/
Автор: Хундхаузен А.Д.
Теги: солнечная система солнце монография астрономия космос геофизика космическая физика
Год: 1976
Текст
Космические исследования
Астрономия
Геофизика
А. Хундхаузен
РАСШИРЕНИЕ КОРОНЫ
И СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
A.J. Hundhausen
CORONAL EXPANSION
AND SOLAR WIND
Springer-Verlag
Heidelberg New York
1972
А. Хундхаузен
РАСШИРЕНИЕ КОРОНЫ
И СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
Перевод с английского
Л.И. МИРОШНИЧЕНКО
под редакцией
К.Г. ИВАНОВА
ИздаТельо.'вво'ТИйр
Москва
УДК 523.7
Монография содержит богатый эксперимен-
тальный и теоретический материал о солнечном
ветре - потоке заряженных частиц, испускае-
мом Солнцем и заполняющем межпланетное
пространство. Познакомив читателя с динами-
ческими и химическими процессами, играющи-
ми основную роль в расширении короны, Хунд-
хаузен подробно рассматривает две формы
солнечного ветра - долгоживущие локализован-
ные потоки и короткоживущие ударные волны,
порожденные взаимодействием корональной
плазмы с магнитным полем. В заключение ана-
лизируется роль ветра в солнечных, астроно-
мических и геофизических явлениях.
Изучение многообразных солнечно-земных
связей представляет собой важную научную и
практическую проблему. Поэтому книга пред-
ставит большой интерес для широкого круга
специалистов - астрономов, физиков, матема-
тиков, работающих в области космической
физики.
Редакция космических исследований,
астрономии и геофизики
ZUOUO-IZy п о .... н
X---------- 0129 - 76 О Перевод на русский язык. Мир ,1976
041(01)-76
ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА ПЕРЕВОДА
Монография бывшего сотрудника спутниковой группы Лос-Аламо-
ской лаборатории (США) профессора А.Д. Хундхаузена - одна из наибо-
лее удачных попыток систематического изложения колоссального ма-
териала по результатам исследований крупномасштабной структуры
межпланетной плазмы. Она содержит большую часть основных резуль-
татов, полученных за последние 10-12 лет, начиная от концепции
солнечного ветра в ее первоначальной формулировке и первых совет-
ских и американских измерений на космических аппаратах, превосход-
но подтверждавших следствия этой концепции, до новейших модифика-
ций теории и выводов из недавних экспериментов.
Нет нужды перечислять достоинства этой книги; читатель сможет
сам легко убедиться, что она написана крупным специалистом, прекрас-
но знающим предмет и сумевшим подать обширный материал в весьма
компактной форме. Хотелось бы особо подчеркнуть разносторонность
автора в подходе к основным проблемам, будь то "спокойный" солнеч-
ный ветер (гл. III), химический состав межпланетной среды (гл. IV),
высокоскоростные (квазистационарные) потоки (гл. V) или же потоки
межпланетной плазмы от мощных солнечных вспышек (гл. VI). Эта
разносторонность проявляется в знании автором всех тонкостей как
экспериментальных, так и теоретических аспектов рассматриваемых
проблем и в тесной увязке этих аспектов друг с другом. Тем самым
не только достигается наиболее полное описание результатов, но вскры-
вается логика развития теории и очень выпукло подчеркиваются тео-
ретические допущения и нерешенные вопросы.
Два обстоятельства заставили нас указать дополнительную лите-
ратуру (отмеченную звездочками) и сделать ряд подстрочных примеча-
ний. Во-первых, автор не ссылается в достаточной мере на работы со-
ветских ученых, и, во-вторых, со времени выхода монографии на анг-
лийском языке появились новые результаты, имеющие прямое отноше-
ние к ее содержанию.
6
Предисловие редактора перевода
Например, в гидродинамической трактовке "спокойного" солнечно-
го ветра и нестационарных потоков новые перспективы возникли в
связи с приложением идей советских ученых А. А. Галеева и Р.З. Саг-
деева о неклассическом переносе, а также в связи с использованием
представлений теории аномального переноса и трактовкой протонной
компоненты солнечного ветра на основе системы трехмоментных мак-
роскопических бесстолкновительных уравнений.
В проблеме высокоскоростных потоков обращает на себя внима-
ние непрекращаюшаяся дискуссия о солнечных источниках этих пото-
ков. Фактически продолжают поступать аргументы как в пользу кон-
цепции Э. Р. Мустеля об истечении из активных областей солнечной
атмосферы, так и в пользу гипотезы о спокойных участках Солнца
как источниках таких течений. Автор симпатизирует этой последней
точке зрения, подчеркивая возможность формирования потоков в спо-
койной короне с расходящимися силовыми линиями магнитного поля.
Между тем едва ли можно полностью игнорировать многочисленные
аргументы в пользу связи высокоскоростных потоков с активными
областями на Солнце.
Своеобразным символом данной монографии является модель
межпланетного потока от мошной солнечной вспышки (рис. 5.11 книги),
Предисловие редактора перевода
7
часто называемая за рубежом моделью Хундхаузена. Между тем в
последнее время советскими учеными внесено существенное уточне-
ние [6.73*] в эту модель. Уточненная модель (рис. 6) отличается от
модели Хундхаузена (рис. а), в частности, сильным разрывом (Л; на
рис. б), помещенным между ударным фронтом (S) и фронтом "гелие-
вой" плазмы (Rz/, Т соответственно на рис. б и а). Этот разрыв огра-
ничивает вниз по потоку специфическую "магнитную" область, отсут-
ствующую в модели Хундхаузена и характеризующуюся, в частности,
максимальными для каждого данного потока значениями напряженности
магнитного поля. Именно "магнитная" область оказалась ответственной
за наиболее интенсивные межпланетные и магнитосферные возмущения.
Эти и подобные дополнения вполне естественны для любой совре-
менной монографии, посвященной вопросам столь бурно развивающего-
ся направления космической физики, каким является исследование
солнечного ветра. Мы надеемся, что они в некоторой мере заполнят
разрыв между монографией и текущей периодической литературой.
В целом представляется, что настоящая книга, будет полезна со-
ветским ученым, практикам, аспирантам и студентам, занимающимся
Солнцем, межпланетной средой и солнечно-земными связями, а также
вызовет интерес у более широкого круга специалистов по физике плаз-
мы, гидродинамике и прикладной математике.
К. Г. Иванов
Посвящается моим родителям
ПРЕДИСЛОВИЕ
Прошло немногим более десяти лет с тех пор, как приборы, уста-
новленные на космических аппаратах, окончательно убедили исследо-
вателей в существовании солнечного ветра. Эти наблюдения подтвер-
дили правильность основных положений теоретической модели, впер-
вые предложенной Е.Н. Паркером, который предсказывал непрерыв-
ное, быстрое расширение солнечной короны. Последующее десятилетие
отличалось быстрым увеличением и усложнением наблюдений солнеч-
ного ветра, в результате которых свойства межпланетной плазмы вбли-
зи орбиты Земли изучены к настоящему времени очень детально. Тео-
рия коронального расширения также была существенно развита благо-
даря учету новых физических процессов и за счет рассмотрения более
реалистичных граничных условий в короне (временной зависимости
и несферической симметрии при расширении).
Настоящая монография представляет собой попытку синтезировать
данные наблюдений солнечного ветра и модели коронального расшире-
ния, появившиеся за последнее десятилетие бурного развития исследо-
ваний. Конечная цель автора, разумеется, заключается в том, чтобы
интерпретировать наблюдаемые явления солнечного ветра, считая их
следствием основных физических процессов, происходящих в корональ-
ной и межпланетной плазме, и естественным проявлением физических
свойств и структуры солнечной атмосферы. Такой подход означает,
что основное внимание будет уделено ’’крупномасштабным” характе-
ристикам ветра, которые обнаруживаются при наблюдениях. Это требу-
ет широкого использования понятий и методов гидродинамики.
Автору хотелось бы, чтобы его изложение было понятно выпуск-
нику вуза или более опытному ученому, не знакомому со специальны-
ми вопросами проблемы. Существенным для понимания излагаемого
материала является знание основных законов сохранения в гидроди-
намике и механике частиц. Предполагается некоторое знакомство с
терминологией солнечной физики (в частности, с терминами для опи-
10
Предисловие
сания солнечной активности). Математические выкладки сведены к
минимуму.
Использована гауссова система единиц СГС всюду, за исключе-
нием двух случаев, когда применение других единиц продиктовано
господствующими понятиями в данной области исследований. Почти
все исследователи солнечного ветра выражают его скорость в кило-
метрах в секунду, а плотность потока межпланетного магнитного по-
ля | В | - в единицах 1 у= Ю”5 гаусс.
Представления автора по вопросам, изложенным здесь, в основ-
ном сформировались во время его работы в спутниковой группе "Ве-
ла" (Vela) в Научной лаборатории Лос-Аламоса. Сотрудничество и
научная поддержка ученых этого института С.Дж. Бэйма, М.Д. Монт-
гомери и Р.А. Джентри имели для автора неоценимое значение. Сре-
ди коллег из других институтов наибольшее влияние на идеи, излагае-
мые далее, оказали А. Барнес, Л.Ф. Берлага, Д.С. Де Юнг, Дж. Т. Гос-
линг, Дж. Хиршберг, Н.Ф. Несс, К.Х. Шаттен и Дж.М. Вилкокс.
