СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР

Солнечный ветер - 1. Введение Наблюдения, выполненные со спутников Земли и других космических аппаратов, показывают что межпланетное пространство заполнено активной средой – плазмой солнечного ветра. Солнечный ветер зарождается в верхних слоях атмосферы Солнца, и его основные параметры определяются соответствующими параметрами солнечной атмосферы. Связь между физическими характеристиками солнечного ветра вблизи орбиты Земли и физическими явлениями в атмосфере Солнца оказывается чрезвычайно сложной и, кроме того, зависит от уровня солнечной активности и от конкретной ситуации на Солнце. Поэтому для простоты описания обычно предполагают, что наблюдаемый вблизи орбиты Земли солнечный ветер состоит из трех независимых в первом приближении компонент: 1) спокойный солнечный ветер – постоянно существующий поток солнечной плазмы, заполняющий все межпланетное пространство вплоть до границ гелиосферы (50-200 а.е.); 2) квазистационарные высокоскоростные потоки солнечной плазмы, ответственные за рекуррентные (повторяющиеся) геомагнитные возмущения; 3) спорадические (случайные) высокоскоростные потоки – относительно кратковременные, чрезвычайно неоднородные и сложные по структуре образования, ответственные за спорадические магнитосферные возмущения. 2. Спокойный солнечный ветер Согласно современным представлениям, энергия в недрах Солнца вырабатывается в ходе процессов ядерного синтеза: 1H + 1H   → 2D + e+ + ν + 1,44 МэВ, 2D + 1H   → 3H + γ + 5,49 МэВ, 3H + 3He → 4He + 1H + 1H + 12,85 МэВ (1) где e+ обозначает позитрон, ν – нейтрино и γ – гамма-квант. В результате перечисленных процессов 1,0078 г водорода переходит в 1,0000 г гелия, а оставшаяся масса превращается в кинетическую энергию частиц и в энергию радиации. Скорость выделения энергии в ходе реакций протон-протонного ( pp) цикла определяется выражением Epp=2,5·106 ρ(X)2 (106/T)2/3 · e-33,8·(106/T) 1/3 эрг/(г·с) (2) где ρ – плотность солнечного вещества, X – относительное содержание в нем ядер водорода и T – температура. Поскольку и плотность вещества, и его температура возрастают к центру Солнца, около 99 % солнечной энергии генерируются в ядре Солнца с радиусом Rя=0,25Rʘ, где Rʘ – радиус Солнца. Известно, что в звездах типа Солнца теплопроводность играет незначительную роль, так что произведенная в недрах Солнца энергия передается к его поверхности в основном в результате радиационного переноса, то есть ее поглощения и последующего переизлучения. Однако радиационный перенос солнечной энергии становится малоэффективным в верхних слоях Солнца, поскольку по мере уменьшения температуры солнечного вещества степень его ионизации уменьшается и присутствие нейтральных атомов водорода заметно уменьшает его прозрачность. Это приводит к еще более быстрому уменьшению температуры Солнца с расстоянием от центра. В результате любой элементарный объем солнечного вещества, всплывающий из недр Солнца, обладает большей температурой и меньшей плотностью, чем окружающая плазма, что приводит к развитию конвективной неустойчивости. Условия возбуждения конвективной неустойчивости уверенно выполняются в поверхностных слоях Солнца на расстояниях r > 0,86Rʘ, где энергия переносится главным образом в форме тепловой энергии плазмы, заключенной в элементах вещества, поднимающихся из недр Солнца. Развитие интенсивной турбулентности в поверхностных слоях Солнца не только обеспечивает перенос энергии к его поверхности, но и приводит к развитию явлений, играющих ключевую роль в солнечно-земной физике. Развитие конвективной турбулентности в плазме сопровождается генерацией интенсивных магнитозвуковых волн. Распространяясь в атмосфере Солнца, где плотность плазмы быстро уменьшается с высотой, звуковые волны трансформируются в ударные; ударные волны эффективно поглощаются веществом, температура которого увеличивается, достигая значения (1-3)·106 К в солнечной короне. При этом значительная часть протонов в короне не может удерживаться гравитационным полем Солнца, что