медленные вариации соответствуют изменяющемуся радиационному фону (из статьи Lin et al., 2003) предвестником вспышки и триггером основного энерговыделения. Спектр излучения представлял собой крутую степенную функцию с изломом и свидетельствовал о зна чительном ускорении электронов в предвспышечной фазе (рис. 1.9.6, а, б), при этом в короне доминировал корональный источник нетеплового излучения ( 10 кэВ).

134 Гл. 1. Солнце. Общие сведения y, арксек - Поток (фотон с-1. см-2. кэВ-1) + 100 + -200 + + ++ + 10 ++ ++ ++ -250 + ++ 1 + ++ 0, - 0, -950 -900 -850 -800 10 x, арксек Энергия, кэВ а б y, арксек - + + + Поток (фотон с-1. см-2. кэВ-1) ++ 104 ++ ++ -200 +++++++ ++ 102 ++ + ++ ++ ++ ++ +++ -250 ++++ ++++ ++ ++ ++ ++ ++ ++ ++ 0 ++ ++ ++ ++ + ++ +++ -300 ++ ++ 10- -950 -900 -850 -800 10 x, арксек Энергия, кэВ в г Рис. 1.9.6. Изображение RHESSI в диапазоне 12–30 кэВ (контуры соответствуют 15, 30, 45, 60, 75 и 90 %) на фазе роста в 00:21:42 UT на фоне изображения TRACE на 195 A(а);

рентгеновский спектр RHESSI наблюдаемый в 00:21:42 UT и его аппроксимация (сплошная линия) суммой теплового (точки) и степенного спектра с изломом (тире) (б). Изображение RHESSI (черные контуры: 12–18 кэВ — 15, 30, 45, 60, 75 и 90 %;

белые контуры 30–80 кэВ — 30, 60, 70 и 90 %) в 00:28:15 UT в импульсной фазе, наложенное на H -изображение (Big Bear Observatory) (в);

рентгеновский спектр RHESSI и его аппроксимация в 00:28:15 UT (г) (Lin et al., 2003) В последующей импульсной фазе наблюдалось три основания петель с более жестким спектром и ультра горячий тепловой источник в короне (рис. 1.9.6, в, г). Гамма излучение в импульсной фазе свидетельствовало об ускорении как ионов, так и элек тронов до нескольких десятков МэВ. В спектре было разрешено несколько ядерных линий с доплеровским сдвигом, характерным для движения ионов вниз, а также линия электрон-позитронной аннигиляции. Изображения источника в гамма-линии 2,223 МэВ (рис. 1.9.7) было сдвинуто на (20 ± 6) и показывало, что процессы ускорения и распространения ионов отличались от электронных (этот результат пока еще не был подтвержден в других вспышках).

1.9. Высокоэнергичное нейтральное излучение Солнца y, арксек - - - 300-500 кэВ 300-500 кэВ 50-100 кэВ - 700-1400 кэВ - 2218-2228 кэВ - -940 -920 -900 -880 -860 - x, арксек Рис. 1.9.7. RHESSI центр излучения 2,223 МэВ (красный круг — 1 неопределенность), кото рый соответствует области взаимодействия ионов, на фоне системы послевспышечных петель (изображения TRACE, 90 мин после вспышки). RHESSI источник излучения в диапазонах 300–500 и 700–1400 кэВ (желтый и фиолетовый круги — 1 неопределенность). Черные и синие контуры показывают изображения в диапазонах 300–500 и 50–100 кэВ. Синий крест обозначает центр излучения 50–100 кэВ (из статьи Lin et al., 2003) Событие 28 октября 2003 г. — пример комплексного и эффективного исполь зования данных в различных энергетических диапазонах (см., например, Schrijver et al., 2006). Достоверные данные о жестком рентгеновском и гамма-диапазонах в течение примерно 15 мин развития импульсной фазы вспышки (до прихода реля тивистских солнечных протонов) получены на борту INTEGRAL (Kiener et al., 2006) и КОРОНАС-Ф (Кузнецов и др., 2006а). К сожалению наблюдения RHESSI начались только в конце импульсной фазы.

Космическая обсерватория INTEGRAL (International Gamma-Ray Observatory) предна значена для регистрации излучения от галактических и внегалактических источников. Солнеч ные вспышки, сопровождающиеся возросшими потоками ЭМ-излучения и космических лучей, не способствуют выполнению основной задачи. Однако исключительная чувствительность и высокое энергетическое разрешение SPI позволяет исследовать (by product) гамма-излучения больших солнечных вспышек даже при неблагоприятной ориентации КА. Антисовпадательная защита SPI (ACS — Anti Coincedence System), работающая практически в непрерывном режиме, является надежным детектором жесткого рентгеновского излучения ( 150 кэВ) с уникальным временным разрешением. Благодаря сильно вытянутой орбите с большим периодом обращения INTEGRAL зачастую является единственным инструментом, активным в моменты солнечных вспышек.

Во временном профиле гамма-излучения вспышки 28 октября 2003 г. (рис. 1.9.8, Kiener et al., 2006), было выделено три фазы: A — фаза излучения непрерывного спектра (11:02:13 UT);

B — фаза излучения гамма-линий (11:03:28 UT) и фаза C — падения интенсивности (гамма-линии есть) от 11:06:43 UT (совпадает с началом наблюдений RHESSI) до 11:14:13 UT. О взаимодействии релятивистских протонов в атмосфере Солнца в фазах B и C свидетельствовали наблюдения гамма-квантов от распада пионов после 11:03:53 UT согласно КОРОНАС/СОНГ (Кузнецов и др. 2006а) и регистрация солнечных нейтронов НМ Цумеб (Watanabe et al., 2006).

136 Гл. 1. Солнце. Общие сведения t0 = 11:00:00 (UT) Скорость счета, с- A B C 1, Eg = 7 - 15 МэВ 0, Eg = 4,4 + 6,1 МэВ Eg = 22 МэВ 0 200 400 600 800 1000 Время, с Рис. 1.9.8. Временные профили гамма-излучения в различных энергетических диапазонах в событии 28 октября 2003 г. по данным SPI, спокойный предвспышечный фон вычтен.

Профиль для непрерывного излучения 7,5–15 МэВ получен простым интегрированием, тогда как профили для суммы линий 4,4 МэВ (12 С) и 6,1 МэВ (16 О), линии захвата нейтрона 2,223 МэВ получены вычитанием интенсивности непрерывной компоненты, оцененной по счету выше и ниже соответствующих линий. Временные интервалы между 133–208, 208–403 и 403–853 с после 11:00 UT обозначены как A, B и C (из работы Kiener et al., 2006) Визуализация источников гамма-излучения по данным RHESSI (Hurford et al., 2006) показала, что излучение в C-фазе исходило из компактного и ограниченного объема внутри активной области, т. е. ионы, генерирующие это гамма-излучение, были ускорены во вспышке, а не на широком фронте ударной волны КВМ.

По излучению в линии аннигиляции e+ -e была оценена плотность 1014 – 10 см3 и температура 105 К в области генерации этой линии на C-фазе и сделан вывод, что для поддержания параметров на таком уровне в течение нескольких минут необходим непрерывный подвод энергии, так как характерное время радиационного охлаждения составляет примерно 1 с (Share et al., 2004). Поведение ширины линии e+ -e (рис. 1.9.9, нижняя панель) показывает, что на 16 мин условия в области генерации изменились. К 11:20 UT плотность возросла до 1015 см3, а температура упала до 104 K, что соответствует параметрам фотосферы.

Согласно анализу данных SOHO (Schrijver et al., 2006) с 11:02 и до 11:20 UT в трех различных точках активной области наблюдались особенности в магнитограм мах, отождествленные авторами как изменения магнитной полярности, которые со провождались акустическими пиками. Эти акустические пики, несомненно, были вы званы мощными энерговыделениями, которые соответствуют фазам гамма-излучения 1.9. Высокоэнергичное нейтральное излучение Солнца 2, g, с-1. см-2. кэВ- Тормозное излучение на 200 кэВ 1,5 а 0, 9 Линия рекомбинации g, с-1. см- б 3, Линия аннигиляции g, с-1. см- Континуум аннигиляции/ 1, в -0, 10 Ширина линии аннигиляции (FWHM) Ширина, кэВ 5 г 11:08:00 11:16:00 11:24:00 11:32: Время, UT Рис. 1.9.9. Временные профили жесткого рентгеновского излучения (а);

ядерных гамма-линий (б);

интенивности излучения при аннигиляции позитрония (линии и континуу ма) (в);

и ширины линии аннигиляции (г) в событии 28 октября 2003 г. по данным RHESSI.

Линия на б соответствует вычисленному потоку 511 кэВ по наблюдаемой интенсивности ядерных линий (из статьи Share et al., 2004) A, B и C (Струминский и Зимовец, 2007). Событие 7 сентября 2005 г. также могло быть комбинацией, по крайней мере, трех актов энерговыделения A, B и C, которые обозначены вертикальными линиями на рис. 1.9.10. Только в этом случае, наиболее эффективное ускорение произошло в C-фазе.

Событие 20 января 2005 г. получило громкую известность благодаря рекордному возрастанию темпа счета полярных нейтронных мониторов и аномально быстрому приходу солнечных протонов на Землю (см. Plainaki et al., 2007 и ссылки там).