Особую признательность выражаю д-ру Бэйму и д-ру А.Дж. Лаза-
русу за разрешение использовать неопубликованные данные. При чте-
нии рукописи д-р Гослинг высказал много полезных критических заме-
чаний. Наконец, свою долю признательности заслужила моя жена Жоан -
не только за ее терпение во время моей работы над книгой, но и за
строгое соблюдение математических и грамматических правил.
Октябрь 1972 г. А. Дж. Хундхаузен
Глава I
ИСТОРИЯ И ФИЗИЧЕСКИЕ ПРЕДПОСЫЛКИ ПРОБЛЕМЫ
1.1. Введение
Солнечный ветер играет важную,ведущую роль в современных
космических исследованиях. Он требует внимания прежде всего из-за
тесной связи со многими солнечными, геофизическими и астрономи-
ческими явлениями. В неменьшей степени солнечный ветер представ-
ляет самостоятельный физический интерес. Трудно представить себе,
что менее чем пятнадцать лет назад как само существование этого
непрерывного потока солнечной материи через межпланетное простран-
ство, так и известная модель его происхождения, опирающаяся на
гидродинамическое расширение солнечной короны, горячо оспарива-
лись. Эти ныне бесспорные концепции завоевали всеобщее признание
только после проведения непосредственных наблюдений в межпланет-
ном пространстве в начале 1960-х годов. Наше внимание в этой моно-
графии будет сосредоточено на последних наблюдениях, их интерпре-
тации и моделях явлений в солнечном ветре. Тем не менее краткий
обзор более ранних исследований позволит расположить в один ряд
с ними последние работы, а также подвести некоторый физический
фундамент под последующее обсуждение.
1.2. Косвенные данные о существовании солнечного ветра
Изучение солнечно-земных связей, которое интенсивно продолжа-
лось в течение первой половины нашего столетия, позволило получить
неоспоримые доказательства присутствия солнечной материи в межпла-
нетном пространстве. Солнечную корпускулярную радиацию широко
привлекали для объяснения полярных сияний, геомагнитных возмуще-
ний и модуляции космических лучей. Для объяснения внезапного нача-
ла и последующих фаз геомагнитных бурь Чепменом и Ферраро [1.1,
1.2] в 30-х годах была развита количественная модель, описывающая
воздействие облака ионизованного газа от солнечной вспышки на гео-
магнитное поле. Некоторые идеи, развитые в тот период, довольно
12
Глава I
близки к представлениям, модным в настоящее время. В частности,
модель Чепмена и Ферраро и поныне остается основой для интерпрета-
ции взаимодействия солнечного ветра с геомагнитным полем. Однако
большинство этих идей относилось к эффектам солнечной активности.
Что касается предполагаемого испускания солнечных частиц, то в об-
щем было принято считать, что оно носит скорее кратковременный,
чем постоянный характер.
Некоторые доказательства существования непрерывного корпуску-
лярного излучения Солнца можно получить из упомянутых примеров
солнечно-земных связей [1.3]. Полярные сияния почти всегда наблю-
даются в полярных областях, геомагнитное поле никогда не остается
абсолютно спокойным, а космические лучи подвергаются модуляции,
обусловленной деятельностью Солнца. Однако для каждого из этих эф-
фектов могли быть предложены и другие объяснения. При ретроспек-
тивном взгляде на эти явления оказалось, что они могут служить не-
сомненным доказательством непрерывного переноса вещества от Солн-
ца к орбите Земли. В течение первой половины нашего столетия в этом
вопросе господствовала концепция межпланетного пространства как
слегка запыленного вакуума, лишь время от времени возмущаемого по-
токами солнечных частиц или плазмы.
В 50-х годах появились новые наблюдательные данные, подтверж-
дающие постоянное присутствие газа в межпланетном пространстве.
Во-первых, было обнаружено, что зодиакальный свет, который тради-
ционно считали результатом рассеяния солнечного света на частицах
межпланетной пыли, сильно поляризован. Утверждая, что такой эффект
не может быть вызван рассеянием света на пылинках, Бэр и Зидентопф
[1.4] предположили, что существенный вклад в зодиакальный свет внес-
ло рассеяние на электронах с плотностью ~103см“3 вблизи Земли. Во-
вторых, было обнаружено, что детали ионизованных кометных хвостов,
антисолнечная ориентация которых (независимо от направления орби-
тального движения кометного ядра) обычно приписывалась давлению
солнечной радиации, подвергаются необъяснимо большим ускорениям.
Бирман [1.5, 1.6] предположил, что ускорение (и ионизация) кометных
молекул обусловлено взаимодействием с межпланетным фоном ионов,
непрерывно истекающих радиально от Солнца. На основе простой мо-
дели такого взаимодействия Бирман нашел, что для объяснения наблю-
даемого ускорения требуется плотность потока (вблизи орбиты Земли)
ИО10 ион/(см2*с). Комбинация этого значения потока с плотностью
~103 см“3, полученной Бэром и Зидентопфом, дает скорость ионов
-107 см/с.
История и физические предпосылки проблемы
13
В настоящее время обе эти гипотезы (поляризация зодиакального
света за счет рассеяния на электронах, а также ионный источник ус-
корения и ионизации кометных хвостов) отвергнуты. Принято считать,
что зодиакальный свет (и его наблюдаемая поляризация) обусловлен
рассеянием на пылинках материи, а наблюдения с помощью космических
аппаратов, проведенные непосредственно в межпланетном простран-
стве, дают электронные плотности на два порядка величины ниже, чем
следовало из модели рассеяния на электронах. Как установлено, взаи-
модействие солнечного ветра с кометами происходит совершенно ина-
че, чем предполагал Бирман (хотя ориентация и ускорение ионных ко-
метных хвостов действительно регулируются этим взаимодействием),
а непосредственно наблюдаемые плотности ионного потока оказались
на два порядка величины ниже ожидаемых из первоначальной модели.
Тем не менее исследования зодиакального света и кометных хвостов
в начале 50-х годов сыграли решающую роль в развитии концепции
солнечного ветра. Эти исследования заставили тщательно изучить тео-
ретически динамику солнечной короны. При этом было установлено,
что непрерывное быстрое расширение в межпланетное пространство
является естественным следствием высокой температуры короны.
1.3. Вытягивание солнечной короны
в межпланетное пространство
К 1950 г. данные наблюдений заставили исследователей признать
тот факт, что температуры ~106 К являются характерными для сол-
нечной короны. Поскольку при таких температурах водород почти пол-
ностью ионизован, то следует ожидать, что корона представляет со-
бой протонно-электронный газ с небольшой примесью ионов других
(менее распространенных) элементов. Электронная компонента этого
газа, рассеивая фотосферное излучение, вызывает "белое свечение"
короны, которое можно наблюдать над фотосферой во время полных
солнечных затмений. Интенсивность этого рассеянного света соот-
ветствует ожидаемой электронной плотности от 108 до 109 см”3 у
основания короны. В дальнейшем плотность понижается в направлении
от Солнца при шкале высот -0,1 солнечного радиуса.
Теплопроводность к протонно-электронного газа определяется
в основном более подвижными электронами. Ее можно записать в ви-
де [1.7]
к = к0Г$/’, (1.1)
14
Глава I
где Те - электронная температура, а к0 - слабая функция плотности
и температуры. Для типичных корональных условий к0 « 8*10”7эрг/(см х
х с*град7/2). При наличии градиента температуры (и не учитывая влия-
ния каких-либо магнитных полей) можно ожидать, что корональная
плазма проводит тепло со скоростью
fc = -*<vr .
При наиболее характерных корональных температурах электронная
проводимость крайне высока; при Те = 106 К получим
к = 8* 108 эрг/(см*страд), что примерно в 20 раз выше проводимости
меди при комнатной температуре.
Влияние столь высокой проводимости на структуру короны иссле-
довалось Чепменом [1.8] в 1957 г. В случае сферически-симметричной
статической короны и в отсутствие любых источников и стоков энергии
уравнение переноса тепла принимает вид
1 j I dT \
/- 1 d I 7 гг^/ч € I П
-V- f ----------г2к0 Г 2 ------- = О,
'с Г2 </г ‘ е dr )
(1-2)
где г — гелиоцентрическое расстояние. При граничном условии, что
температура должна приближаться к нулю на больших расстояниях от
Солнца, (1.2) имеет решение
Те = Те0(г0/г)2/’> (1.3)
где TeQ = Т (r0), a rQ — некоторый уровень отсчета. Если принять
г0 = 7,36*10^° см (1,0575 солнечного радиуса) и Те0 = 10е К, то элект-
ронная температура на орбите Земли re = 1,496*1013 см (в дальней-
шем это расстояние называется астрономической единицей или 1 а.е.)
