УДК 523.985.3
ЭФФЕКТ ОБРАТНОГО ТОКА В СОВРЕМЕННЫХ МОДЕЛЯХ СОЛНЕЧНЫХ ВСПЫШЕК: ТЕОРИЯ И ВЫСОКОТОЧНЫЕ НАБЛЮДЕНИЯ
© 2014 г. П. А. Грицык *, Б.В.Сомов **
Государственный астрономический институт им. П.К. Штернберга Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова Поступила в редакцию 08.02.2014 г.
С целью объяснить результаты современных наблюдений солнечных вспышек на спутниках GOES, Hinode, RHESSI и TRACE мы предлагаем аккуратную аналитическую модель источника жесткого рентгеновского излучения вспышки в виде "толстой мишени" с обратным током. Одномерная в обычном пространстве, но двумерная в пространстве скоростей, модель самосогласованным образом учитывает, что под действием электрического поля обратного тока электроны пучка практически без столкновений теряют кинетическую энергию движения вдоль магнитного поля. При этом часть электронов возвращается обратно из источника излучения в область ускорения, не теряя кинетическую энергию поперечного движения. Исходя из наблюдаемого спектра тормозного жесткого рентгеновского излучения, модель позволяет восстановить спектр инжекции ускоренных электронов с высокой точностью. В качестве примера рассмотрена белая вспышка 6 декабря 2006 г., которая наблюдалась с высоким пространственным разрешением в оптическом диапазоне на момент главного максимума жесткого рентгеновского излучения. В рамках нашей модели показано, что для объяснения спектра жесткого рентгеновского излучения плотность потока энергии, переносимой электронами с энергиями выше 18 кэВ, составляла х 1013 эрг см-2 с-1. Это на два порядка величины превышает привычные значения, характерные для классической модели толстой мишени без обратного тока. Плотность электронов в пучке тоже чрезвычайно высока: ^Ю11 см-3. При расчете физических параметров вспышки необходимо более аккуратное рассмотрение плазменных процессов в столь плотных электронных пучках.
Ключевые слова: Солнце, вспышки, ускоренные электроны, обратный ток, тормозное излучение, нагрев плазмы.
DOI: 10.7868/80320010814080051
ВВЕДЕНИЕ
Среди многочисленных проявлений активности Солнца наиболее яркое из них, солнечные вспышки, имеют практическое и прикладное значение. Явление вспышки характеризуется выделением огромной энергии, ~1032 эрг, за время ~103 с в больших вспышках. Согласно современным представлениям энергия вспышки накапливается в виде энергии взаимодействующих магнитных полей в короне и выделяется в пересоединяющем высокотемпературном токовом слое, СЬ на схематическом рис. 1 (Сомов, 2013). Наличие нескольких каналов выделения энергии (быстрые магнитогидродина-мические течения плазмы, мощные потоки тепла,
Электронный адрес: pgritsyk@gmail.com
Электронный адрес: somov@sai.msu.ru
ускоренные частицы и излучение) определяет множество вторичных физических процессов, вызываемых вспышкой в атмосфере Солнца (Сомов, Сыроватский, 1976; Швестка, 1976; Сомов, 1993; Фенг и др., 2013). Пересоединенные линии магнитного поля вместе со "сверхгорячей" (электронная температура Те > 30 МК) плазмой движутся из токового слоя в противоположные стороны со скоростями ~103 км/с. Тепловое тормозное излучение электронов сверхгорячей плазмы образует движущиеся в короне два источника жесткого рентгеновского излучения (Суи и др., 2004; Лиу и др., 2013). Постепенно охлаждаясь, сверхгорячая плазма становится видимой в менее жестком рентгеновском излучении. На рис. 1 показана лишь эта часть области вспышки, а именно пересоединенные линии магнитного поля В, движущиеся из токового слоя со скоростью VI вниз, в направлении
Рис. 1. Общая постановка задачи об ускоренных в пересоединяющем токовом слое ^ электронах, которые убегают из сверхгорячей плазмы с температурой Тх через турбулентный фронт TF в более холодную плазму толстой мишени с температурой Т2.
к хромосфере и фотосфере N и S —
пара источников фотосферного магнитного поля, например, солнечных пятен.
Электроны и протоны, ускоренные до энергий (Хадсон, Райан, 1995; Сомов, 2000; Ашванден, 2002; Касолино и др., 2009), намного превышающих тепловые энергии частиц в короне и хромосфере, порождают большие всплески излучения в жестком рентгеновском и гамма-диапазоне (Сыроватский, Шмелева, 1973; Ших и др., 2009). При этом спектры нетеплового и теплового жесткого рентгеновского излучения частично перекрываются. Дополнительная трудность в интерпретации наблюдаемых спектров и пространственных распределений жесткого рентгеновского излучения солнечных вспышек возникает еще и из-за того, что некоторое количество быстрых тепловых электронов убегает из сверхгорячей плазмы вдоль пересоединенных линий магнитного поля через тепловой турбулентный фронт (7Р на рис. 1), который движется со скоростью большей, чем скорость VI сверхгорячей плазмы. Таким образом, суммарное излучение в области под турбулентным слоем складывается из двух компонент — нетепловой и тепловой.