В жестком рентгеновском и гамма-диапазонах событие наблюдалось с борта RHESSI, INTEGRAL и КОРОНАС-Ф. Однако спектральный анализ этого излучения затруднен из-за высокого уровня радиации в межпланетном пространстве. Предварительные результаты обработки данных КОРОНАС-Ф (Кузнецов и др., 2006б;

Kuznetsov et al., 2007) показали, что пионная компонента гамма-излучения (рис. 1.9.11) была задержана на 1–2 мин относительно его менее энергичных компонент. Примерно первые 30 мин после выхода в межпланетное пространство солнечные протоны с энергией более 80 МэВ распространялись без рассеяния до Земли, а временные профили их интенсивности определялись только свойствами источника на Солнце 138 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Рис. 1.9.10. Сравнение временных профилей радиоизлучения на частотах 245 МГц и 8,8 ГГц (левая шкала) и темпа счета ACS SPI во время импульсной фазы событий: а — 28 октября 2003 г. (ноль времени соответствует 11:00 UT) и б — 7 сентября 2005 г. (Струминский и Зимовец, 2007). Вертикальные линии разделяют три фазы события 28 октября 2003 г.

согласно Kiener et al. (2006) (Струминский, 2006). Это дало возможность впервые однозначно связать потоки протонов в межпланетном пространстве с солнечным гамма-событием.

Выводы. Исследования высокоэнергичного нейтрального излучения Солнца по казали, что ускорение электронов и ионов возникает одновременно на масштабе времени порядка 1 с. Такие процессы могут повторяться несколько раз и перекры ваться между собой. В результате этого образуются пики жесткого рентгеновского 20.01.2005.

06:44:40 - 06:45:40 UT Фотоны, см-2. с-1. МэВ- 06:46:40 - 06:47:40 UT 102 06:49:40 - 06:50:40 UT 10- 10- 10- 10- 0,1 1 10 E,МэВ Рис. 1.9.11. Гамма-спектр в событии 20 января 2005 г. по данным КОРОНАС-Ф. Хорошо видна особенность в высокоэнергичной части, характерная для распада пионов (из статьи Kuznetsov et al., 2007) 1.9. Высокоэнергичное нейтральное излучение Солнца и гамма-излучения с характерной длительностью около 100 с, которые отождеств ляются с эпизодами энерговыделения в импульсных вспышках. В наиболее мощных и длительных вспышках происходит несколько таких эпизодов энерговыделения и ускорения частиц (длительная импульсная фаза), при этом соотношение числа ионов и электронов, а также максимальные энергии ускорения могут варьироваться.

Эпизоды ускорения также могут перекрываться между собой, формируя непрерывный временной профиль источника нетеплового излучения длительностью около деся ти минут.

Полученные изображения источника гамма-излучения указывают на область ге нерации гамма-излучения в основном в основаниях петель, т. е. ускорение должно происходить непосредственно в области вспышки. Наблюдаемая геометрия источни ка жесткого рентгеновского излучения, а также спектр гамма-излучения, по всей видимости, свидетельствуют, что механизм энерговыделения и ускорения в импульс ных и длительных вспышках одинаковый. Насущной задачей является возможность локализации источника и измерения спектра в каждом эпизоде ускорения, для этого необходимы массивные детекторы, обеспечивающие большой темп счета в различных энергетических диапазонах.

Отметим проблему фона солнечных протонов, так как их приход от западных вспышек затрудняет наблюдения длительного жесткого рентгеновского и гамма излучения. В экстремальных случаях (например, 20 января 2005 г.) интенсивность темпа счета в протонных каналах с энергией более 100 МэВ может возрасти примерно на четыре порядка за 15–20 мин по данным GOES. Поэтому уровень антисовпадательной защиты должен быть чрезвычайно высоким, чтобы выделять один фотон на фоне примерно 105 срабатываний на приход заряженных частиц.

Требование на длительность непрерывного измерения и уровня фона заряжен ных частиц (вторичных гамма-квантов) накладывает самые жесткие требования на орбиты космического аппарата. Действительно низкие круговые орбиты с малым наклонением, проходящие вне радиационных поясов и соответствующие достаточно высоким порогам геомагнитного обрезания, не удовлетворяют требованию по дли тельности непрерывного наблюдения Солнца (Солнце в тени Земли). Орбиты с боль шим наклонением (полярные) позволяют держать Солнце в поле зрения достаточно долго, благодаря длительности полярного дня до нескольких десятков суток. Однако высокий фон радиационных поясов и переменный вклад в счет детектора заряженных частиц не позволяет измерять потоки гамма-квантов с одинаковой эффективностью длительное время. Например, на полярных орбитах (близких к гелиосинхронным) в результате захода в радиационные пояса около 40 % времени каждого 90-минутного витка детекторы бывают выключены. Таким образом, космические обсерватории на низких круговых и полярных орбитах не могут решить основных задач, стоящих перед физикой Солнца высоких энергий. Однако, так как вывод КА на такие орбиты не требует больших ракетоносителей, то, как мы видим по последним российским проектам, экономика побеждает научную целесообразность.

Альтернативой являются сильно вытянутые эллиптические орбиты, такие как, например, у КА «Прогноз», ГРАНАТ, INTEGRAL. Период обращения на таких орбитах составляет около четырех дней, из которых внутри радиационных поясов КА проводит менее одного дня. Хотя процент неактивного времени оказывается примерно таким же, как и на низких орбитах, вероятность регистрации длительного солнечного события возрастает. Идеальными точками наблюдения за Солнцем являются точки Лагранжа (положение КА SOHO), или орбиты вокруг Солнца (КА STEREO). К со жалению запуск космических обсерваторий для наблюдения высокоэнергичного ней трального излучения Солнца в настоящее время не планируется.

140 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Приложение 1.

Исследование вспышек и других эруптивных процессов в солнечной атмосфере по данным эксперимента СПИРИТ С.А. Богачев, С.В. Кузин, В.А. Слемзин, А.М. Урнов Введение В данном разделе мы будем рассматривать явления солнечной активности, ко торые приводят к нерекуррентным возмущениям состояния космической погоды.

С наблюдательной точки зрения, такие явления классифицируются обычно по от дельности как солнечные вспышки, корональные выбросы массы (КВМ) и события с генерацией потоков энергичных заряженных частиц. Несмотря на различия, эти явления представляют собой следствие одного и того же комплексного взрывного процесса трансформации накопленной энергии магнитного поля в другие ее виды — жесткое излучение, энергию движения плазмы и ускорение потоков электронов и протонов. Когда один из перечисленных процессов явно превалирует, это отражает ся в классификации активного явления как вспышки, КВМ или протонного события.

В связи с эруптивными процессами рассматриваются также такие явления, как димминги (Hudson, Webb 1997, Harra, Sterling 2001), корональные волны (телескоп EIT, см. Thompson et al., 1998, Biesecker et al. 2002), исчезновение волокон (Jing 2004), эрупция протуберанцев (Gilbert et al., 2000, Schmieder et al., 2002), возник новение специфических объектов в горячей корональной плазме типа облаков или «пауков», наблюдаемых в линии MgXII (Zhitnik et al., 2003a,b,c). В рамках единого подхода мы будем объединять все перечисленные процессы термином «эруптивные процессы» (ЭП) и с этой точки зрения рассматривать как особенности и механизмы отдельных явлений, так и общие признаки, которые могут быть использованы для отождествления эруптивных процессов и их прогнозирования.

Ниже мы ограничимся рассмотрением ЭП, излучение которых несет информацию о процессах, происходящих непосредственно на Солнце или вблизи него, в отличие от потоков заряженных частиц, параметры которых в сильной степени зависят от их взаимодействия с магнитными полями и веществом межпланетного пространства.

Все перечисленные выше явления наблюдаются в широком диапазоне длин волн от видимого диапазона до жесткого рентгеновского излучения. Для каждого явления существует метод измерений и характерный диапазон длин волн, в котором данное явление может быть надежно обнаружено и диагностировано. Наиболее сложно исследовать динамические явления, регистрируемые в вакуумном ультрафиолетовом (ВУФ) и рентгеновском излучении вне атмосферы Земли с борта космических аппа ратов.

Чтобы определить механизм развития эруптивного процесса и описать его в терминах физических характеристик, необходимо решить две основные задачи.

Во-первых, обеспечить регистрацию излучения солнечной плазмы с высоким про странственным и временным разрешением в широком диапазоне длин волн, соот ветствующих различным слоям солнечной атмосферы от хромосферы до внешней короны. Во-вторых, разработать надежные методы диагностики солнечной плазмы в широком диапазоне условий генерации излучения.

Первая задача успешно решается с помощью метода изображающей спектро скопии. Суть этого метода (см. разд. 1.8.2) состоит в том, что одновременно и с достаточно высоким временным и пространственным разрешением регистрируются изображения Солнца в нескольких узких участках спектра, содержащих спектраль ные линии ионов обильных элементов (Fe, Ca, Si Mg, He, и др.), которые воз буждаются в различных температурных слоях солнечной атмосферы. До последнего 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ времени подобные измерения проводили, совмещая данные наблюдений, полученные разными приборами на нескольких космических аппаратах. Однако, опыт показывает, что в этом случае могут возникнуть ошибки вследствие различий в калибровках приборов, влияния разных условий наблюдений и подходов к обработке и интерпрета ции данных. Вероятность подобных ошибок существенно снижается, если измерения выполняются с помощью комплекса приборов на одном и том же космическом аппарате. Успешными примерами такого рода является эксперимент на европейской космической обсерватории SOHO и на борту спутника КОРОНАС-Ф, выполненного с помощью разработанного в ФИАНе комплекса телескопов и спектрогелиографов СПИРИТ (Житник и др., 2006). В тех случаях, когда совмещение разных данных является необходимым, следует уделить особое внимание взаимной калибровке при боров, выявлению и устранению возможных артефактов (Слемзин и др., 2005).