будет 2,19-105 К. Высокая проводимость коронального вещества при-
водит к небольшому градиенту температуры и, следовательно, к рас-
пространению высокой корональной температуры далеко в межпланет-
ное пространство.
В состоянии статического равновесия направленная вниз сила тя-
жести, действующая на элементарный объем жидкости, уравновешива-
ется силой давления, направленной вверх, т.е.
где Р - давление и р - массовая плотность коронального газа, G -
гравитационная постоянная, a A/q - масса Солнца. Электростатиче-
История и физические предпосылки проблемы
15
ские силы между электронами и протонами требуют почти одинаковых
значений концентрации на всех расстояниях, кроме самых малых мас-
штабов (меньше дебаевской длины в плазме), так что
р = п(те + тр) = пт,
где п — концентрация каждой из составляющих, те и тр - массы
электрона и протона соответственно, ат — масса атома водорода.
Если и для электронов, и для протонов принять одинаковую температу-
ру Т, то давление можно записать в виде
Р = 2 пкТ.
Подставляя решение (1.3) для температуры в уравнение гидростатиче-
ского равновесия (1.4), получим
d / И GMem п_
dr W 2кТог^ г2
Решение имеет вид
СМфШ I^q \
2 kToro[ I J
(1-5)
где п0 = п(г0). При г, близком к г0, (1.5) сводится к выражению
п(г) » По ехр
GMQm г -Го
и 2 kTQrQ г0
т.е. к обычному выражению для "тонкой” атмосферной оболочки со
шкалой высот 2 кТог% /СМ®т.
Поразительным следствием решения (1.5) для статической короны
является высокое значение плотности вблизи Земли. Разумно выбран-
ные значения корональной плотности п0 и температуры TQ приводят
к электронным плотностям от 102 до 103 см“3 для г = 1 а.е. Другими
словами, распространение высокой корональной температуры в меж-
планетное пространство приводит к большим шкалам высот (или ма-
лым градиентам плотности) на больших гелиоцентрических расстояни-
ях (где гравитационное притяжение становится малым) и, следователь-
но, к большим электронным плотностям в межпланетном пространстве.
Фактически плотность вблизи Земли, полученная Чепменом таким спо-
собом, соответствовала оценкам Бэра и Зидентопфа, вытекающим из
16
Глава I
их интерпретации зодиакального света, и, возможно, придавала неко-
торую достоверность такой интерпретации. Сама модель Чепмена при-
водит к одной существенной трудности на больших гелиоцентрических
расстояниях (она будет проанализирована в разд. 1.4). Тем не менее
ее значение не следует недооценивать, поскольку эта модель показа-
ла, что корона не может кончаться вблизи Солнца; корональное (и,
следовательно, солнечное) вещество должно распространяться дале-
ко в межпланетное пространство.
1.4. Расширение солнечной короны
в межпланетное пространство
Давление Р(г), введенное Чепменом в модель статической про-
водящей короны, описывается выражением, которое получается из
комбинации уравнений (1.3) и (1.5):
Р(г} = PQ exp
GMqUI
2
(1.6)
5
где Ро = 2 п^кТ0. Из (1.6) видно, что Р(г) монотонно падает при росте г,
приближаясь к конечному значению Рж = PQ exp [-(7/5)(СМ®т/2 кТого)]
при г -> ос. Такое конечное давление при больших г является прямым
следствием вариации плотности, описываемой соотношением (1.5).
Плотность достигает минимального значения на гелиоцентрическом
расстоянии г= [(7/4)(СМ®т/гокТо)]7/*г0, а затем возрастает, изме-
няясь в конечном счете как г .
Для корональных плотностей и температур,согласующихся с на-
блюдаемыми значениями, модель Чепмена дает давление около
10~5 дин/см2 на больших гелиоцентрических расстояниях. Следует
ожидать, что вытянутая корона должна быть погружена при г ->
в межзвездную среду. Физические условия в межзвездной среде плохо
известны даже сегодня, однако принято считать, что суммарное давле-
ние галактического магнитного поля, межзвездного газа и космиче-
ских лучей составляет от 10“12 до 10“13 дин/см2. Чепменовскую мо-
дель короны невозможно согласовать с таким фоновым давлением,
поскольку расхождение давлений достигает семи-восьми порядков
величины. Смысл этого расхождения понял Паркер [1.9], который ут-
верждал, что такая модель могла бы отражать реальную картину коро-
ны только при условии, что в межзвездном пространстве имеет место
невероятно большое давление. Паркер пришел к выводу, что в отсут-
ствие такого давления ”... по-видимому, солнечная корона, как и,
История и физические предпосылки проблемы
17
вероятно, атмосфера любой звезды, не может находиться в полном
гидростатическом равновесии на больших гелиоцентрических расстоя-
ниях”. Но если гидростатическое равновесие невозможно, то какой
могла бы быть равновесная конфигурация короны? Руководствуясь,
по-видимому, аргументами Бирмана в пользу непрерывного быстрого
истечения вещества в межпланетное пространство? Паркер рассмот-
рел новую теоретическую возможность - корону, подвергающуюся
постоянному расширению.
Итак, рассмотрим сферически-симметричную корону, которая
находится в непрерывном движении, так что все ее физические харак-
теристики зависят от гелиоцентрического расстояния г, но не меняют-
ся со временем. В этом случае уравнение гидростатического равно-
весия (1.4) в трактовке Чепмена следует заменить уравнением сохра-
нения момента количества движения в жидкости
du dP
ри ---- --------
dr dr
gmq
(1.7)
гДе и - скорость расширения, которое считается строго радиальным.
К этому уравнению движения нужно добавить уравнение сохранения
массы
_L -L (r2Pu) = о
г2 dr
(1.8)
и уравнение сохранения энергии
1 Л (г2Ри) -
Г2 dr
(1.9)
— ри
+ S(r).
Член S(r) соответствует любому источнику или стоку энергии (напри-
мер, излучение, теплопроводность), кроме тех, которые связаны с мас-
совыми (объемными) силами, включенными в уравнение движения. Со-
гласие с моделью Чепмена сохраняется только в том случае, если един-
ственным источником энергии является теплопроводность
* Важные для того времени аргументы в пользу истечения коро-
нального вещества в межпланетное пространство высказывались со-
ветскими гелиогеофизиками, исходившими из оптических наблюдений
корональных форм [1.24*].- ПриМ. ред.
- 847
18
Глава I
sM.--L±W.
r* dr
где f - плотность радиального потока тепла. Если мы и в этом слу-
чае будем считать корону электрически нейтральным электронно-про-
тонным газом, то массовая плотность равна
р = п (тр + те) ~ пт,
а давление определяется уравнением состояния
Р = пк(Те + Тр),
где Те и Т - соответственно электронная и протонная температуры.
Совместное решение трех нелинейных уравнений сохранения (1.7),
(1.8) и (1.9) представляет собой трудную задачу и будет детально рас-
смотрено в гл. III. В первоначальную формулировку этой проблемы
Паркер ввел упрощающее предположение о том, что давление и плот-
ность связаны так называемым политропным законом
Р = Р0|'±-Г, (1.10)
\Ро/
где а - константа, так называемый показатель политропы. Это пред-
положение существенно облегчает решение уравнения сохранения энер-
гии (1.9) [с предполагаемым источником S(r), который может не соот-
ветствовать физической реальности] путем исключения этого уравне-
ния из системы. При описании паркеровской модели расширяющейся
короны ограничимся детальным обсуждением единственного предель-
ного случая а = 1, который соответствует изотермической короне
(или точнее постоянной сумме электронной и протонной температур).
Уравнение состояния в этом случае имеет вид
P = 2nkT,
где Т = — (Г + Т ) - константа.
2 е Р
Уравнения сохранения массы и количества движения можно запи-
сать в виде
— — {г 2пи) = 0, (1.11)
г2 dr
, Л GMG
---- = -2 кТ------- - пт ----— • (1.12)
dr dr г2
История и физические предпосылки проблемы
19
Первый интеграл уравнения (1.11) есть константа
4 ттпиг2 = /J
(1.13)
которая просто отражает постоянство протонного (или электронного)
потока через любую сферическую поверхность, симметричную относи-
тельно центра Солнца. Используя (1.13) для исключения плотности п
из (1.12), получим
А 1AL] = ——(1.]4)
и dr \ т / тг г
Ограничим наше внимание температурами Т < СМ®т/4 krQ9 где г0 -
внутренняя граница полубесконечной области г < «> , в пределах
которой применимо уравнение (1.14) (т.е. г0 есть "базовый параметр"
нашей модельной короны). В этом случае правая часть (1.14) меньше
нуля при г0 < г < гс, где
СМфГп
ЬкТ
(1.15)
(гс > г0 из-за ограничения на температуру, наложенного выше), и боль-
ше нуля при гс < г < «э. Равенство нулю при г = тс означает, что ле-
вая часть (1.14) должна также равняться нулю для этого расстояния,
так называемого критического радиуса. Это может иметь место по
двум причинам: либо
либо
с
(1.16)
(1.17)
Представляют интерес однозначные решения, для которых и(г)
и du/dr непрерывны. Если выполняется условие (1.16), то du/dr име-
ет один и тот же знак для всех г, т.е. и(г) либо монотонно возраста-
ет, либо монотонно убывает. Если выполняется условие (1.17), то ве-
личина и2 - 2 кТ/т имеет один и тот же знак для всех г, а и(г) име-
ет максимум вблизи г = гс, если и2(гс) < 2 кТ/m, или минимум вбли-
зи г = гс, если и2(гс) > 2 кТ/m. Эти возможности приводят к существо-
ванию четырех различных классов решений уравнения (1.14), свойства
которых иллюстрируются рис. 1.1.