приводит к непрерывному расширению короны в космическое пространство, то есть к генерации солнечного ветра. В современной форме модель солнечного ветра разработана Е. Паркером в 1965 году. В стационарном, сферически-симметричном случае уравнения газодинамики могут быть записаны в следующей форме: уравнение движения V(r)[dV(r)/dr]= - 1/ρ(r) [dρ/dr] - G[dM/dt] / r 2 , (3) где V(r) – скорость солнечного ветра, ρ(r) и p(r) – его плотность и давление; Mʘ – масса Солнца и G – гравитационная постоянная; уравнение неразрывности потока вещества ρ(r)V(r)A(r)= ρ0 V0 A0 , (4) где A(r)=A0 (r/r0)2 – площадь поперечного сечения потоковой трубки, индексом 0 отмечены значения переменных на некотором исходном расстоянии r0 от центра Солнца; уравнение газового состояния p(r)=p0 (ρ(r)/ρ0)α, (5) где α – показатель политропы, 1≤ α ≤ 5/3, отличный от 5/3 (показатель адиабаты) при наличии дополнительных источников энергии в солнечном ветре; о них речь пойдет ниже. Подстановка равенств (4) и (5) в уравнение (3) и интегрирование последнего по r дает уравнение Бернулли (при α ≠1) в форме V 2/2 - G[dM/dt]/r + [α/(α-1)] [p0/ρ0] [V0A0/VA] = =V02/2 - G[dM/dt]/r0 + [α/(α-1)][p0/ρ0] . (6) Замена переменных ζ=[r/r0] ,    u2=[ρ0/p0] V 2/2 ,    H=G[dM/dt]ρ0/[r0p0] (7) преобразует уравнение (6) к виду: u2 + [α/(α-1)] [(u0/u)/ζ 2)] α-1 - H/ζ = u02 + [α/(α-1)] - H ≡ u12 , (8) где u1 – константа интегрирования, зависящая от граничных условий на поверхности r = r0 . Уравнения (6) или (8) определяют изменение скорости солнечного ветра с изменением расстояния от Солнца. Эти уравнения не имеют точного аналитического решения; поэтому обычно исследуется асимптотика решения на больших ( ζ≫1) и малых ( ζ≪1) расстояниях от Солнца. а. Большие расстояния. Очевидно, что при ζ→ ∞ значение u(ζ) может или неограниченно возрастать, или стремиться к какой-либо постоянной величине, или к нулю. Случай с u→ ∞ не удовлетворяет уравнению (8), так как первый член в левой части уравнения будет неограниченно возрастать, а второй и третий члены – стремиться к нулю, тогда как в правой части уравнения (8) стоит u12=const . Вариант u -ζ→ ∞=const оказывается возможным, так как в этом случае справедливо u -ζ→ ∞ → u1 . (9) Вариант u -ζ→ ∞→ 0 также удовлетворяет уравнению (8); в этом случае первый и третий члены в левой части уравнения (9) стремятся к нулю, и u -ζ→ ∞ → u0/ζ 2 [α/(α-1)] [1/u12 ] [1/(α-1)] . (10) Таким образом, решение уравнения (8) на больших расстояниях имеет две ветви: верхнюю ( u→ u1 ) и нижнюю (u→ 0). Для того чтобы выбрать решение, приемлемое с физической точки зрения, необходимо вычислить плотность плазмы, соответствующую этим решениям. Из равенства (4) следует ρ(r) = ρ0 · 1/ζ 2 · u0/u . (11) Подстановка в (10) величины u из (9а), (9б), дает ρ -ζ→ ∞ → ( 0 ρ0 [(α-1)u12/α][1/(α-1)] - верхняя ветвь,- нижняя ветвь. (12) Таким образом, в случае, когда u(ζ) соответствует нижней ветви решения, плотность плазмы при ζ→ ∞ стремится к конечной и относительно большой величине, что противоречит экспериментальным данным. В то же время верхняя ветвь решения соответствует ρ -ζ→ ∞ → 0, что удовлетворяет условиям модели. Таким образом, на больших расстояниях от Солнца физический смысл имеет лишь верхняя ветвь решения уравнения Паркера, то есть решение (9а). б. Малые расстояния ( ζ→ 0). При ζ→ 0 третий член в левой части равенства (8) неограниченно возрастает. Поскольку в правой части уравнения стоит постоянная величина, то неограниченное возрастание (H/ζ) -ζ→ 0 должно быть скомпенсировано одним из первых двух членов в левой части (8), то есть снова имеют место две ветви решения: u -ζ→ 0 → ( [H/ζ]1/2 → ∞ , u0 ([α/(α-1)] 1/H)[1/(α-1)] ζ[1/(α-1)]-2 . (13) Первое решение, соответствующее неограниченному возрастанию скорости солнечного ветра при ζ→ 0, физически неприемлемо. Второе решение дает разумный результат u -ζ→ 0 → 0 при значениях показателя политропы, определяемых неравенством 1/(α-1)-2 > 0, то есть при α < 3/2. Таким образом, стационарное решение для солнечной короны оказывается возможным лишь в