Вторая задача решается с помощью моделирования излучения плазмы в наблю даемых в эксперименте спектральных линиях ионов и определения ее основных параметров: распределений электронной плотности, температуры, дифференциальной меры эмиссии и др. и их временной динамики. К этой задаче тесно примыкает также рассмотрение возможных механизмов нагрева корональной плазмы и генерации ее излучения.

В настоящем разделе рассматриваются результаты исследований динамики и энергетики эруптивных процессов в солнечной атмосфере на базе данных эксперимента СПИРИТ на спутнике КОРОНАС-Ф в сочетании с данными наблюдений Солнца на других космических обсерваториях (SOHO, GOES, RHESSI).

1.1. Основы метода изображающей спектроскопии Основным преимуществом метода изображающей спектроскопии в эксперименте СПИРИТ является то, что в разных спектральных диапазонах изображения содержат весь диск Солнца и дополняют друг друга. Сравнивая синхронные изображения в разных длинах волн, соответствующих солнечной плазме с разной температурой можно проследить развитие ЭП, определить параметры процесса на разных стадиях и выделить признаки, которые можно использовать как предвестники активных явлений. В отличие от наблюдений с помощью спектрометров с малым полем зрения, например, CDS на борту КА SOHO (например, Harrison et al., 2003), изображения полного Солнца дают возможность изучить глобальные характеристики ЭП (Богачев и др., 2005). Кроме этого, сочетание данных СПИРИТа с данными приборов GOES, «Yohkoh»/SXT и RHESSI после кросс-калибровки обеспечивают возможность ис следовать пространственно-временную динамику тепловых и нетепловых процессов и механизмы изучения в горячей плазме (Урнов и др., 2007).

Аппаратура СПИРИТ была разработана в Физическом институте им. П. Н. Лебе дева РАН в продолжение начатой еще в 50-е гг. прошлого века программы иссле дований коротковолнового излучения Солнца. СПИРИТ включает два независимо работающих инструмента — блок телескопов СРТ-К, состоящий из двух телескопов (Т1 и Т2) и содержащих шесть спектральных каналов в диапазоне 171–304 A, и блок рентгеновских спектрогелиографов РЕС, содержащий два брэгговских изоб ражающих спектрогелиографа на линию MgXII и два дифракционных бесщелевых спектрогелиографа на диапазоны 177–207 и 285–335 В последнем случае каждый A.

кадр содержит несколько десятков непересекающихся изображений Солнца в моно хроматических линиях ионов данного диапазона длин волн.

Спектральные диапазоны телескопов комплекса СПИРИТ были выбраны с целью исследования структуры и динамики переходной области и нижней короны Солнца в диапазоне температур 0,05–2 МК. Оптическая схема телескопа Т1 полностью ана логична схеме телескопа EIT (Extreme-Ultraviolet Imaging Telescope) на КА SOHO 142 Гл. 1. Солнце. Общие сведения (Solar & Heliospheric Observatory, Moses et al., 1997). Основной задачей телескопа Т являлись синоптические наблюдения динамики солнечной плазмы в ВУФ-диапазоне, совместные наблюдения с каналами спектрогелиометра РЕС-К для локализации солнечных структур и событий, а также координированные наблюдения с телескопом EIT на КА SOHO.

Основной задачей наблюдений с телескопом Т2 являлось исследование солнечных структур с максимально возможным временным разрешением в двух спектральных каналах 175 и 304 Широкий динамический диапазон инструмента обеспечил A.

возможность проводить наблюдения как в максимуме, так и в минимуме солнечной активности. В этом приборе впервые был реализован принцип получения одновре менных изображений с одинаковой экспозицией в участках спектра 175 и 304 A, соответствующих различным слоям переходной области и короны Солнца. Кроме этого, телескоп Т2 использовался как внезатменный коронограф с внешним затме вающим диском для исследований ВУФ-излучения короны на расстояниях до 5R (Житник и др., 2005).

Блок рентгеновских спектрогелиографов РЕС-К предназначен для получения изображений Солнца в спектральных линиях высокоионизованных атомов обильных элементов с высоким пространственным разрешением. Спектрогелиограф включает канала: 2 канала «Mg» и 2 канала «EUV».

Основной задачей, поставленной при разработке спектрогелиометра «XUV» на диапазон 171–350 было получение монохроматических изображений всего диска A, Солнца, ширина которых в шкале длин волн не превышает 1 Это необходимо для A.

уменьшения переналожения гелиограмм в отдельных спектральных линиях, которое определяется густотой спектральных линий в этом диапазоне и угловым размером Солнца.

Работа приборов комплекса СПИРИТ была начата 15 августа 2001 г. Регуляр ные наблюдения и выполнение научной программы были начаты с ноября 2001 г.

и продолжались до схода спутника КОРОНАС-Ф с орбиты в начале декабря 2005 г.

Всего за время полета было выполнено более 23 тыс. сеансов наблюдений в различ ных спектральных каналах. За время эксперимента СПИРИТ было получено более 250 Гбайт телеметрической информации, содержащей около 400 тыс. кадров изобра жений и спектров Солнца, включавших более миллиона спектрогелиограмм Солнца в отдельных монохроматических линиях. В настоящее время создан интернет-сервер http://www.spirit.lebedev.ru, на котором представлены данные эксперимен та СПИРИТ с возможностью поиска по времени наблюдения, каналам и режимам съемки. Заголовки FITS-файлов максимально приближены к формату, используемому в эксперименте SOHO/EIT, что облегчает их сопоставление и обработку с помощью идентичных программ.

1.2. Диагностика процессов в горячей плазме по ВУФ и рентгеновскому излучению Мягкое рентгеновское излучение (МРИ) является основным источником ин формации in situ о нестационарных процессах, протекающих в наиболее горячих структурах солнечной короны с температурой от 3 до 30 МК и более. В ре зультате долговременных внеатмосферных экспериментов с помощью рентгеновской изображающей спектроскопии на спутниках SOHO, «Yohkoh», TRACE, КОРОНАС, RHESSI и др. в настоящее время накоплен огромный объем наблюдательных данных о пространственно-временных характеристиках МРИ в различных спектральных диапазонах, открывший возможность для количественного моделирования и апроба ции теоретических сценариев развития вспышечных и других эруптивных явлений на Солнце. Примером такого сценария, принятого во многих работах в качестве 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ стандартного, является модель импульсных вспышек, основанная на процессе маг нитного пересоединения, приводящего к ускорению электронов до высоких энергий с последующим нагревом и испарением плазмы нижней короны и хромосферы. Тем не менее, ряд вопросов, связанных с механизмами нагрева и энергобюджетом горячей вспышечной плазмы, а также возможность применимости такой модели к эруптив ным явлениям другого типа, остаются дискуссионными и требуют дополнительного экспериментального и теоретического изучения.

Существенным фактором, ограничивающим дальнейший прогресс в теоретиче ском описании вспышечных явлений, является отсутствие информации либо о спек тральном составе излучения в изображениях с широкополосными фильтрами, либо о пространственной локализации монохроматического излучения, полученных в ли нейчатых спектрах от всего Солнца. Такое ограничение приводит к существенной неопределенности при диагностике основных физических характеристик плазменных образований, необходимых для верификации плазменных моделей. Например, темпе ратура и мера эмиссии вспышечной плазмы для события 23 июля 2002 г., измеренная в однотемпературной (ОТ) модели методом отношения фильтров по данным GOES и по спектрам мягких каналов в изображениях RHESSI, отличаются, соответственно, в 1,8 и 4 раза. Различие временных профилей температуры в приведенном примере указывает на существенное изменение температурного состава излучения (распре деления дифференциальной меры эмиссии, ДМЭ) в течение вспышечного процесса, неучитываемое в методе отношения фильтров.

В работе Урнова и др. (2007), на результатах которой основано дальнейшее опи сание методов диагностики МРИ, предложен подход, основанный на согласованном описании временных профилей потоков и серии изображений, зарегистрированных на спутниках GOES, КОРОНАС-Ф и RHESSI. Были использованы два метода решения обратной задачи: с помощью многотемпературной параметрической (МТП) модели и итерационного метода Байеса (ИМБ), оответственно, для рентгеновского и крайне го ВУФ-излучения. Существенно новым элементом такого подхода к восстановлению температурного распределения ДМЭ по интенсивностям коротковолнового излуче ния в разных спектральных каналах, является использование монохроматических изображений всего Солнца в резонансной линии иона Mg XII 8,42 и линиях A ВУФ-диапазона, полученных в эксперименте СПИРИТ на борту КОРОНАС-Ф.