20
Глава I
Рис. 1.1. Топология решений
уравнения (1.14).
Определения критического радиу-
са гс и скорости расширения ис
даны в тексте.
Класс 1 — семейство решений, для которых u(r) растет при увели-
чении г в интервале rQ < г гс, достигает максимального значения
и(г) < (2 кТ/т)'/2 вблизи г = гс и падает при увеличении г для гс < г <
Класс 2 - единственное решение, для которого и(г) монотонно
растет, причем и2(гс) = 2 кТ/т.
Класс 3 - единственное решение, для которого и(г) монотонно па-
дает, причем и2(гс) = 2 кТ/т.
Класс 4 - семейство решений, для которых и(г) падает при увеличении г
в интервале г0<: г < г с, достигает минимального значения и(г) > (2 кТ/т)/2
вблизи г » гс и растет при увеличении г для гс < г < «>.
Каждый из классов решений, приведенных выше, соответствует
различному набору граничных условий при г = г0 и г -> «>. Физическая
пригодность решений определяется этими граничными условиями. На-
пример, классы 3 и 4 можно исключить из числа вероятных моделей
солнечной короны, поскольку все решения этих классов дают и(г) > ?<кТ/т
для значений г, близких к rQ. Это означает, что при Т ~ 10б К скорость
расширения составляет глубоко в короне около ~107 см/с; столь быст-
рые движения в короне не наблюдаются. Классы 1 и 2 остаются прием-
лемыми моделями для солнечной короны благодаря их свойствам вбли-
зи г0 : все решения этих классов вблизи rQ дают малые скорости расши-
рения. Однако при г ->оо решения классов 1 и 2 ведут себя совершенно
по-разному, и их физическая пригодность полностью определяется этим
различием.
История и физические предпосылки проблемы
21
Поведение решений (1.14) при /-><» легко понять, если производ-
ную du/dr переписать в виде (1/2 и) (du2/dr). Тогда вместо (1.14) получим
4 kT GM<?
2
2кТ
2
т и
тг
(1.18)
Решение (1.18) будет иметь вид
2 т т г
(1.19)
где С - постоянная интегрирования. Это решение можно представить
в более удобной форме
2 2 GMpjn,
I—j - In /-) = 4 In г + —+ С* + In и2 , (].2О)
\uj кТг
где и2 = 2 кТ/т9 как и в (1.16). Для семейства решений класса 1 от-
ношение и/ис меньше единицы и падает при г -> «>. Отсюда (и,/ис)2 «
« | - In (и/ис)2\, a (L20) принимает вид
In (и,/ис ) « — 2 In г,
так что
и ОС
1
Из постоянства интеграла для потока (1.13) тогда следует, что плот-
ность п должна приближаться к постоянному конечному значению пх
при г -> оо. Таким образсм, решения класса 1 и в этом случае будут
давать конечные значения давления Р = 2 п^кТ при большом г и при-
ведут к той же трудности при переходе к межзвездной среде, которая
имела место в статической модели Чепмена. Для единственного реше-
ния класса 2 отношение и/ис больше единицы и растет при г -> «>.
В этом случае (и/ис)2 » | - In (и/ис)2 |, а (1.20) принимает вид
(и/ис )2 ~ 4 In г,
так что
и = 2 ис (In г) ,
т.е. скорость расширения продолжает медленно расти при г -> <*>. Из
постоянства интеграла для потока (1.13) в этом случае следует, что
п 0 при г -> оо. Следовательно, решение класса 2 дает Р -> 0 при
г -+ оо, так что его можно согласовать с низким давлением межзвезд-
ной среды.
22
Глава I
Таким образом, анализ уравнений движения для расширяющейся
короны позволил Паркеру установить существование единственного
решения, для которого и(г) растет от низкого значения (не противо-
речащего данным корональных наблюдений) на малых гелиоцентриче-
ских расстояниях до большого значения скорости расширения при ис-
чезающе малом давлении (в согласии с нашими представлениями о
межзвездной среде) на больших гелиоцентрических расстояниях. Оцен-
ка постоянной интегрирования С’ в (1.20) приводит к явному выраже-
нию для этого решения
(и2 — и2) — и2 - 4 “с 1” j + GWo( г (1’21)
На рис. 1.2 показаны полученные из (1.21) кривые и(г) для раз-
личных корональных температур при r0 ~ 1011 см (т.е. 1,4 солнечно-
го радиуса). Разумные значения Т приводят к скоростям расширения
порядка нескольких единиц на 107 см/с в межпланетном пространстве.
Такие скорости, очевидно, находятся в согласии с оценками Бирмана.
Поскольку скорость звука в расширяющейся плазме равна с s = (уР/р)^
= r2ucf где у - отношение удельных теплоемкостей, то из решений
вида (1.21) следует ожидать, что течение газа при г > гс будет сверх-
звуковым. Паркер назвал это непрерывное сверхзвуковое расширение
короны "солнечным ветром".
Рис. 1.2. Скорость расширения как функция гелиоцентрического
расстояния для изотермических моделей короны с различной темпе-
ратурой [1.10].
История и физические предпосылки проблемы
23
Предположение об изотермической короне, т.е. а = 1 в уравнении
(1.10), дает хорошее приближение только вблизи Солнца, где высокая
корональная температура поддерживается каким-то (неизвестным) ме-
ханизмом нагрева (разд. III. 7). Для больших гелиоцентрических рас-
стояний это предположение, несомненно, дает очень плохое приближе-
ние. Паркер [1.10] показал, что для уравнений движения существует
класс решений, описывающих солнечный ветер (т.е. стационарное гидро-
динамическое расширение короны в вакуум), при следующих более
правдоподобных предположениях относительно распределения темпе-
ратуры в короне:
1, Изотермическая корона в области r0<: r< Ь и адиабатическое
расширение [а = 5/3 в уравнении (1.10)] для г > Ь, где Ь - гелиоцент-
рическое расстояние за пределами критического радиуса г с.
2. Политропная корона с а < 3/2 и
GMQm а
4 kTQrQ 2(а-1)’
где TQ 3 Г(г0). Для Т ~ 106 К при г0 =* 1011 см величина СМ®т/4 kTQr0 « 4
и только первое условие имеет смысл. Наблюдаемая вариация плотности
короны в зависимости от расстояния позволяет предположить, что
а « 1,1, так что можно ожидать, что модель с раширением применима.
Если а принять равным 1,1, то решения типа солнечного ветра будут
существовать при всех температурах в интервале между 0,73* 106 и
3,64-106 К.
Таким образом, обращение к изотермической короне (в качестве
примера) не привело нас к какому-либо критическому сверхупрощению
проблемы. Решения, полученные при более реалистических предположе-
ниях (1) и (2) (см. выше), обладают желаемым свойством: и(г) прибли-
жается к предельной конечной скорости расширения при г -► «> (тем
самым исключается возможность неограниченного роста и, характер-
ного для изотермического случая).
1.5. Вытягивание солнечного магнитного поля
в межпланетное пространство
Паркер [1.10] рассмотрел также влияние непрерывного расшире-
ния короны на природу и конфигурацию межпланетного магнитного по-
ля. Можно ожидать, что горячая корональная плазма имеет чрезвычай-
но высокую электрическую (равно как и тепловую) проводимость. К та-
кой жидкости применимо понятие "вмороженности" магнитных силовых
24
Глава 1
линий (т.е. очень медленной диффузии плазмы поперек магнитного по-
ля). В этом случае непрерывное истечение коронального вещества
должно привести к выносу солнечного магнитного поля в межпланет-
ное пространство. Если бы Солнце не вращалось, то установившаяся
магнитная конфигурация была бы крайне проста: радиальное расшире-
ние короны, рассмотренное выше (без учета каких-либо магнитных
сил), привело бы к вытягиванию магнитных силовых линий по радиусу
от Солнца.