том случае, если показатель политропы α меньше адиабатического (α < 5/3), то есть если имеет место непрерывный приток энергии в корону и в солнечный ветер. В первоначальной модели Паркера предполагалось, что необходимый приток энергии обеспечивается высокой теплопроводностью солнечной плазмы. Однако одного лишь потока тепловой энергии недостаточно для ускорения солнечного ветра и требуются дополнительные источники энергии. Физически разумным граничным условиям при больших ζ удовлетворяет верхняя ветвь решения уравнения Паркера, а при малых ζ – нижняя ветвь. Сращивание этих двух ветвей решения определяется поведением решения в окрестностях некоторой критической точки, положение которой на плоскости (ζ, u) определяется следующим образом. Дифференцирование уравнения (8) по ζ дает (2u-[α u0α-1/uα]) ζ 2(α-1) [du/dζ] = [2α a0α-1/uα-1] ζ [2(α-1)+1] - H/ζ 2 . (14) Критическая точка ( ζ кр, u кр) определяется как точка, где правая часть уравнения (13) и коэффициент при du/dζ в левой части уравнения одновременно равны нулю; тогда u кр2ζ кр = 0,25H ζ кр=(H/4) [(α+1)/(5-3α)] · (2/α u0α-1 ) [2/(5-3α)] . (15) Топология решения уравнения (8) в окрестностях критической точки показана на pис. 1. Решение представляет собой семейство гипербол. При этом существует лишь одно решение, удовлетворяющее граничным условиям как на больших, так и на малых расстояниях от Солнца; этому решению соответствует кривая, проходящая через критическую точку (критическое решение). Зависимости от расстояния до Солнца радиальной скорости солнечного ветра в случае изотермической (α =1) короны при различных температурах последней представлены на рис. 2. Решение достаточно чувствительно к граничным условиям. Так, например, при T0=0,5·106 К скорость солнечного ветра вблизи орбиты Земли оказывается равной 260 км/с, а при T=4·106 К – около 1150 км/с, что не противоречит экспериментальным данным, приведенным в табл. 1. В то же время рассчитанная плотность плазмы вблизи орбиты Земли оказывается равной 25-40 см-3 вместо реальных 5-10 см-3. Рис. 1. Семейство кривых решения уравнения Паркера в окрестности критической точки Скорость солнечного ветра меняется в достаточно широком диапазоне от 300 до 700 км/с. Эти вариации легко объяснимы в рамках модели Паркера соответствующими вариациями температуры короны (рис. 2). Непосредственные наблюдения свидетельствуют, что источником рекуррентных высокоскоростных потоков являются корональные дыры, в которых температура короны существенно ниже средней. В связи с этим, согласно модели, скорость солнечного ветра, помимо температуры короны, зависит также от величины показателя политропы α: чем больше α, тем меньше скорость солнечного ветра на орбите Земли. Наилучшее соответствие между модельными расчетами и экспериментальными данными достигнуто Паркером при α=1,1 вблизи Солнца и α=5/3 на больших расстояниях от него. Таблица 1.  Параметры солнечного ветра вблизи орбиты Земли Параметр   Средняя величина   Медленныйсолнечныйветер Высокоскоростнойсолнечныйветер n, см-3 8,7 11,9 3,9 V, км/с 468 327 702 nV , см-2 · с -1 3,8· 108 3,9·108 2,7·108 T p, К 7·104 3,4·104 2,3·105 T e, К 1,4·105 1,3·105 1,0·105 T e / T p 1,9 4,4 0,45 В связи с малой величиной показателя α при α→1 градиент температуры ∂T/∂r (то есть скорость изменения температуры с расстоянием) стремится к нулю; при этом поток тепла, обусловленный теплопроводностью, также стремится к нулю. Таким образом, для поддержания достаточно высокой температуры солнечного ветра требуются дополнительные нетепловые источники энергии, связанные, по-видимому, с диссипацией энергии альвеновских волн. Рис. 2. Зависимость радиальной скорости солнечного ветра в модели Паркера от расстояния до Солнца при различных значениях температуры в короне Существенное преимущество моделей, учитывающих их вклад в тепловую энергию и импульс солнечного ветра состоит в том, что, выбрав соответствующим образом интенсивность и спектр МГД-волн в основании короны, можно получить не только соответствующую экспериментальным данным