Монохроматические изображения в рентгеновских линиях, по сравнению, с изоб ражениями в широких спектральных полосах рентгеновского диапазона (GOES, «Yohkoh»/SXT), с одной стороны, и ВУФ-линиях, с другой, обладают важными особенностями, связанными с физикой образования и возбуждения многозарядных ионов. Линейчатое излучение в плазме солнечной короны определяется относитель ной концентрацией излучающих ионов (ионными обилиями), временная зависимость которых может значительно отличаться от временной зависимости температуры электронов, ответственных за возбуждение непрерывного спектра, дающего суще ственный вклад (до 80 % и более) в широкополосные диапазоны. Помимо этого, излучательная способность линий многозарядных ионов формируется в относительно узком интервале температур, в то время как интенсивность непрерывного излучения плавно меняется с температурой. В отличие от линий ВУФ-диапазона, возбуждаемых тепловыми (максвелловскими) электронами, рентгеновские линии, имеющие суще ственно более высокие (в 20–30 раз) пороги возбуждения, оказываются весьма чув ствительными к влиянию нетепловых (пучковых) электронов с энергией 2–10 кэВ.

Таким образом, сопоставляя временные и пространственные распределения потоков в линиях и широких спектральных интервалах рентгеновского и ВУФ-диапазонов, оказывается возможным получать информацию о механизмах возбуждения излуче ния и характеристиках корональной плазмы (Житник и др., 2006).

144 Гл. 1. Солнце. Общие сведения В рамках предложенной в работе Урнова и др. (2007) модели показана принципи альная возможность описания пространственно-временной динамики температурного состава МРИ в солнечной короне, необходимого для понимания механизмов его формирования и однозначного определения параметров плазменных образований — пространственных распределений температуры и плотности и их изменения во времени. Предложенный метод позволяет также проверить взаимную абсолютную калибровку потоков во всех использованных каналах их регистрации и привязку к солнечному диску изображений, полученных в эксперименте СПИРИТ.

Экспериментальные данные. Для моделирования температурного состава МРИ плазмы солнечной короны были использованы данные, полученные одновременно с помощью прибора РЕС в эксперименте СПИРИТ на борту КОРОНАС-Ф, рентгенов ского монитора GOES (Geostationary Operational Environmental Satellite, см. White et al., 2005) и каналов наиболее мягкого рентгеновского излучения на спутнике RHESSI (Reuven Ramaty High Energy Solar Spectroscopic Imager, см. Lin et al., 2003).

Рентгеновские изображения Солнца в монохроматической линии, выявили обла сти в солнечной короне с высокой температурой 4 МК и, таким образом, позволили обнаружить новый класс высокодинамичных плазменных образований, обладающих различным характерным размером и временем жизни от минут до нескольких суток (см. Zhitnik et al., 2003a, b, с). На рис. 1.1 дано сравнение широкополосного (теле а б Рис. 1.1. Изображения Солнца в мягком рентгеновском диапазоне по данным спутника «Yohkoh» (а) и КОРОНАС-Ф, канал Mg XII (б) скоп SXT на спутнике «Yohkoh») изображения корональной плазмы с температурой 2,5 МК с монохроматическим (канал Mg XII), показывающее отличие простран ственных масштабов плазменных структур с различным температурным составом.

На монохроматическом изображении отчетливо видна крупномасштабная струк тура, напоминающая по форме паука. Это явление было описано феноменологически как долгоживущее плазменное образование с характерным шарообразным ядром на больших высотах 0,1–0,3 и менее яркими «ногами», морфологически имеющими вид гигантских магнитных петель, ассоциированных с активными областями, но пространственно не совпадающих с холодными аркадами с температурой свечения 1–2 МК, зарегистрированных одновременно в спектральных изображениях прибора СРТ (см. Zhitnik et al., 2003a, b, c). В длительных (более 20 сут.) сериях непре рывных наблюдений, выполненных с временным разрешением от 0,6 до 1,7 мин, 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ была также обнаружена активная динамика таких образований, сопровождаемая появлением горячих облаков, вспышечными явлениями, выбросом корональных масс и др.

Анализ динамических характеристик временных профилей потоков в линии 8,42 (РЕС) и диапазоне 1–8 (GOES-8) позволили условно разделить все события A A на три типа: короткие импульсного типа (ИС), длительные градиентные события (ДГС), связанные с появлением «паука», и другие комплексные события, например, импульсные с длительным затуханием (импульсные долгоживущие события, ИДС), либо ДГС, сопровождаемые импульсными всплесками.

Сравнения полных (от всего Солнца) потоков излучения в линии 8,42 и диа A пазоне 1–8 проводимые при анализе монохроматических изображений Mg XII, A, обнаружили хорошее совпадение в пределах статистических ошибок порядка 10 % их временных профилей, характеризуемых значительными изменениями интенсивности в течение длительных интервалов, за исключением относительно коротких проме жутков времени в период максимальной фазы вспышечных ИС, а также на фазе спада ДГС. Для выяснения физических причин такого совпадения и более детального исследования корреляции в динамике рентгеновских потоков были использованы результаты серии непрерывных наблюдений с помощью рентгеновского спектроге лиометра РЕС в период с 26 по 28 февраля 2002 г. Потоки в линии 8,42 были A зарегистрированы с экспозицией и кадансом порядка 40 с;

для построения времен ных профилей в каналах GOES использовались усредненные потоки с разрешением 1 мин и калибровочные данные, приведенные в работе (Уайт и др., 2005). Данные RHESSI были использованы для сравнения спектральных характеристик излучения, проверки межкалибровочных констант и привязки монохроматических изображений к солнечному диску в период вспышечных событий 26.02.2002.

Одной из задач многотемпературного анализа является получение наблюдае мых временных профилей интенсивности рентгеновского излучения горячей плаз мы I(t) в виде разложения по интенсивностям излучения Ii (t, Ti ) в темпера турных интервалах Ti, соответствующих пространственным структурам в раз личных областях с объемом Vi. Такое разложение дает возможность исследовать пространственно-временную динамику вспышечных процессов в солнечной короне и их вклад в общий энергетический бюджет и, на этой основе, верифицировать суще ствующие теоретические модели и сценарии их развития. Подход к решению этой за дачи основан на точно решаемой (алгебраической) модели, параметры которой опре деляются с помощью временных профилей полных потоков рентгеновского излучения от всего Солнца, полученных в экспериментах на спутниках GOES, КОРОНАС-Ф и RHESSI.

Восстановление ДМЭ. Для восстановления температурного распределения объ емной ДМЭ горячей вспышечной плазмы по спектральным потокам рентгеновского излучения применялись различные подходы, среди которых можно выделить оптими зационный и итерационные методы максимального правдоподобия, использованные для многотемпературного анализа спектров, полученных в экспериментах на спутни ках «Hinotori», SMM, «Yohkoh», GOES, КОРОНАС-Ф и многих других. Эти методы позволяют получать зависимости ДМЭ от температуры, однако, при анализе резуль татов необходимо исследовать уровень достоверности получаемых решений, исходя из возможных погрешностей измеренных потоков. Такое исследование представляет большую трудность и во многих случаях вопрос о точности или однозначности решений остается открытым.

Для восстановления ДМЭ по рентгеновскому излучению использовался оптими зационный метод, основанный на многотемпературной параметрической (МТП) моде 146 Гл. 1. Солнце. Общие сведения ли, имеющий определенные преимущества для поставленных нами задач, связанных с определением динамики температурного состава корональной плазмы. В частности, приводя к алгебраической системе уравнений, такая модель дает точные решения для усредненной по определенным температурным интервалам ДМЭ излучающей плазмы в данный момент времени. Благодаря длительным временным сериям из меренных потоков, имеющих статистические ошибки в каждый текущий момент, полученные временные профили ДМЭ имеют разброс значений, характеризующих уровень достоверности, и, таким образом, вопрос о точности решений, связанных с погрешностью экспериментальных данных, оказывается решенным автоматически.

Другим важным преимуществом используемого метода является быстрота расчета, позволяющая оперативно исследовать различные модификации модели (выбор па раметров) для выяснения точности описания данных во всех каналах регистрации рентгеновского излучения.

Для решения обратной задачи с использованием спектров ВУФ-диапазона при менялся итерационный метод, основанный на теореме Байеса (ИМБ). Результаты расчетов с помощью этого метода, выполненные ранее для спектров активных обла стей показали, в среднем, хорошее согласие с расчетами на основе метода CHIANTI, обеспечивая при этом меньший разброс отношений для наблюдаемых интенсивностей к рассчитанным (Житник и др., 2006;

Урнов и др.. 2007). ИМБ показывает быструю сходимость: около 20-ти итераций достаточно для обеспечения заданной точности в пределах 10 %.

Для расчетов ДМЭ по ВУФ-спектрам были использованы относительные интен сивности оптически тонких спектральных линий, наиболее надежно отождествлен ных и не зависящих от плотности (см. табл. 1.1).

Результаты расчетов распределения ДМЭ (в относительных единицах) как функ ции логарифма температуры (в К) для активной области и ИС 28.12.2001, а также ДГС 29.12.2001 приведены на рис. 1.2. В расчетах использовались корональные Т а б л и ц а 1. Спектральные интервалы аппаратуры СПИРИТ и характерные температуры возбужде ния ионов солнечной плазмы, излучающих в этих интервалах Спектральный T, 106 K Прибор Ионы Канал интервал 8,418–8,423 MgXII A РЕС 2 спектрогелиографа MgXII OIV, FeIX-XXIV, 177– A 0,3– CaXIV–CaXVII 2 двухканальных спектро РЕС HeII, SiXI, гелиографа XUV диапазона 285– A FeXV–FeXVI, 0,05– MgVIII, NiXVII, CaXVII 171 ± A 1, FeIX–FeX СРТ (Т1) 2-канальный телескоп Гершеля 304 ± A 0,05, 1, HeII, SiXI 175± A 1, FeX–FeXI 195 ± A 1, FeXII СРТ (Т2) 4-канальный телескоп 284 ± A Ричи-Кретьена FeXV 304 ± A 0,05, 1, HeII, SiXI 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ Рис. 1.2. Значение дифференциальной меры эмиссии (в условных единицах) как функция температуры для активной области NOAA 9765, вспышки 28 декабря 2001 г. класса Х3. и «паука» (28–29 декабря 2001 г) на фазе ее затухания, примерно через 20 ч после максимума обилия и функции светимости (contribution functions) из базы данных CHIANTI (версия 4.2). Следует отметить значительный вклад МЭ в интервале температур 4–10 МК для всех рассмотренных событий.