В действительности Солнце вращается с периодом -25 сут (зави-
сящим от гелиошироты) для неподвижного межпланетного наблюдате-
ля (или -27 сут для земного наблюдателя с учетом орбитального дви-
жения Земли). Поэтому силовая линия магнитного поля, выходящая
с данной элементарной площадки поверхности Солнца, будет вытяги-
ваться вдоль пути, который прокладывают частицы жидкости, испускае-
мые с той же площадки. Снова рассмотрим расширение короны, проис-
ходящее строго радиально в неподвижной системе отсчета. В сфери-
ческой системе координат (г, 0, <?), вращающейся с Солнцем (0 = 0
вдоль оси вращения Солнца), компоненты скорости солнечного ветра
равны
Ur = и, скорость расширения,
t/ф = — cor sin 0 ,
1/в-о,
где со « 2,7*10”6 рад/с - угловая скорость вращения Солнца. Неради-
альная компонента скорости полностью обусловлена переходом от
неподвижной к вращающейся системе отсчета. Путь, прокладываемый
частицами жидкости от данной элементарной площадки источника, есть
не что иное, как линия тока (поскольку площадка источника остается
фиксированной во вращающейся системе), которая описывается сле-
дующим дифференциальным уравнением (пис. 1.3):
1 dr _ — = и
~ </ф -“rsin«
(1.22)
при условии, что 0 = const. Линии тока соответствуют магнитным си-
ловым линиям, так что последние также описываются уравнением (1.22).
Для гелиоцентрических расстояний, в несколько раз превышающих гс,
из решений для солнечного ветра (1.14) вытекает, что скорость и(г)
почти постоянна (см., например, рис. 1.2). При разумном в данном слу-
чае приближении и(г) = us = const уравнение (1.22) легко интегрирует-
История и физические предпосылки проблемы
25
Рис. 1.3. Локальная ори-
ентация линии тока или маг-
нитной силовой линии в сис-
теме отсчета, вращающейся
вместе с Солнцем.
Рис. 1.4. Конфигурация межпланетного
магнитного поля в экваториальной плоскос-
ти Солнца при постоянной скорости солнеч-
ного ветра [1.10].
ся; из него получается в явной форме уравнение для магнитных си-
ловых линий
— иа
Г - г о « ----:----(ф “ Фо)>
со sin 0
(1.23)
где <р0 - начальное положение линии на исходном уровне г0. Уравне-
ние Максвелла V-B = 0 в случае сферически-симметричной геометрии
дает для компонент магнитного поля явные выражения
. 2
го\
вг(г, е, <р)» В(г0, ф0, 0)1—I »
“го Го
в (г, 0, ф) = - S(r0, ф0, 0)----------«ПО- (1.24)
г
ве-0.
26
Глава I
Рис. 1.4 иллюстрирует эту конфигурацию поля вблизи плоскости
солнечного экватора. За счет вращения Солнца магнитные силовые
линии принимают форму обычных спиралей. Направление и напряжен-
ность поля полностью определяются конфигурацией поля на сфериче-
ской поверхности при г » г0. Переход к неподвижной системе отсчета
дает ту же магнитную конфигурацию с добавлением электрического поля
Е = -ихВ ~-ивВ^9,
где i0 - единичный вектор в направлении е. Электрическое поле возни-
кает в неподвижной системе отсчета вследствие того, что направле-
ние потока плазмы в этом случае не совпадает с направлением спи-
ральных линий магнитного поля.
1.6. Альтернативная модель расширения короны
Концепция непрерывного сверхзвукового расширения короны не
сразу завоевала всеобщее признание, несмотря на явное согласие с
бирмановской интерпретацией данных наблюдений кометных хвостов.
Как уже отмечалось, сверхзвуковое решение для изотермической ко-
роны, описанное в разд. 1.4, является единственным решением, кото-
рое удовлетворяет граничным условиям: малым скоростям расшире-
ния в короне и исчезаюше малому давлению на больших гелиоцентри-
ческих расстояниях. Однако эта единственность не сохраняется при
более сложных распределениях температуры. Например, при показа-
телях политропы, превышающих единицу (изотермический случай) в
(1.10), мы приходим к решениям, подобным решениям классов 1 и 2.
Однако семейство решений класса 1 со скоростью и -♦ 0 при г -> «> так-
же дает Р -> 0 при г -> оо. Таким образом, опираясь лишь на одни и
те же граничные условия, невозможно сделать выбор между сверхзву-
ковыми решениями типа солнечного ветра и дозвуковыми решениями
класса i.
Чемберлен [1.11] рассмотрел решения жидкостных уравнений (1.7) -
(1.9), включив в уравнение для энергии источник, обусловленный тепло-
проводностью: 1 d Г 2 М 2, 3 ^\1 г2 dr L \2 2 р/J PU г2 __L — (г2Ри)- г2 dr + т(г2к°Ге’4^г),(1,25)
История и физические предпосылки проблемы
27
Первый интеграл этого уравнения для энергии
1 . 5 Р 2..
4 тт р иг 2
L2
+------
2 р
(1-26)
просто констатирует тот факт, что полный поток энергии через любую
сферическую поверхность, симметричную относительно центра Солнца,
имеет постоянное значение F. Утверждая, что этот поток энергии, по
существу равный кинетической энергии потока газа при г -► «>, должен
равняться нулю, Чемберлен получил численные решения для и при та-
ком выборе постоянной интегрирования F. Из этих решений, соответ-
ствующих решениям класса 1 из разд. 1.4, следует, что расширение
должно быть дозвуковым при скоростях -20 км/с на расстоянии 1 а.е.,
причем и -> 0 и Р -+ 0 при г -> . При F > 0 для тех же уравнений мож-
но получить решения со сверхзвуковым расширением. Таким образом,
различие между сверхзвуковой и дозвуковой моделями сводилось к про-
извольному выбору постоянной интегрирования.
Чтобы найти критерий для выбора между дозвуковым и сверхзву-
ковым решениями, Чемберлен предложил, чтобы рассматриваемая жид-
костная модель обладала свойствами испарительных моделей короны.
В таких моделях рассматривается движение отдельных корональных частиц
под влиянием солнечной гравитации, кулоновских столкновений и электриче-
ского поля, возникающего при поляризации плазмы. В существова-
нии последней легче, всего убедиться, если предположить, что взаимо-
действие между электронами и протонами в короне отсутствует, и за-
писать отдельные уравнения для гидростатического равновесия двух
составляющих:
где Ре ~ пекТе и Р = пркТр - парциальные давления электронов и
протонов. Предположение об изотермической короне (принятое исклю-
чительно для простоты) приведет к следующим решениям:
п€(г) “ %0 еХР
28
Глава I
nP(r) = nPo exP
G4/Omp
kT
p
r “ r0
0
Даже при равных температурах шкалы высот для электронов и прото-
нов отличаются на множитель поэтому равенство их плотнос-
тей не будет выполняться уже на расстояниях, сравнимых с протонной
шкалой высот- Это будет нарушать условие зарядовой нейтральности
на расстояниях, превышающих дебаевскую длину в плазме. Фактиче-
ски при любом подобном разделении зарядов будет возникать элект-
рическое поле, которое изменит уравнения гидростатического равно-
весия (1.27) и (1.28) следующим образом:
dr GM^m n '±^-neqE, (1.29)
dpp (1.30)
dr r2
где q - величина заряда электрона. Требуя, чтобы выполнялось усло-
вие п* = пр, и допуская равенство и постоянство температур электро-
нов и протонов, можно определить электрическое поле вычитанием (1.29)
из (1.30)
Е тр~те GMO _ т GMq
2 q г2 2q г2
Подставляя это поле в (1.29) и (1.30), получим почти равные плотности
для протонов и электронов. Это происходит за счет того что половина
гравитационной силы, действующей на более тяжелые протоны, эффек-
тивно компенсируется электростатической силой, направленной внутрь
и действующей на более легкие электроны. Такое электростатическое
поле, возникающее за счет поляризации статической плазмы в грави-
тационном поле, хорошо известно под названием поля Паннекока - Рос-
селанда [1.12, 1.13].
В испарительной модели короны Чемберлена [1.14] использовано
среднее время столкновения, чтобы определить "критический уровень",
выше которого корональные ионы могли бы покидать Солнце без даль-
нейших столкновений. Такой уровень существует (даже в жидкостных
моделях расширения, описанных выше!) из-за быстрого уменьшения
плотности с гелиоцентрическим расстоянием. Чемберлен рассмотрел
История и физические предпосылки проблемы
29
движения отдельных ионов в гравитационном и электрическом полях
в этой солнечной "экзосфере" и получил средние характеристики этих
движений на различных гелиоцентрических расстояниях. Было показа-
но, что средняя скорость ионов на расстоянии 1 а.е. составляет -10 км/с
Дозвуковые решения уравнений расширения жидкости гораздо лучше,
чем сверхзвуковые, согласуются с этой испарительной моделью. По-
этому, утверждает Чемберлен, расширение короны больше напоминает
умеренный дозвуковой "солнечный бриз", чем сверхзвуковой солнеч-
ный ветер, концепцию которого отстаивает Паркер.