скорость солнечного ветра на орбите Земли, но и необходимую плотность плазмы. Данная модель не в состоянии объяснить наблюдаемую разность электронной и ионной температур в солнечном ветре (см. табл. 1). Все эти модели развивались в рамках одножидкостной гидродинамики, в которой предполагается равенство электронной и ионной температур из-за высокой частоты столкновений электронов с ионами, что обеспечивает эффективный обмен импульсом между этими компонентами плазмы. Однако в солнечном ветре вследствие быстрого убывания плотности плазмы с увеличением расстояния от Солнца температура ионов Ti может существенно отличаться от температуры электронов Te. При этом, поскольку ионная теплопроводность относительно мала, протонная компонента короны Солнца расширяется почти адиабатически и соответственно быстро охлаждается. В то же время теплопроводность электронной компоненты плазмы относительно велика, в связи с чем температура последней падает с расстоянием достаточно медленно, что в целом не противоречит экспериментальным данным. Относительно независимое существование электронной и ионной компонент плазмы описывается в рамках двухжидкостной гидродинамики. В уравнении движения (3) газовое давление заменяется суммой давлений электронного и ионного газов ( p=pe+pi= nk(Te+Ti)). Кроме того, в случае двухжидкостной гидродинамики уравнение газового состояния обычно заменяется уравнением сохранения энергии, записанным отдельно для электронной и ионной компонент, так что система уравнений (2)-(4) принимает более сложный вид (см. библиографию). Результаты ее численного интегрирования представлены на рис. 3. Кривая 1 здесь соответствует одножидкостной модели; кривые 2 и 3 показывают изменение с расстоянием соответственно электронной и ионной температуры солнечного ветра в двухжидкостной модели. На орбите Земли (r⊕=215Rʘ) Tp=4400 K и Te=3,4·105 K. Таким образом, предсказываемая двухжидкостной моделью температура электронов оказывается вдвое больше, а температура протонов – на порядок меньше реальной температуры частиц в солнечном ветре (см. табл. 1). Такое несоответствие теоретических и экспериментальных данных можно устранить, предположив существование дополнительных источников нагрева плазмы, причем преимущественно ее ионной компоненты. Этому требованию удовлетворяют упомянутые выше альвеновские волны. Cами альвеновские волны в солнечном ветре почти не поглощаются, однако они эффективно трансформируются в магнитозвуковые волны; последние же в условиях, характерных для солнечного ветра, рассеиваются (диссипируют) в результате резонансного взаимодействия с протонами, так что последние заметно нагреваются. Рис. 3. Изменение с расстоянием от Солнца температуры солнечного ветра в одножидкостной модели (кривая 1), а также электронной (2) и ионной (3) температур в двухжидкостной модели Таблица 2.  Параметры солнечного ветра на орбите Земли в двухжидкостной модели Плотность плазмы n, см-3 15 Скорость V , км/с 330 Поток кинетической энергии E k, эрг/(см2 с) 0,46  Протонная температура T p , К 3,2·104 Электронная температура T e , К 2,2·105 Отношение T e / T p 6,9 Параметры солнечного ветра на орбите Земли, полученные в рамках двухжидкостной модели с учетом дополнительного источника энергии в виде МГД-волн, представлены в табл. 2. Параметры солнечного ветра, рассчитанные на расстоянии орбиты Земли, оказываются близкими к наблюдаемым параметрам медленного солнечного ветра (ср. с табл. 1). В то же время параметры высокоскоростных потоков в солнечном ветре заметно отличаются от предсказываемых моделью. В частности, температура протонов в этих потоках оказывается выше температуры электронов, что, по-видимому, свидетельствует о повышенной интенсивности альвеновских волн в области их источника на Солнце. 