Полученные распределения были использованы при построении МТП модели ДМЭ по рентгеновскому излучению. Параметры модели — меры эмиссии Yi трех температурных интервалов Ti, определялись из решения системы трех уравнений для интенсивностей потоков в каналах GOES I (1–8 GOES II (0,5–4 и Mg XII.

A), A) Выбор температурных интервалов Ti был сделан в соответствии с определен ными физическими структурами: Tar соответствует магнитным петлям активных областей (АО) для периодов вне вспышечной активности, Tsh — сверхгорячей (superhot) плазме, наблюдаемой в максимальной фазе вспышек, а промежуточный интервал Ttr — переходной (transient) плазме, обнаруженной в течение вспышеч ных процессов в экспериментах «Yohkoh»/SXT и СПИРИТ/Mg XII и связанной с магнитными структурами, ассоциированными с АО. Для исследуемого перио да 26.02.2002 были выбраны следующие интервалы: Tar = 1,5–4, Tsh = 4–10, Tsh = 0 Tm МК.

На рис. 1.3 представлены временные профили потоков в каналах Mg и GI и их разложение на компоненты, соответствующие вышеописанным температурным ин тервалам.

Для демонстрации относительного вклада компонент использовалась модель с по стоянными значениями Tm = 20 МК для ИС (левая часть) и Tm = 16 MK для ДГС (правая часть), соответственно. На рис. 1.4 даны профили объемной МЭ и приведено сравнение профилей средней температуры и полной МЭ, рассчитанных по МТП и ОТ-моделям по данным GOES.

Следует отметить существенное различие в распределении между компонентами в процессе развития вспышечных событий разных типов ИС и ДГС: для ИС вклад горячей компоненты является доминирующим, в то время как для ДГС существен ный вклад вносят холодная (2–4 МК) и переходная (4–10 МК) плазма;

развитие их 148 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Рис. 1.3. Временные профили в каналах: а, б — GOES II (0,5–4 в, г — GOES I (1–8 и A), A) д, е — Mg XII и их разложение на компоненты, соответствующие температурным интервалам Ti. Здесь и далее пунктирная линия соответствует «холодному» интервалу Tar, штриховая линия — «среднему» интервалу Ttr, штрих-пунктирная линия — «горячему» интервалу Tsh интенсивностей запаздывает по времени (на 20–25 мин) по отношению к горячей компоненте и длится существенно дольше. Как видно из рисунка, МЭ плазмы с T 10 МК превышает МЭ горячей компоненты более чем на порядок, что суще ственно сказывается на энергобюджете ДГС. Важно также отметить существенное отличие результатов расчета температуры и МЭ в обеих моделях: в МТП нарастание МЭ практически совпадает с нарастанием температуры в отличие от ОТ, для которой характерна существенная временная задержка для роста МЭ по сравнению с тем пературой. Как видно из рисунка, средняя температура для вспышечных событий 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ а б Рис. 1.4. Сравнение профилей: а — объемной меры эмиссии и б — средней температуры в МТП- и ОТ-моделях значительно ниже, а МЭ выше (на порядок и более) соответствующих значений в ОТ.

При этом возрастание интенсивности в течение ДГС в МТП-модели происходит за счет меры эмиссии (в основном «холодной» и промежуточной плазмы), в то время как в ОТ — за счет изменения температуры при практически постоянной МЭ.

Для проверки калибровочных констант и результатов МТП-модели использова лиcь данные RHESSI. Сопоставление результатов расчетов модификации с данными RHESSI для событий импульсного типа (максимумы в 10:26 и 14:00 UT), а также для ДГС («паук» — максимум в 16:40 UT), обнаружило практически точное совпадение величины МЭ для горячей области. Хорошее согласие результатов МТП-модели с данными RHESSI указывает на качество моделирования и точность определения межкалибровочных констант.

Важным результатом является также то, что расчеты по МТП-модели, выпол ненные с фотосферными обилиями, не позволяют получить удовлетворительного согласия с данными RHESSI.

В рамках МТП-модели удалось дать количественную интерпретацию наблюдаемо го соотношения интенсивностей каналов Mg и GI: на фазе роста и затухания вспы шек существенная часть МЭ источника содержится в переходной плазме (излучение которой в значительной степени формируется благодаря излучению в линиях), что обеспечивает пропорциональность полной интенсивности в канале GI интенсивности в канале Mg за счет слабой зависимости отношения температурных коэффициентов в интервале Ttr. В период максимальной фазы ИС интенсивность в канале GI заметно отличается (больше) от интенсивности в канале Mg благодаря существен ному вкладу горячей компоненты в полную интенсивность. Для ДГС интенсивность 150 Гл. 1. Солнце. Общие сведения в канале GI также превышает интенсивность в канале Mg из-за большого вклада и более медленного спада холодной компоненты (см. рис. 1.2).

Для моделирования временной динамики пространственных распределений элек тронной плотности и температуры были использованы как полные потоки, так и изоб ражения в канале Mg XII. Ниже представлены результаты моделирования плазмы ДГС («паука»), отличающимися от ИС большими размерами. Во временной серии изображений в канале Mg XII была определена пространственная область, интенсив ность которой имеет временной профиль, близкий к профилю потоков в интервале Tsh мягких каналов RHESSI, что позволило оценить размер области и осуществить привязку магниевых изображений к солнечному диску. Затем с помощью изобра жений были определены границы областей, соответствующих Ttr и Tar. Анализ изображений «пауков», зарегистрированных в канале Mg XII, показал, что распреде ление интенсивности в их изображениях имеет квазицентральную симметрию: яркое квазисферическое ядро и окружающую его гораздо менее яркую область. Границы этих областей существенно меняются во время хода вспышки, достигая максимума в момент максимальной фазы вспышечного события.

Для моделирования пространственно-временной структуры излучения «паука» февраля 2002 г. использовались распределения Ne и Te как функции радиуса R, приведенные на рис. 1.5 (левая часть рисунка).

Рис. 1.5. Распределение: а — электронной температуры и плотности и б — потока излучения (справа) для «паука» 26 февраля 2002 г. в 16:00 UT Соответствующие параметры для максимальной фазы (16:30 UT) были определе ны путем сравнения излучения моделируемого источника с экспериментально изме ренным (правая часть рисунка). Важно отметить, что в связи с резкой зависимостью функции светимости GMg (T ) от температуры, распределения Ne и Te определяет ся практически однозначно. Небольшие вариации как формы, так и абсолютных значений параметров приводят к существенным рассогласованиям с наблюдаемыми распределениями. Расчеты полных потоков в каналах GOES и Mg XII для этих распределений показали хорошее количественное согласие с экспериментальными по токами и мерами эмиссий в температурных интервалах, полученных по МТП-модели.

Рассмотрение временного хода изображения показывает, что интенсивность в ходе развития вспышечного события нарастает за счет изменения меры эмиссии холодной и промежуточной областей, растущих благодаря увеличению их размеров.

В рассмотренном вспышечном событии распределение плотности существенно отличается от соответствующего распределения в ИС. В плазме «паука» плотность 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ является практически постоянной и близкой к корональной плотности (2 · 109 см3 ), в отличие от импульсной вспышки 26.02.2002 (в 10:26 UT), где плотность достигает величины 2,6 · 1011 см3. В то же время максимальные температуры в обоих собы тиях оказываются близкими 16 и 21 МК, соответственно.

1.3. Источники мягкого рентгеновского излучения в солнечной короне Как неоднократно отмечалось выше, в солнечной короне, средняя температура которой лишь незначительно превышает 1 млн К, во время вспышек могут формиро ваться области значительно более горячей плазмы с температурой 10 млн К и выше, являющиеся источниками интенсивного рентгеновского излучения. Многочисленные примеры такого нагрева были получены уже в первое десятилетие спутниковых исследований Солнца в 1960-х–начале 1970-х гг. в экспериментах на геодезиче ских ракетах, а также на борту советских и американских космических аппаратов.


Подробное исследование структуры и динамики высокотемпературных корональных областей в то время, однако, было невозможно из-за низкого пространственного разрешения наблюдений (порядка одной угловой минуты).

Возможности для такого исследования появились в 1990-х гг. в связи с развитием рентгеновской оптики, а также появлением современных полупроводниковых прием ников излучения, позволяющих регистрировать коротковолновое излучение Солнца с пространственным разрешением до 1 угловой секунды. В 1992 г. телескоп SXT на борту японского спутника «Yohkoh» впервые предоставил изображения высо котемпературных источников рентгеновского излучения во вспышках. Источники излучения были обнаружены во вспышке 13 января 1992 г., располагались в короне над вершинами вспышечных петель и характеризовались температурой 15–20 млн К, плотностью 1010 см3 и полной мерой эмиссии 1048 см3. Наиболее приме чательной особенностью источника излучения оказалось его движение во время вспышки вверх со скоростью 3,5 км/с. Впоследствии аналогичные данные были получены в ходе других наблюдений «Yohkoh», продолжавшихся до декабря 2001 г.