1.7. Подтверждение существования солнечного ветра
непосредственными наблюдениями на космических аппаратах
Вопросы, касающиеся применимости сверхзвуковой или дозвуко-
вой моделей расширения короны, стали предметом довольно известной
полемики, однако решить их было невозможно до тех пор, пока техни-
ка запуска космических аппаратов не достигла уровня, достаточного
для посылки зондов в межпланетное пространство и прямого исследо-
вания его характеристик. Первые непосредственные наблюдения, прове-
денные в начале 60-х годов, сразу же показали, что межпланетное про-
странство заполнено сверхзвуковой солнечной плазмой с магнитным
полем. Конфигурация поля в среднем оказалась близкой к ожидаемой
в присутствии такого сверхзвукового потока. Модель сверхзвукового
расширения Паркера явно давала лучшее описание межпланетной плаз-
мы и поля, и сомнения относительно обоснованности этой модели и ее
применимости к солнечной короне были отброшены. Любопытно отме-
тить, что слабость аргументации Чемберлена в пользу дозвукового ре-
шения была далеко не очевидной; последние исследования, по-видимому,
разрешающие эту дилемму, будут описаны в разд. IIIЛ6.
Первые прямые наблюдения солнечного ветра были выполнены со-
ветскими космическими зондами, запущенными между 1959 и 1961 гг.
Плазменные ловушки с одной замедляющей сеткой были установлены
на борту космических аппаратов "Луна-2", "Луна-3" и "Венера-3".
Согласно этим измерениям, плотность потока положительных
ионов с энергиями выше 50 эВ на единицу заряда составляла не-
сколько единиц на 108 см”2 - с”1 для каждого из упомянутых аппара-
тов [1.15, 1.16, 1.17]. Никаких доказательств существования неподвиж-
ной или медленно движущейся плазмы получено не было. Американский
космический зонд "Эксплорер-10", запущенный в 1961 г., имел на борту более
совершенные плазменные ловушки, способные измерять потоки положитель-
ных ионов с несколькими пороговыми энергиями на единицу заряда.
30
Глава I
И в этих измерениях была получена плотность потока (1 -г 2)*Ю8 см~2*с"^
[1.18]. Благодаря широким возможностям этой аппаратуры удалось
определить скорость потока - около 280 км/с, а также протонную тем-
пературу (3 -г 8)*105 К [1.19].
Хотя в этих наблюдениях был обнаружен поток плазмы, близкий
к ожидаемому для солнечного ветра, некоторые сомнения и неясности
все еще оставались. И советские, и американские наблюдения пере-
крывали короткие периоды времени и не могли убедительно доказать,
что наблюдавшийся поток плазмы был непрерывным. Приборы "Экспло-
рера-10" фактически наблюдали поток плазмы с определенными пере-
рывами. В те периоды, когда никакой плазмы не детектировалось,
бортовой магнитометр фиксировал сильное магнитное поле. В настоя-
щее время мы понимаем, что в присутствии геомагнитного поля в сол-
нечном ветре возникает стоячая головная ударная волна (на расстоя-
нии -15 земных радиусов вдоль линии Земля - Солнце) и область пе-
ременного потока плазмы между ударным фронтом и границей геомаг-
нитной полости. По случайному совпадению орбита "Эксплорера-10"
проходила вдоль среднего положения границы между геомагнитным
полем и областью переменного потока солнечного ветра. При ретро-
спективном взгляде представляется весьма вероятным, что "Экспло-
рер-! 0" поочередно наблюдал то удаленную часть геомагнитного поля,
то поток плазмы в области, возмущенной влиянием Земли.
В результате очень успешного выполнения программы наблюде-
ний на космическом аппарате "Маринер-2", который был запущен к
Венере в конце 1962 г., были устранены малейшие сомнения относи-
тельно существования солнечного ветра. На рис. 1.5 показаны усред-
ненные трехчасовые значения двух основных параметров, описываю-
щих поток плазмы, - плотности протонов и потоковой скорости, кото-
рые были определены с помощью системы электростатических анали-
заторов, установленных на этом космическом аппарате [1.20, 1.21].
В течение трех месяцев почти непрерывных измерений приборы посто-
янно показывали присутствие потока плазмы. Наблюдаемые плотности
протонов колебались в интервале от 0,44 до 54 см’3 при среднем зна-
чении <п> = 5,4 см”3. Соответствующие скорости потока находились
в пределах от 319 до 771 км/с при среднем значении <и> = 504 км/с.
Альвеновское число Маха, как оказалось, было всегда больше двух
[1.22]. Непрерывный сверхзвуковой поток плазмы, зафиксированный
приборами "Маринера-2", стал поразительным подтверждением пред-
сказаний паркеровской модели солнечного ветра.
Конфигурация межпланетного магнитного поля была отчетливо
выявлена с помощью магнитометров, установленных на космическом
Скорость t км/с
Рис. 1.5. Усредненные трехчасовые значения скорости потока и и
плотности протонов пр в солнечном ветре по измерениям на космиче-
ском аппарате "Маринер-2" в 1962 г. [ 1.21].
Шкала времени разбита на 27-дневные периоды вращения Солнца .
протон/см
32
Глава I
Сев. полюс
эклиптики
К Солнцу
<р=180°
Рис. 1.6. Гистограмма направлений межпланетного магнитного по-
ля по наблюдениям на спутнике ИМП-1 в 1963 г. [1.23].
Угол <р - гелиодолгота вектора поля в плоскости эклиптики (причем
Ф = 0 соответствует направлению к Солнцу), а угол 0 - гелиоширота
вектора поля относительно плоскости эклиптики.
Нормаль
к эклиптике
е=о°
е*-м'
зонде "Маринер-2" и спутнике Земли ИМП-1, который был запущен на
околоземную орбиту в конце 1963 г. На рис. 1.6 приведена гистограм-
ма, описывающая ориентацию магнитного поля по данным измерений
спутника ИМП-1 при усреднении за каждые 5,46 мин [1.23]. Угол ф
есть долгота наблюдаемого вектора поля в плоскости эклиптики, а 0 -
широта относительно плоскости эклиптики. Среднее направление поля
лежит почти (но не точно) в плоскости эклиптики и примерно на 45°
отклоняется от радиального направления (ф = 0 или 180°). Такая ориен-
тация в основном соответствует спиральной конфигурации поля на
рис. 1.4. Средняя напряженность поля, измеренная магнитометром
спутника ИМП-1, достигала 6 у (где у = 10”6 Гс - единица, широко
используемая для описания слабой напряженности межпланетного по-
ля). Это значение представляется разумным, если опираться на извест-
ные данные о величине солнечных магнитных полей. Обнаруженные
свойства межпланетного поля еще раз подтверждают предсказания мо-
дели солнечного ветра.
Глава ll
ИДЕНТИФИКАЦИЯ И КЛАССИФИКАЦИЯ
НЕКОТОРЫХ ВАЖНЫХ ЯВЛЕНИЙ СОЛНЕЧНОГО ВЕТРА
II. 1. Введение
С началом прямых наблюдений в межпланетном пространстве за-
кончился тот период, который можно считать первым этапом в иссле-
довании солнечного ветра. Это был период разработки основной кон-
цепции солнечного ветра, а также модели его происхождения на ос-
нове предположения о непрерывном расширении солнечной короны.
Обнаружение непрерывного сверхзвукового потока плазмы и магнит-
ного поля, конфигурация которого соответствует теоретическим ожи-
даниям, с помощью первых космических аппаратов для зондирования
межпланетного пространства продемонстрировало неоспоримую обос-
нованность концепции и теории солнечного ветра.
Последующее десятилетие ознаменовалось накоплением огром-
ного количества данных о солнечном ветре, полученных на космиче-
ских аппаратах с помощью приборов, которые все более совершенст-
вовались. Из всех видов космической плазмы межпланетная среда,
которая ранее была предметом размышлений и споров, стала наибо-
лее широко исследуемым объектом. В этом смысле последнее деся-
тилетие можно считать вторым периодом в исследовании солнечного
ветра. За это время объем наблюдательных данных возрос настоль-
ко, что исследователям удалось не только подтвердить существова-
ние потока плазмы в межпланетном пространстве, но и весьма де-
тально описать динамические свойства и химический состав этой
плазмы в окрестности земной орбиты. Конец этого периода, по-ви-
димому, будет отличаться неудержимым потоком новых данных, по-
лученных в широком диапазоне гелиоцентрических расстояний, по-
скольку космические зонды 70-х годов посылаются от Земли в сторо-
ну Солнца вплоть до орбиты Меркурия, а в противоположном направ-
лении - вплоть до границ межпланетного пространства.
Даже при беглом рассмотрении результатов наблюдений (таких,
например,"как данные тгзмерейий на "Маринере-2", уже показанные
3 - 847
34
Глава ll
на рис. 1.5) в солнечном ветре можно обнаружить много различных
вариаций его физических свойств в широком диапазоне временных
< масштабов. Наличие этих вариаций показывает, что расширение коро-
ны представляет собой гораздо более сложный процесс, чем стацио-
нарное истечение однородного потока плазмы, как предполагал Пар-
кер, пытаясь понять основные характеристики межпланетной среды.