3. Высокоскоростной солнечный ветер Высокоскоростной солнечный ветер характеризуется повышенной скоростью (около 700 км/с), пониженной плотностью плазмы ( n=4 см-3) и повышенной ионной температурой (табл. 1). Существуют по меньшей мере два рода таких потоков: рекуррентные и спорадические. Рекуррентные потоки высокоскоростного солнечного ветра существуют в течение многих месяцев, регулярно появляясь в окрестностях Земли примерно через 27 дней (период оборота Солнца), что свидетельствует об относительно большом времени жизни их источников. В течение многих лет происхождение этих потоков оставалось загадкой, поскольку им не соответствовали какие-либо видимые особенности на поверхности Солнца. Однако в настоящее время можно, по-видимому, считать доказанным, что обсуждаемые потоки зарождаются на Солнце в области корональных дыр. Корональные дыры отчетливо видны на получаемых с космических аппаратов фотографиях Солнца в рентгеновском и крайнем ультрафиолетовом диапазонах спектра (рис. 4), где они фиксируются как обширные области пониженной (в несколько раз) интенсивности излучения, простирающиеся от полярных широт до экватора или даже в противоположное полушарие. Протяженность корональных дыр по долготе составляет 30°-90°; время прохождения корональной дыры через центральный меридиан Солнца (вследствие вращения последнего) составляет 3-6 суток, что согласуется с длительностью существования соответствующих высокоскоростных потоков в окрестностях Земли. Пониженная интенсивность рентгеновского излучения в области корональных дыр может быть связана как с пониженной плотностью плазмы в этих областях, так и с ее более низкой температурой. Действительно, наземные наблюдения короны во время солнечных затмений показывают, что в короне существуют, в особенности в высоких широтах, области с относительно низкой плотностью плазмы. В то же время и температура плазмы в области корональных дыр оказывается существенно пониженной. Так, например, при наблюдениях излучения Солнца в радиодиапазоне яркостная температура в области корональных дыр составляет около 0,8·106 К, что существенно ниже температуры спокойной короны, плотность плазмы в корональной дыре в 4 раза ниже плотности спокойной короны. Рис. 4. Фотография Солнца в рентгеновском излучении 21 августа 1973 года Таким образом, корональные дыры действительно представляют собою области с пониженной плотностью плазмы при относительно низкой температуре. Чем вызываются указанные особенности короны в этих областях, не совсем ясно. Корональные дыры, как правило, совпадают с областями униполярного магнитного поля с квазирадиальными или слегка расходящимися силовыми линиями. Открытые силовые линии магнитного поля не препятствуют радиальному расширению корональной плазмы, что может объяснить ее пониженную плотность в области дыр и увеличение скорости генерируемого в них солнечного ветра. Вместе с тем увеличение скорости ветра, обусловленное благоприятной конфигурацией силовых линий магнитного поля, не может компенсировать уменьшения плотности, связанного с низкой температурой плазмы в рассматриваемых областях, и для объяснения появления высокоскоростных потоков приходится предположить наличие в корональных дырах мощного источника МГД-волн. К сожалению, прямых подтверждений существования таких волн в области корональных дыр пока не получено. 4. Спорадические высокоскоростные потоки Второй тип высокоскоростных потоков в солнечном ветре – это кратковременные (время пробега мимо Земли τ =1-2 дня), часто чрезвычайно интенсивные (скорость солнечного ветра может достигать 1200 км/с) потоки, имеющие весьма большую протяженность по долготе. Двигаясь в межпланетном пространстве, заполненном плазмой относительно медленного спокойного солнечного ветра, высокоскоростной поток как бы сгребает эту плазму, и в результате перед его фронтом образуется движущаяся вместе с ним ударная волна. Пространство между фронтом потока и фронтом ударной волны заполнено относительно плотной (несколько десятков частиц в кубическом сантиметре) и горячей плазмой. Ранее предполагалось, что спорадические потоки в солнечном ветре обусловлены солнечными вспышками и им подобными явлениями. Однако в последнее время большинство исследователей придерживаются мнения, что спорадические высокоскоростные потоки в солнечном