После 2001 г. исследования горячей плазмы в короне осуществлял единственный инструмент — изображающий спектрогелиометр СПИРИТ/MgXII работавший на борту российского спутника КОРОНАС-Ф. Наиболее существенным из них стало открытие нового класса высокотемпературных корональных объектов — крупномас штабных областей горячей плазмы с временами жизни намного превышающими времена их теплопроводного и лучистого охлаждения. Наблюдения показали, что области располагаются на значительной высоте в короне — до 200 тыс. км — и характеризуются температурой 10–15 млн К. В отличие от импульсных источников, обнаруженных «Yohkoh» во вспышках, данный класс объектов оказался не связан прямо со вспышечной активностью.

Примеры импульсных и долгоживущих источников мягкого рентгеновского излу чения демонстрируются на рис. 1.6. Основу рисунка составляют изображения, заре гистрированные телескопом SOHO/EIT в линии ионизованного железа Fe XII 195 A (T 1,5 · 10 К), на которые контурами нанесено положение высокотемпературных источников излучения, наблюдавшихся в каждом из событий спектрогелиометром СПИРИТ/Mg XII. Для импульсного источника от 20 февраля 2002 г. показаны два последовательных положения, демонстрирующие его движение вверх. Первое из них соответствует моменту 02:43:03 UT, когда центр источника располагался на высоте 66 000 км, а второе — моменту 03:21:02 UT. Источник за это время переместился вверх в короне на высоту 106 000 км.

Средняя скорость подъема, таким образом, составила 17 км/с. Видимый размер высокотемпературной области за это время увеличился с 1,5 до 2,4 угловых минут.

152 Гл. 1. Солнце. Общие сведения Рис. 1.6. Импульсные и долгоживущие источники мягкого рентгеновского излучения в сол нечной короне Временные профили источников излучения, построенные на основе данных на блюдений спутника GOES-10 в диапазоне длин волн 1–8 имеют схожую форму, A, которая характеризуется относительно быстрым ростом потока излучения в начале события и продолжительной фазой спада излучения;

для импульсного источника ее продолжительность составляет 2 ч, а для долгоживущего — около 14 ч. При этом в первом случае излучение уменьшается на три порядка величины, от 105 до 108 Вт/м2, а во втором — всего в 50 раз, от 106 до 2 · 108 Вт/м2. Если охарактеризо вать фазу спада некоторым характерным временем, в течение которого мощность излучения уменьшается в e раз, то мы приходим к выводу, что для импульсного источника = 17,4 мин, в то время как для долгоживущего источника = 214,7 мин, т. е. более 3,5 ч. Таким образом, режимы остывания плазмы в высокотемпературных источниках разных типов существенно отличаются друг от друга;

как минимум они различаются характерными временами.

Нагрев импульсных источников излучения быстрой ударной волной. На блюдения высокотемпературных источников в короне предоставляют возможности для уточнения теории нагрева атмосферы Солнца под действием вспышечных и иных процессов.

В качестве основных механизмов нагрева атмосферы Солнца во время вспы шек часто рассматривают нагрев тепловыми потоками и энергичными частицами.

Формирование частиц и потоков тепла может происходить в высокотемпературном турбулентном токовом слое, в котором во время вспышки магнитная энергия тока превращается в другие формы энергии. Здесь, однако, обсуждается иной механизм, а именно газодинамический нагрев плазмы солнечной короны при прохождении быстрой ударной волны. Ниже приводятся аргументы в пользу того, что именно этот 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ процесс является причиной наблюдаемых проявлений импульсных вспышек в мягком рентгеновском диапазоне (см. также статьи Богачева и др. 1998, Somov et al., 2005).

Адиабатическая ударная волна. На рис. 1.7 показана схема развития высоко температурного источника излучения в короне. В соответствии с моделью источник Рис. 1.7. Формирование быстрой ударной волны в короне Солнца в области взаимодействия потока плазмы из токового слоя с магнитным препятствием — системой вспышечных петель:

а — схема формирования высокотемпературного источника излучения;

б — изображение источника по данными СПИРИТ/Mg XII формируется над системой вспышечных петель в области взаимодействия с ней потока плазмы из области пересоединения. При определенных условиях скорость потока превышает магнитозвуковую скорость и начинается процесс формирования быстрой ударной волны. В системе отсчета, связанной с вершиной петли, фронт волны распространяется вверх. Данное движение отождествляется в модели с пере мещением вверх вспышечных источников высокотемпературного излучения, наблю даемым в событиях этого типа. Для установления связи между параметрами плазмы до и после прохождения ударной волны традиционно используют систему уравнений непрерывности потоков массы, импульса и энергии.

Используя этот стандартный способ описания и сделав несколько упрощающих предположений (рассматривается перпендикулярная ударная волна, уравнение для переноса энергии записывается в адиабатическом приближении, плазма солнечной короны считается идеальной), можно теоретически рассчитать основные характе ристики высокотемпературного источника (его температуру, плотность и скорость движения вверх) по заданным параметрам «невозмущенной» плазмы (ее концен трации, температуре и скорости потока). Исходя из данных наблюдений в рентге новском диапазоне для невозмущенной плазмы можно положить ne = 2 · 109 см и T = 30 млн К. Скорость потока плазмы из области пересоединения зависит прежде всего от характеристик пересоединяющего токового слоя;

ее теоретическое значение составляет 2000 км/с. Заметим, что это выше, чем скорость звука, которая при температуре 30 млн К составляет 900 км/с. Это является достаточным условием 154 Гл. 1. Солнце. Общие сведения для формирования ударной волны. Магнитное поле B положим равным нулю. В этом случае будет равно нулю и поле за фронтом.

Результаты расчетов показывают, что при взаимодействии с системой петель потока плазмы с указанными характеристиками над петлями должен сформиро ваться высокотемпературный источник излучения, характеризующийся температурой T2 = 130 млн К, плотностью n 2 = 4 · 1010 см3 и распространяющийся вверх со ско ростью v2 = 940 км/с. Как говорилось выше, температура вспышечных источников рентгеновского излучения в короне по данным «Yohkoh» составляет около 20 млн К, плотность электронов ne 1010 см 3, а скорость подъема источника не превышает 10 км/с. За исключением плотности эти значения существенно отличаются от по лученных при расчетах. Таким образом, реальные условия, в которых происходит нагрев высокотемпературной плазмы в короне, далеки от адиабатических.

Предположение об отсутствии магнитного поля никак не влияет на общий вывод о неприменимости адиабатического приближения. Нетрудно убедиться, что введение любого отличного от нуля значения B лишь увеличивает скорость фронта, приводя к еще большему расхождению с наблюдениями.

В результате встает вопрос о построении реалистичной модели нагрева плазмы солнечной короны быстрыми ударными волнами, которые позволили бы объяснить наблюдаемую температуру и низкую скорость подъема высокотемпературных источ ников излучения.

Неадиабатический режим ударной волны с охлаждением за фронтом.

Нагретая за фронтом плазма неизбежно теряет энергию в результате теплопро водного и лучистого охлаждения. Расширение плазмы вдоль линий поля также должно уменьшать ее температуру. Как будет показано ниже, эти потери играют существенную роль в балансе энергии и приводят к быстрому охлаждению плазмы за фронтом ударной волны.

Если бы при найденных параметрах нагретой плазмы была применима класси ческая теплопроводность, то время охлаждения коронального источника размером 109 см составило бы менее 0,1 с.

Плазма в короне, однако, является бесстолкновительной, и перенос тепла в ней осуществляется несколько медленнее. Турбулентный тепловой фронт распространя ется со скоростью волн, с которыми взаимодействуют тепловые электроны «сверх горячей» (T 30 МК) плазмы. Для случая ионно-звуковых волн эта скорость равна около 108 см/с. Характерное время распространения волны составляет, таким образом, около 10 с. Оно сравнимо и со временем гидродинамического расширения плазмы вдоль магнитных линий за фронтом ударной волны. По этой причине его следует рассматривать как оценку сверху. Кроме того, наиболее быстрые тепловые электроны могут проникать сквозь турбулентный фронт, унося с собой значительную часть тепловой энергии. Это уменьшает и без того малое характерное время охла ждения.

Главный вклад в охлаждение плазмы излучением при температурах выше 10 млн градусов, как известно, дает тормозное излучения. Характерное время охлаждения для него составляет около 106 с, что намного выше, чем время теплопроводного охлаждения вспышечного высокотемпературного источника.


Следует заметить, что по мере уменьшения температуры роль лучистых потерь возрастает. Сначала они увеличиваются за счет свободно-связанных переходов, что приводит к формированию вспышечных петель, наблюдаемых в мягком рентгенов ском диапазоне. Затем лучистые потери энергии достигают максимальных значений при температурах Te 105 К, что вызывает быстрое охлаждение и сжатие плазмы — тепловую неустойчивость. В результате, образуются холодные плотные петли, наблю 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ даемые в водородной линии Н над фотосферной нейтральной линией магнитного поля.

В целом, в нагретой за фронтом плазме потери на излучение играют незначитель ную роль. Охлаждение за счет теплопроводности, напротив, чрезвычайно эффектив но. Его характерное время составляет 10 с (верхний предел), что в несколько раз меньше продолжительности жизни коронального источника жесткого рентгеновского излучения.