Такие усложнения не были неожиданными. Фактически они были пря-
мо предсказаны Паркером в предисловии к его монографии [2.1 ] в
1963 г. :"Мы будем удивлены, если будущие наблюдения не подтвердят
существования многих малых эффектов, предполагаемых в настоящее
время. Мы будем очень удивлены, если в процессе наблюдений не воз-
никнет множества совершенно неожиданных осложнений... Однако
наиболее реального успеха в развитии теории можно достичь лишь при
комплексном рассмотрении солнечной атмосферы и межпланетного
пространства”.
Превращение огромной массы накопившихся наблюдательных дан-
ных в последовательное феноменологическое описание, которое в ко-
нечном счете приведет к точной физической интерпретации с помощью
количественных моделей, стало главной задачей в исследовании сол-
нечного ветра. Основная цель данной монографии - описать достиг-
нутые успехи в решении указанной задачи в свете результатов про-
шедшего десятилетия космических исследований. Внимание будет
сосредоточено на крупномасштабных характеристиках солнечного вет-
ра и их связи с солнечными явлениями. Неблагоприятным следствием
такого подхода (в основном обусловленным ограниченностью места)
является то, что многие мелкомасштабные явления - такие, как
плазменные волны, разрывы и неустойчивости, представляющие боль-
шой интерес для специалистов по физике плазмы и солнечного ветра,
будут рассматриваться только в связи с общим расширением короны.
Это может служить еще одним признаком окончания определенного
периода в изучении солнечного ветра: исследования приобрели та-
кой огромный размах, что полное рассмотрение всех важных явле-
ний уже неосуществимо в монографии умеренного объема.
II. 2. Классификация явлений солнечного ветра
Логически первым шагом в осмыслении данных наблюдений сол-
нечного ветра (и в осуществлении высказанного нами намерения со-
средоточиться на его крупномасштабных особенностях) является со-
здание схемы для классификации наблюдаемых явлений. Такая клас-
сификация была предложена Верлагой и Нессом [2.2, 2.3], которые
Идентификация и классификация явлений солнечного ветра 35
применили ее к данным магнитных наблюдений, проведенных вблизи
земной орбиты (1 а. е.). В основу этой специальной схемы было поло-
жено сравнение временного масштаба наблюдаемого явления в сол-
нечном ветре с тремя различными временными масштабами. Самый
большой из них был принят равным 100 ч (по существу это есть вре-
мя, необходимое для того чтобы элементарный объем солнечного вет-
ра прошел расстояние от Солнца до орбиты Земли со скоростью
* 400 км/ с). Два других временных масштаба были приняты равны-
ми 1 и 0,01 ч, т. е. были последовательно (и совершенно произвольно)
взяты величины, каждая из которых отличалась от предыдущей мно-
жителем 102.
Мы будем применять здесь схему классификации, которая в ос-
новном близка схеме Берлаги и Несса, но отличается тем, что в ней
используются временные масштабы, определенные непосредственно
по данным о локальных физических свойствах межпланетной плазмы.
Каждый временнбй масштаб т эквивалентен пространственному мас-
штабу А, где А=ит, а и- скорость солнечного ветра. Для определен-
ности и будет принята равной 400 км/ с, что примерно соответст-
вует среднему значению скорости солнечного ветра, полученному в
большинстве наблюдений.
Наибольший временнбй масштаб, принятый в нашей схеме клас-
сификации, соответствует интервалу времени, которое необходимо
элементарному объему солнечного ветра для прохождения через
"шкалу высот для плотности". Последнюю можно определить по ана-
логии со шкалой высот атмосферы с экспоненциально меняющейся
плотностью (разд. 1.3):
1
In п(г)
dr
Ожидаемое практическое постоянство скорости расширения в меж-
планетном пространстве (1.4) и постоянство потока частиц (1.13) при-
водят к тому, что п « г“2 , откуда следует (для г = ге , т. е. г = 1 а. е.)
А, = —— = 0,5 а. е. = 7,5 • 1012 см,
2 X,
= — = 50 ч.
и
Это определение и само значение отличаются от соответствующего
временного масштаба в схеме Берлаги и Несса множителем 2, кото-
36
Глава ll
рый появился из-за убывания плотности пропорционально г“2. Плот-
ность была выбрана для определения т по той причине, что для нее
зависимость от гелиоцентрического расстояния можно предсказать
более надежно, чем для других меняющихся в пространстве парамет-
ров солнечного ветра.
Промежуточный временнбй масштаб ?2 в нашей схеме будет
определен так. Пусть Л2 — расстояние, на которое распространи-
лась бы звуковая волна (в системе отсчета, движущейся вместе с
плазмой) за время т1 9 т, е. за время, необходимое для того чтобы
плазма прошла через первичный пространственный масштаб. Други-
ми словами, запишем соотношение
и
где cs — скорость звука, а соответствующий временнбй масштаб
будет
с
s
Т2 = ----Т, •
и
Наблюдения солнечного ветра [2.4] показывают, что усредненное
значение cs/и близко к 1/10, так что Л2 = 0,05 а. е. = 7,5 * 1011 см
и т2 = 5 ч.
Подобным же образом можно было бы определить т2 через
скорость альвеновских волн. Однако поскольку звуковая и альвенов-
ская скорости, согласно наблюдениям на расстояниях 1 а. е., почти
равны, то и значение т2 оказалось бы близким к полученному выше.
Самый короткий временнбй масштаб т3 в нашей схеме классифи-
кации будет определен через циклотронный радиус протона на рассто-
янии г = 1 а. е. Используя среднюю напряженность межпланетного
пбля б> = 5у 5Ч0-5 Гс и среднюю тепловую скорость протона
40 км/с (приблизительно равную cs), получим *3 3 8 • 106см ъ*
5 * Ю“7 а. е.
Соответствующий временнбй масштаб тогда будет
хз
т3 = — = 0,2 с.
и
Классификация какого-либо явления в солнечном ветре обычно
сводится к сравнению его характерного временнбго масштаба т
Идентификация и классификация явлений солнечного ветра 37
Таблица 2.1
Классификация явлений солнечного ветра
по их характерным временным масштабам
Время Физический временной масштаб Класс Тип явления
Т, = 50 ч Расширение 1 Стационарное однородное
2 3 расширение короны Нестационарное неоднородное расширение короны Распространяющиеся возму- щения с крупномасштабны- ми градиентами давления
т2 = 5 ч Движение со звуковой скоростью 4 5 Распространяющиеся возмуще- ния с последующим приближе» нием к крупномасштабно- му балансу давлений Конвективные возмущения с крупномасштабным балан- сом давлений
т3 = 5* Ю-^ч = Циклотронный 6 Возмущения, предельно до-
= 0,2 с период про- тона 7 пустимые магнитогидро- динамической теорией Плазменные волны и„шумы"
(зафиксированного неподвижным наблюдателем) с тремя физическими
временными масштабами, определенными выше. Физический смысл
классификации непосредственно вытекает из физических основ наших
определений тр т2 и т3. В такой схеме имеется семь возможных
классов явлений. Эти классы приведены в табл. 2.1 и описываются
ниже.
Класс 1, т» Tt : явления, представляющие собой вариации с го-
раздо большим временным масштабом, чем для основного корональ-
ного расширения. Эти явления можно адекватно описать с помощью
моделей стационарного сферически-симметричного расширения коро-
ны. Наглядным примером такого явления мог бы быть совершенно
38
Глава ll
стационарный солнечный ветер на расстоянии г = 1 а. е. (т = «>).
Это условие могло бы выполняться только при полном отсутствии
временных изменений или пространственных неоднородностей в
расширяющейся короне. Кроме того, можно ожидать, что явления это-
го класса будут иметь место при очень медленных временных изме-
нениях в короне - в приближении, близком к ’’адиабатическому” при-
ближению в теории движения частиц [2.5] или в квантовой механике.
Класс 2, тут: явления, представляющие собой вариации с тем
же временным масштабом, что и основное корональное расширение.
Эти явления можно адекватно описать лишь с помощью моделей не-
стационарного расширения короны или пространственно неоднородно-
го солнечного ветра. Можно ожидать, что явления этого класса в сол-
нечном ветре порождаются крупномасштабными неоднородностями
короны.
Класс 3, » у » т2 : явления, представляющие собой вариации
с временным масштабом, гораздо меньшим, чем для основного ко-
ронального расширения, но с пространственным масштабом, значи-
тельно большим, чем характерное расстояние распространения зву-
кового сигнала при основном расширении. Эти явления будут сохра-
нять градиенты давления, возникшие вблизи Солнца, и должны опи-
сываться с помощью моделей распространяющихся возмущений на
фоне основного коронального расширения. Явления этого класса в
солнечном ветре, по-видимому, будут вызываться временными ва-
риациями в короне с характерным временем порядка часов.
Класс 4, т » т2 : явления, представляющие собой вариации с про-
странственным масштабом, сравнимым с характерным расстояни-
ем распространения звукового сигнала при основном корональном
расширении. Любое распределение градиентов температуры, возни-
кающее вблизи Солнца, будет при расширении нарушаться. Поэтому
подобные явления нужно описывать как распространяющиеся возмуще-
ния, которые со временем ослабевают до уровня, соответствующего
полному отсутствию возмущений давления (как при осноетгэм расшире-
нии короны).