ветре обусловлены корональными выбросами. Корональные выбросы, наиболее отчетливо наблюдаемые вблизи лимба Солнца, представляют собой некоторые относительно протяженные плазменные образования, движущиеся в короне Солнца вверх от ее основания. Вывод о том, что спорадические потоки в солнечном ветре связаны именно с корональными выбросами, а не со вспышками, основан на экспериментальных фактах: 1) несмотря на статистически значимую зависимость между спорадическими потоками и солнечными вспышками, однозначной связи между ними нет, то есть, с одной стороны, зафиксированы вспышки, не вызывающие межпланетных ударных волн, с другой стороны, наблюдаются высокоскоростные потоки, не предваряемые вспышками; и 2) солнечные вспышки непосредственно не связаны с корональными выбросами. Однако корональные выбросы и вспышки связаны с одними и теми же активными областями на Солнце, и быстрые выбросы (со скоростью порядка 1000 км/с), с которыми обычно связана межпланетная ударная волна, начинают движение в короне одновременно с началом вспышки. Рис. 5. Развитие вспышки в модели Петчека: 1 – линия пересоединения; 2 – формирующаяся ударная волна; 3 – выбрасываемая (эжектируемая) плазма; 4 – высокоэнергичные частицы; 5 – ударная волна; 6 – быстрые электроны. Пояснения к рисункам а, б, в в тексте Наиболее популярной в настоящее время является предложенная Г.Е. Петчеком в 1964 году модель вспышки, основанная на гипотезе о магнитном пересоединении. Развитие солнечной вспышки в рамках этой модели представлено на рис. 5. Начиная с некоторого уровня силовые линии магнитного поля активной области оказываются разорванными и образуют две силовые трубки с антипараллельными полями, разделенными токовым слоем. В некоторый момент в результате развития ионно-звуковой или ионно-циклотронной неустойчивости проводимость плазмы в некоторой точке 1 (рис. 5, а) в плазменном слое резко падает, в результате токовый слой разрывается и силовые линии магнитного поля пересоединяются. При этом магнитная энергия быстро переходит в кинетическую и тепловую энергию плазмы, происходят интенсивный разогрев и ускорение плазмы (рис. 5, б). Ускоренные частицы, двигаясь вдоль открытых силовых линий магнитного поля, покидают хромосферу и выбрасываются в межпланетное пространство (рис. 5, в). При этом движущиеся вверх энергичные электроны, проходя через корону и взаимодействуя с ней, могут вызывать всплески радиоизлучения; частота радиоизлучения из-за уменьшения концентрации фоновой плазмы быстро уменьшается по мере движения электронов вверх. Частицы, движущиеся вдоль силовых линий магнитного поля к Солнцу, нагревают плазму в нижней хромосфере и в фотосфере, вызывая увеличение яркости водородных эмиссий и образование высокотемпературного коронального облака. Плазма, ускоряемая в направлении от Солнца, формирует высокоскоростной поток и связанную с ним ударную волну. 5. Заключение Суперпозиция и взаимодействие потоков солнечной плазмы создают сложную и непрерывно изменяющуюся систему, которая называется солнечным ветром. В приведенном кратком обзоре современных представлений о морфологии и механизмах генерации солнечного ветра освещены лишь самые общие и наиболее полно исследованные характеристики этих процессов, что может создать у читателя несколько ложное представление о действительном состоянии проблемы. Здесь опущены многие, в том числе и весьма существенные детали рассматриваемых процессов (например, механизм формирования межпланетного магнитного поля), без отчетливого понимания которых представленная выше модель солнечного ветра остается не более чем гипотезой, хотя и весьма вероятной. Литература Гибсон Э. Спокойное Солнце / Пер. с англ. М.: Мир, 1977. Коваленко В.А. Солнечный ветер. М.: Наука, 1983. Хундхаузен А. Расширение короны и солнечный ветер / Пер. с англ. М.: Мир, 1976. Паркер Е.Н. Динамические процессы в межпланетной среде / Пер. с англ. М.: Мир, 1965. Пудовкин М.И., Семенов В.С. Теория пересоединения и взаимодействия солнечного ветра с магнитосферой Земли. М.: Наука, 1995.