Концентрация "холодной" (Т2 ~ 1 MK в короне), фоновой плазмы в короне не велика, ~108—109 см"3, поэтому быстрые убегающие электроны без существенных потерь энергии проникают в более глубокие слои атмосферы Солнца, в хромосферу (Т2 < 104 Здесь концентрация фоновой плазмы существенно выше, >1010 см"3,
что обеспечивает высокую интенсивность создаваемого быстрыми электронами тормозного жесткого рентгеновского излучения в хромосфере. Как правило, источники этого излучения находятся в основаниях трубок пересоединенных линий магнитного поля, так называемых вспышечных петель, и в совокупности образуют вспышечные ленты. Последние доступны самому всестороннему изучению с помощью наземных и космических наблюдений. В общем случае отношение интенсив-ностей хромосферного и коронального жесткого рентгеновского излучений, их временные и спектральные особенности зависят еще и от того, сколь эффективно работают бетатронный нагрев и ускорение Ферми первого порядка внутри вспышечных петель, которые играют роль в коллапсирующей магнитной ловушке (см. гл. 9 в Сомов, 2013).
В качестве примера мы рассматриваем белую вспышку 6 декабря 2006 г. Она наблюдалась космическими обсерваториями Hinode и RHESSI в оптическом и рентгеновском диапазонах с высоким пространственным разрешением. На основе этих высокоточных наблюдений вспышки Крукером и др. (2011) было показано, что главная, наиболее яркая вспышечная лента имеет очень малые угловые размеры <1.1". Также авторы в рамках упрощенной модели толстой мишени (Браун, 1971) показали, что для объяснения интенсивности излучения главной вспышечной ленты в жестком рентгеновском диапазоне необходима огромная плотность потока энергии х 1012 эрг см-2 с-1 на границе мишени.
Современные кинетические модели, описывающие процесс распространения столь больших потоков ускоренных электронов в плазме короны и хромосферы, должны учитывать не только столкновения с тепловыми электронами и протонами плазмы, но и электрическое поле обратного тока. Их принципиальной особенностью, в отличие от одномерной классической модели толстой мишени (Сыроватский, Шмелева, 1972), является двумер-ность в пространстве скоростей (сравнительный обзор моделей источника жесткого рентгеновского излучения см. Сомов, 2012, гл. 4). Решение соответствующей кинетической задачи, полученное в аналитическом виде в работе Грицыка и Сомова (2011), позволяет осуществлять более точные расчеты таких тонких наблюдательных характеристик жесткого рентгеновского излучения, как спектр и поляризация (Сомов, Грицык, 2012).
Целью настоящей работы является решение обратной задачи, т.е. расчет спектра инжекции ускоренных электронов и его эволюции по всей толще мишени на основе высокоточных наблюдений в оптическом и жестком рентгеновском диапазоне в приближении толстой мишени с обратным током. В следующем разделе сформулирована соответствующая кинетическая задача и приведено ее аналитическое решение. Далее представлены наблюдательные данные по вспышке 6 декабря 2006 г. Приведены результаты расчета спектра инжекции частиц по наблюдениям жесткого рентгеновского излучения и расчет нагрева ускоренными электронами плазмы мишени. Необходимые выводы содержатся в Заключении.
САМОСОГЛАСОВАННАЯ КИНЕТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ
Сверхгорячий источник ускоренных электронов (Т > 108 К) отделен от более холодной плазмы мишени (Т2 > 106 К в короне, Т2 < 104 К в хромосфере) плоским тонким турбулентным слоем (TF на рис. 1), через который проникают электроны со скоростями, большими некоторой критической скорости. В настоящей работе рассматриваются только такие частицы. Будем также считать, что магнитное поле однородно и направлено перпендикулярно турбулентному слою. Пусть функция распределения ускоренных электронов в источнике /^ обладает осевой симметрией относительно направления магнитного поля. Таким образом, граничная функция распределения ускоренных во вспышке электронов, летящих вперед в холодную плазму мишени, имеет вид
0)= (1) = в)©(и - ит1п)в(итах - и),
где и — скорость электронов, в — угол между вектором скорости V и направлением магнитного поля, скорости итщ и итах — минимальная и максимальная скорости электронов в пучке, тета-функция ©(х) = 1 при х > 0 и ©(ж) = 0 при х < 0. Здесь и далее индекс V указывает на то, что функция /^ является функцией распределения по вектору скорости частиц.
Отдельно остановимся на выборе условия нормировки для функции распределения. Плотность потока энергии на границе мишени, создаваемого инжектированными через турбулентный слой электронами, представляет собой удобную величину для оценки интенсивности ускорения частиц в источнике, поскольку учитывает различные характеристики спектра инжекции (количество ускоренных частиц, их минимальную и максимальную энергии, показатель наклона). В настоящей статье величина потока энергии восстанавливается по наблюдениям интенсивности жесткого рентгеновского излучения в основаниях вспышечных петель. При этом функция распределения электронов на него нормируется следующим образом:
fv(v, 6)v cos 0—^—d3v эрг
— 2 — 1 •см 2 с 1.
(2)
Известно, что в импульсной фазе солнечной вспышки происходит выделение огромной энергии, запасенной в магнитном поле токового слоя
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.