Можно предположить, что процессы охлаждения в высокотемпературной плазме короны происходят столь эффективно, что позволяют полностью пренебречь газовым давлением по сравнению с магнитным. Это позволяет рассмотреть систему уравнений непрерывности в ином, неадиабатическом приближении, отличном от использованно го выше.

Магнитное поле уже нельзя полагать равным нулю, так как постановка задачи требует отличного от нуля магнитного давления. В качестве примера рассмотрен поток с B = 0,5 Гс. Нетрудно убедиться, что скорость фронта ударной волны в этом случае, действительно, заметно уменьшается и составляет 10 км/с (см. рис. 1.7).

В адиабатическом приближении она была около 1000 км/с. Полученное значение согласуется со скоростью движения вверх источника жесткого рентгеновского из лучения. Таким образом, формирование в короне высокотемпературных источников рентгеновского излучения, действительно, может быть описано моделью нагрева быстрой ударной волной. При этом режим нагрева, учитывающий лучистое и теп лопроводное охлаждение горячей плазмы за фронтом, более соответствует реальным условиям в короне Солнца и лучше согласуется с наблюдениями, чем традиционное адиабатическое приближение.

1.4. Динамика эруптивных процессов в переходном слое и нижней короне Солнца Вспышки и КВМ являются наиболее прямыми признаками взрывного высвобож дения энергии в короне Солнца. Излучение вспышек наиболее интенсивно в рентге новском излучении с энергией единицы — десятки КэВ и локализовано в окрестности области нагрева плазмы, причем пик интенсивности рентгеновского излучения с ми нимальной задержкой (не более десятка секунд) совпадает с максимумом выделения энергии. КВМ обычно наблюдаются с помощью коронографов в белом свете, когда облако выброшенного вещества уже находится на расстоянии 1–2 радиуса от лимба Солнца (ближе наблюдения невозможны, поскольку яркость КВМ на много поряд ков меньше яркости солнечного диска). На этом расстоянии облако выброшенного вещества уже имеет значительные угловые размеры (десятки градусов) и движется со скоростью в сотни и тысячи километров в секунду.

Если сопоставить КВМ с соответствующей вспышкой на диске, то момент первого наблюдения КВМ запаздывает по отношению к максимуму вспышки на 20–30 мин. Условный момент старта КВМ от поверхности Солнца устанавливается с помощью пересчета движения облака (обычно его наиболее удаленного от Солнца фрагмента) в поле коронографа назад до лимба в предположении равномерного или равноускоренного движения. Таким образом, рассуждения об отставании или опережении начала КВМ по сравнению со вспышкой справедливы только в случае, если считать закон движения неизменным. По этим причинам начальная стадия эруптивного процесса практически не изучена. Отметим, что в эксперименте СПИ РИТ была предпринята первая попытка наблюдения эруптивных явлений в ранее недоступном интервале от лимба Солнца до расстояния порядка 3–5R с помо щью ВУФ-коронографа с внешним затмевающим диском (Zhitnik et al., 2003). Как известно (Hudson et al., 1997), корональные выбросы массы и связанная с ними 156 Гл. 1. Солнце. Общие сведения перестройка магнитного поля в обширной области солнечной атмосферы сопровож даются рядом крупномасштабных явлений. В частности, в мягком рентгеновском и вакуумном ультрафиолетовом диапазонах на диске в результате эрупции возни кают так называемые димминги и постэруптивные аркады со временем жизни от нескольких часов до суток (Черток и Гречнев, 2003, Harrison et al., 2003). Как указывалось ранее, димминги, или транзиентные корональные дыры, представляют собой районы пониженной интенсивности излучения, которые формируются вслед за КВМ в окрестности эруптивного центра, и в стадии высокой солнечной активности могут охватывать значительную часть солнечного диска. Димминги, примыкающие к эруптивному центру, по своей локализации и структуре обычно совпадают в линиях с разной температурой образования, что дает основание интерпретировать их как результат полного или частичного открытия корональных магнитных полей, при водящего к эвакуации вещества и соответствующему уменьшению интенсивности излучения. Очень важно, что локализация диммингов указывает на магнитные структуры, участвующие в эрупции. Исследование изменения яркости этих структур до и во время образования диммингов дает возможность проследить начальную стадию формирования КВМ.

Регулярные наблюдения Солнца телескопами СПИРИТ дали богатую информа цию о мощных эруптивных событиях, произошедших в 2001–2005 гг. Важным пре имуществом телескопов СПИРИТ по сравнению с другими инструментами, в част ности, с телескопом SOHO/EIT является возможность одновременной регистрации изображений Солнца в двух диапазонах: 175 содержащем корональные линии A, FeIX-XI (T 0,9–1,3 MK), и 304 в котором превалирует линия переходного A, слоя HeII (T 0,02–0,08 MK). Кроме того, наблюдения выполнялись с околоземной орбиты, имеющей высоту 500 км, и, следовательно, аппаратура СПИРИТ была гораздо лучше защищена магнитосферой Земли от потоков заряженных частиц, сопутствующих мощным событиям, чем телескоп EIT, работающий в точке Лагранжа на расстоянии в 1 млн км от Земли (в телескопе EIT это вызывало появление «снега»

от множества треков заряженных частиц на протяжении нескольких часов после события (Grechnev, 2005).

На рис. 1.8 показана картина диммингов, наблюдавшаяся в канале 175 в мощ A ном эруптивном событии 28 октября 2003 г. (Slemzin и др., 2005б).

Поскольку димминги являются относительно стабильными объектами, сохраня ющимися от нескольких часов до нескольких суток, для их наблюдения лучше всего подходит метод «фиксированных разностных изображений», подробно описан ный в работах (Chertok, Grechnev, 2003, 2005). В этом методе рассматриваются разностные изображения с компенсацией вращения Солнца, причем в качестве ба зового (вычитаемого) используется изображение, снятое до момента начала эрупции (или вспышки). Наиболее контрастное изображение диммингов получается в мо мент достижения минимума через 30–60 мин после начала эрупции. Как видно из рис. 1.8, в рассматриваемом событии крупномасштабный димминг состоял из нескольких участков, распределенных по всей южной полусфере. Анализ временных профилей яркости корональных структур в пределах каждого из участков показал, что вариации яркости большинства участков хорошо скоррелированы между собой (например, участки 1 и 2 на рис. 1.8) и их можно отнести к основному процессу эрупции. В других случаях (например, 5) ход интенсивности отражает какие-то дру гие процессы. Как следует из рис. 1.8, моменты максимума рентгеновской вспышки, проектируемого начала КВМ (указан пунктирной линией) и максимального спада интенсивности в димминге с хорошей точностью совпадают. Интересно отметить, что положительная корреляция вариаций яркости удаленных участков диммингов, наблюдаемая до начала эрупции, после этого момента исчезает или даже становится 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ Рис. 1.8. Димминги в эруптивном событии 28.10.2003, 11:01:39 UT: а — карта диммингов в канале 175 телескопа СПИРИТ;

б — профили интенсивности в участках диммингов 1, A и 5;

в — профили интенсивности всей площади диммингов в каналах СПИРИТ 175 и EIT A 195 отнесенные к полной интенсивности диска до события;

г — полный поток от Солнца A, в канале GOES 1– A отрицательной. Другим важным фактом, следующим из фотометрического анализа крупномасштабных диммингов, является заметное уярчение корональных структур в областях диммингов за 2–3 ч до эрупции.

Положительная корреляция яркости корональных структур возможна, если они связаны с некоторым гипотетическим центром эрупции магнитными связями, ко торые нарушаются при развитии КВМ. По измерениям, в пределах временного разрешения 12–15 мин. участки диммингов, расположенные друг от друга на рас стояниях в сотни тыс. км, появляются одновременно вне зависимости от расстояния.

Если предположить, что начальное возмущение распространяется по поверхности Солнца, то оно должно двигаться с очень большой скоростью — более 1000 км/с, что сравнимо со скоростями ударных волн. Реально, при образовании диммингов наблюдаются только корональные волны со значительно меньшими скоростями не более 400 км/с (Zhukov, Auch` re, 2004). Другое объяснение отсутствия задержки e 158 Гл. 1. Солнце. Общие сведения в развитии диммингов заключается в том, что корональные структуры, находящиеся друг от друга на большом расстоянии, изначально связаны глобальными магнитны ми связями, например, трансэкваториальными петлями (ТЭП). Во время развития эрупции происходит трансформация или исчезновение петли, при этом димминги образуются одновременно в областях, примыкающих к основаниям петли.

Трансэкваториальные петли многократно наблюдались на станции «Skylab», теле скопами SXT на спутнике «Yohkoh» и EIT на SOHO (см. Delanne, Aulanier, 1999;

e Khan, Hudson, 2000;

Pevtsov, 2000;

Farnik et al., 2001;

Glover et al., 2003), причем во многих случаях они исчезали в связи с КВМ и появлением диммингов. Например, из 33 случаев наблюдения ТЭП, отмеченных в работе (Glover et al., 2003), такая корреляция была обнаружена в 14 случаях, причем в двух случаях исчезновению ТЭП предшествовало появление каспа. ТЭП располагаются почти симметрично отно сительно экватора с расстоянием между подножиями в несколько десятков градусов (от 1 до 75, в среднем, около 30 ), а высота достигает 0,2–0,3 солнечного радиуса.

Время существования ТЭП — от нескольких часов до нескольких суток. ТЭП лучше всего наблюдаются в мягком рентгеновском диапазоне, поскольку, по данным «Yohkoh», их температура составляет 5–7 МК. Крупные петли c характеристиками, подобными ТЭП, в периоды высокой активности могут образовываться между актив ными областями в одной и той же полусфере. При исчезновении ТЭП в результате эрупции наблюдаются также всплески II рода в метровом радиодиапазоне, которые генерируются на фронте ударной волны при движении плазмы и свидетельствуют о связи с развитием КВМ (Pohjolainen et al., 2005).

Впервые выполненные одновременные наблюдения в каналах 175 и 304 A A в эксперименте СПИРИТ дали возможность исследовать развитие диммингов в ко роне и переходной области. На рис. 1.9 показан ход вариаций яркости (относительно яркости всего диска до события) в одних и тех же областях диммингов, образо вавшихся в результате мощного эруптивного события 17 ноября 2003 г. и наблю давшихся в течение полутора суток в каналах 175 и 304 телескопа СПИРИТ A и 195 телескопа EIT. Через сутки после первого КВМ в той же области диска A произошла вторая эрупция. Во всех каналах ход яркости практически одинаков, но в линии переходной области 304 глубина минимума существенно меньше, чем A Рис. 1.9. Вариации относительной яркости в областях диммингов в переходной области ( A) и короне (175 и 195 в событии 17–18 ноября 2003 г.

A) 1. Исследование эруптивных процессов по данным эксперимента СПИРИТ в корональных линиях 175 и 195 Во время развития первого КВМ димминги A.

в короне и переходной области развивались одновременно, однако во втором событии (так же как и в мощном событии 4 ноября 2001 г., Chertok, Grechnev, 2004) димминг в 304 развивался с заметным замедлением. Тем самым установлено, что процесс A формирования КВМ захватывает по глубине, хотя и в разной степени, практически всю солнечную атмосферу (вплоть до хромосферы). Запаздывание в развитии возму щения в переходной области по сравнению с короной подтверждает предположение о том, что источник возмущений находится высоко в короне.

Заключение Монохроматические изображения в резонансной линии Mg XII, полученные в эксперименте СПИРИТ с высоким пространственным разрешением порядка 8 се кунд дуги в сочетании с ВУФ-спектрами, а также данными о временных профилях и изображениях мягкого рентгеновского излучения со спутников GOES, «Yohkoh»

и RHESSI позволили получить принципиально новую информацию о структуре, динамике и физических характеристиках (распределении электронной плотности, температуры и давления) в горячих плазменных образованиях с температурой от 4 до 20 МК и более. Многотемпературный анализ, выполненный по результатам таких комплексных одновременных наблюдений в разных спектральных интервалах, показал, что температура, традиционно определяемая методом фильтров, может пре вышать в 2–3 раза, а мера эмиссии на порядок и более занижать, соответственно, среднюю температуру и значение полной МЭ вспышечных областей.

Важным результатом исследования временных профилей потоков МРИ прибором РЕС и монитором GOES является обнаружение во всех вспышечных событиях «пе реходной» плазмы с промежуточной температурой 4–10 МК, дающей значительный, до 70 % и более, вклад в энергобюджет вспышечных процессов. Наиболее суще ственным образом такая плазма влияет на динамику долговременных градиентных событий (ДГС), например, так называемых «пауков», впервые обнаруженных и ис следованных с помощью серий монохроматических изображений в канале магния.

Анализ морфологических особенностей и диагностика температурных и плотностных пространственных распределений показали принципиальное отличие таких вспышеч ных явлений от обнаруженных ранее в эксперименте «Yohkoh», что свидетельствует о различных механизмах их образования и развития.

Выполненные в рамках эксперимента СПИРИТ исследования эруптивных дим мингов, наблюдаемых в ВУФ-области спектра, показали, что эти явления представля ют собой мощный инструмент для диагностики процессов, происходящих в нижней короне и переходной области, и исследования реструктуризации глобального магнит ного поля при инициации и формировании КВМ.

Наличие новых данных, полученных приборами комплекса СПИРИТ, приводит к необходимости пересмотра интерпретации ряда результатов количественного моде лирования процессов образования и развития вспышечных явлений.

Глава ФИЗИКА ПЛАЗМЫ АТМОСФЕРЫ СОЛНЦА Под редакцией А. В. Степанова, А. Б. Струминского 2.1. Параметры плазмы и магнитного поля в атмосфере Солнца А. В. Степанов Переходя к изучению плазменных процессов в солнечной атмосфере, необходимо представлять характеристики среды, в которой происходят вспышки, выбросы массы, нагрев плазмы, ускорение частиц и генерируются различные виды излучений. Из предыдущих разделов следует, что важнейшими параметрами атмосферы Солнца, определяющими ее гидродинамические, тепловые и электромагнитные свойства, являются концентрация частиц n, величина магнитного поля B и кинетическая температура T.

Несмотря на существование тонкой структуры атмосферы, полезно знать од нородную (усредненную) модель температуры фотосферы, хромосферы и короны, которая адекватна наблюдениям с низким пространственным разрешением. В фото сфере температура падает от ее основания (T 104 К) до высоты порядка 500 км (T 4 · 103 К). Высота в солнечной атмосфере отсчитывается от уровня, где оптиче ская толщина в непрерывном спектре в области 5000 равна единице. В хромосфере A температура постепенно растет, а в сравнительно тонком, 100 км, переходном слое на высоте 2–3 тыс. км между хромосферой и короной увеличивается от 104 до 106 К.

Величина 106 К определяется условием термостатирования короны солнечным ветром (Каплан и др., 1977). Более высокие температуры, (2–3) · 106 К, достигаются в тех областях короны, в которых имеется замкнутое на фотосферу магнитное поле, т. е.

корона не может свободно растекаться в пространство.

В хромосфере концентрация заряженных и нейтральных частиц была рассчитана в работе (Vernazza et al., 1981). При оценках электронной концентрации в короне часто применяют эмпирическую формулу Баумбаха—Аллена, основанную на измере ниях интенсивности рассеяния солнечного света электронами короны:

6 R R см3, n(R) = 108 1,55 + 2, R R где R — расстояние от центра Солнца. В корональных лучах, где плотность плазмы выше, часто пользуются распределением Ньюкирка (Newkirk, 1967). На рис. 2.1. приведено распределение плотности электронов в зависимости от расстояния от края Солнца для различных корональных образований, полученное на основе анализа фотометрических наблюдений при солнечных затмениях (Koutchmy, Livshits, 1992).

Во вспышечных петлях плотность плазмы может достигать значений (1–5) · 1011 см (Doschek, 1994).

2.1. Параметры плазмы и магнитного поля в атмосфере Солнца Рис. 2.1.1. Распределение плотности электронов (см3 ) в зависимости от расстояния от фото сферы (в радиусах Солнца). Наименьшую плотность имеют полярные области и корональные дыры. Стримеры — наиболее протяженные структуры с относительно высокой плотностью.

Наибольшая плотность плазмы — во вспышечных арках (петлях) За общее магнитное поле Солнца принято считать величину около 1 Гс. Ранее полагалось, что такого же порядка и величина магнитного поля в полярных областях Солнца. Современные наблюдения обнаружили, что в полярных факелах магнитные поля могут достигать величины 1500 Гс, т. е. одного порядка с активными обра зованиями экваториальных областей (пятнами, флоккулами, факелами). Структура солнечной атмосферы весьма разнообразна и неоднородна (см., например, Каплан и др. 1977), поэтому необходимо ориентироваться на модели конкретных солнечных образований, особенно в активных областях. Диагностике основных параметров вспышечных петель посвящен разд. 2.3.

Модель атмосферы Солнца над активными областями, основанная на многоволно вых наблюдательных данных, предложена в работе (Gary, 2001). На рис. 2.1.2 и 2.1. приведены распределения магнитного поля B и параметра = 8p/B 2, равного отношению газового давления p к давлению магнитного поля, в широком интервале высот, от фотосферы до солнечного ветра. В выражении для предполагается, что температуры ионов и электронов одинаковы, а газовое давление слагается из давле ния газа ионов и газа электронов. Знание фундаментального плазменного параметра чрезвычайно важно для построения физических моделей, адекватно описывающих процессы на Солнце. Например, при 0,3–1,0 во вспышечных корональных арках 6 Плазменная гелиогеофизика 162 Гл. 2. Физика плазмы атмосферы Солнца Рис. 2.1.2. Модель магнитного поля над активной областью (Gary, 2001). Величина магнитного поля в зависимости от высоты обозначена серым фоном для открытой и закрытой конфи гурации поля в интервале значений 2500 Гс (пятно) и 150 Гс (область флоккула). Уровень фотосферы — 250 км, хромосферы — 2500 км. Корона на уровне двух радиусов Солнца (2R ) указана горизонтальной пунктирной линией могут развиться неустойчивости, приводящие к выбросу плазмы и высокоэнергичных частиц.

Рис. 2.1.2 обобщает результаты магнитографических измерений магнитного поля (по эффекту Зеемана) в хромосфере с экстраполяцией в виде потенциальных или мультипольных полей в более высокие слои короны. Для h 2R привлекались результаты измерения магнитного поля по фарадеевскому вращению эллипса поля ризации.



Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |   ...   | 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.