Класс 5, т2 » т » т3 : явления, представляющие собой вариации с
пространственным масштабом гораздо меньшим, чем характерное
расстояние распространения звукового сигнала при основном расши-
рении, но с временным масштабом, значительно превышающим цик-
лотронный период протона. Эти явления (а также явления последу-
ющих двух классов) будут характеризоваться только локальными ва-
риациями давления, которые при усреднении по большому объему
Идентификация и классификация явлений солнечною ветра 39
пространства должны сглаживаться. Как таковые они могут распро-
страняться в плазме с относительной скоростью, не превышающей
скорость звука, и будут переноситься в межпланетном пространстве
сверхзвуковым движением солнечного ветра в основном "конвектив-
ным” способом. Теоретически эти явления можно интерпретировать
как возмущения медленно меняющегося фона (в системе отсчета,
движущейся вместе с плазмой). Явления этого класса вызываются,
по-видимому, мелкомасштабными или короткопериодическими вариа-
циями в короне или локальными процессами в межпланетном прост-
ранстве.
Класс 6, т *>т3 : явления, представляющие собой вариации с вре-
менным масштабом, сравнимым с циклотронным периодом протона.
Положения магнитной гидродинамики, справедливые для всех явле-
ний приведенных выше классов, по-видимому, начинают нарушаться
при таком временном масштабе. Источником явлений этого класса
могут быть микроскопические, локальные процессы в плазме.
Класс 7, т« т3 : явления, представляющие собой вариации с вре-
менным масштабом, значительно меньшим циклотронного радиуса
протона. Эти явления описываются кинетической теорией плазмы.
II. 3. Идентификация, описание и классификация
некоторых явлений солнечного ветра
При анализе многочисленных данных о вариациях свойств солнеч-
ного ветра исследователям удалось выделить ряд характерных физи-
ческих явлений. Эти явления будут теперь рассмотрены в порядке
уменьшения их временных масштабов в соответствии с предложенной
нами схемой классификации. Если временной масштаб т определяется
в системе отсчета неподвижного (или практически неподвижного) на-
блюдателя, то применение этой схемы не требует никаких особых
ограничений. Однако читатель должен иметь в виду, что при быстром
течении солнечного ветра мимо неподвижного наблюдателя пере-
носятся и чисто пространственные неоднородности (не зависящие от
времени в системе отсчета, движущейся с плазмой или вращающейся
с Солнцем), создавая эффект кажущихся временных вариаций. От-
дельный наблюдатель в сущности не может отличить пространственные
эффекты от временных. Временной масштаб наблюдаемой вариации
следует понимать именно в этом смысле: он, возможно , эквивален-
тен пространственному масштабу (как в разд. II. 2) для чисто про-
странственной (или преимущественно пространственной) вариации.
Этот эффект наиболее характерен для волн, распространяющихся в
40
Глава ll
плазме. Кажущийся период и направление их распространения могут
быть сильно искажены за счет этого эффекта. Например, волны, дви-
жущиеся относительно плазмы к Солнцу, могут казаться неподвижно-
му наблюдателю движущимися от Солнца!
У стойчивые высокоскоростные потоки солнечного ветра
На вариации свойств солнечного ветра, наблюдавшиеся на "Ма-
ринере-2” (рис. 1.5), наложилось много "высокоскоростных потоков”
[2.6]. Структура типичного потока (например, того, который наблю-
дался между 7 и 15 октября) характеризовалась быстрым увеличени-
ем скорости, за которым следовало более медленное ее уменьшение.
Кроме того, вблизи ведущего края потока наблюдалось кратковремен-
ное, но очень сильное увеличение плотности, после которого плотность
плазмы упала и длительное время находилась на низком уровне. В
то же время вариации протонной температуры были подобны вариа-
циям скорости потока. Наблюдаемая магнитная полярность (т.е.
знак радиальной компоненты поля) обычно не менялась внутри каждо-
го высокоскоростного потока [2.7]. Длительность типичного потока
составляла пять дней; характеристическое время для соответствующих
физических вариаций, по-видимому, составляло около половины этого
времени, т.е. т «60 ч. Таким образом, т * т1 9 Так что высокоско-
ростные потоки попадают в класс 2 нашей схемы классификации. Их
следует считать составной частью неоднородного коронального рас-
ширения.
Важным ключом для понимания природы этих потоков оказалась
явная тенденция их повторяемости с интервалами ^27 дней. Для бо-
лее наглядного выявления этой тенденции временная шкала на рис. 1.5
разбита на 27-дневные интервалы, которые расположены один над
другим в виде вертикального столбца. При этом характеристики,
повторяющиеся с периодом 27 дней, уменьшаются вдоль вертикали.
Высокоскоростные потоки, показанные на рис. 1.5, обнаруживают
именно такую тенденцию. Это означает, что их можно считать долго-
живущими пространственными образованиями, вращающимися вместе
с Солнцем. Если бы такой устойчивый высокоскоростной поток плазмы
испускался из фиксированного локального источника в короне, то
из-за вращения Солнца этот поток проносился бы мимо межпланетно-
го наблюдателя (движущегося приблизительно с орбитальной ско-
ростью Земли) при каждом последующем обороте [2.6], как и наблю-
дается в действительности.
Идентификация и классификация явлений солнечного ветра 41
Опираясь на эти представления, а также учитывая тот факт, что
в период измерений на ”Маринере-2" (когда высокоскоростные пото-
ки обтекали Землю) наблюдалась повышенная возмущенность геомаг-
нитного поля, можно связать такие потоки с одной нерешеннной про-
блемой, оставшейся от периода предшествовавшего прямым исследова-
ниям солнечно-земных связей. Как было установлено ранее, некото-
рые проявления геомагнитной активности повторяются с периодом
вращения Солнца. Обычно их приписывали воздействию потоков
частиц, испускаемых долгоживущими источниками - активными об-
ластями Солнца. Первые попытки идентифицировать эти гипотети-
ческие источники оказались неудачными; их стали называть просто
^/-областями [2.8]. Наблюдения на "Маринере-2” указывали, что ре-
куррентные высокоскоростные потоки в межпланетном пространстве
могут служить агентом, вызывающим геомагнитные возмущения. Од-
нако попытки отождествить Л/-области, генерирующие такие потоки,
с известными солнечными явлениями остались безуспешными [2.9].
Проблема идентификации солнечных источников высокоскоростных
потоков будет обстоятельно рассмотрена в гл. V.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками
Второй тип возмущения в солнечном ветре, также связанный с
большим повышением скорости, характеризуется начальным резким
возрастанием плотности, скорости и протонной температуры. Пример
такого возмущения солнечного ветра показан на рис. 2.1. Видно, что
резкие изменения свойств солнечного ветра произошли около 06 15 UT
18 декабря 1965 г., а затем последовали более плавные вариации, про-
должавшиеся в течение ^2 дней. Повышенная плотность наблюдалась
первые ~12 ч возмущения, а затем она упала до весьма низкого уров-
ня. Протонная температура изменялась в основном так же, как и ско-
рость ветра. Результаты наблюдений магнитного поля 18 декабря
1965 г. приведены на рис. 2.2. Видно, что напряженность магнитного
поля достигала необычно высоких значений на ранних стадиях возму-
щения.
Как было показано, резкие начальные изменения свойств плазмы
и магнитного поля связаны с прохождением ударного фронта, в об-
ласти которого кинетическая энергия плазмы частично превращается
(необратимо) в тепловую энергию [2.10]. В целом возмущение, сопро-
вождающее такие ударные фронты, продолжается около двух дней, а
его характерный временной масштаб ссставляет около половины это-
го интервала, т. е. т ^25 ч. Таким образом, получаем т, т » т2 ,
20*cr L ____________________ j
0*— 1ГЦ-яъ//1. Г "**' ,^,?м ----гН
20’/0L J
0 3 6 9 12 15 18 21 О 3 6 9 12 15 18 21 О
18дм. в 19 дм. 1965л
Время, ч
Р и с. 2.1. Плотность, скорость и протонная температура в солнечном
ветре по наблюдениям на "Пионере-6" 18-19 дек. 1965 г. (Неопубли-
кованные данные, предоставленные Лазарусом).
^НЯ!!Я!Е^И5МЯ
ООО 0200 0400 0600 0800 1000 1200 1400 1600 1800 2000 2200 2400
ит
Рис. 2.2. Характеристики межпланетного магнитного поля, усред-
ненные за 3-секундные интеовалы. по наблюдениям на "Пионере-6*
18 дек. 1965 г. [2.2].
Величина а - стандартное отклонение наблюдаемых значений поля для
каждого интервала усреднения.
Идентификация и классификация явлений солнечною ветра 43
^41
_I_I_1 ИМЛ_I_1_. L -J_1—1_I_I_I_I—J_I_I_I_I_I_I_I_
JuL ..i.,i.
16
. . Я
|в| 8
4
+9<f
0 О*
~90*
ПО*
Т 180*
90*
в 2
°0000 0200 0400 0800 0800 1000 1200 1400 1600 1800 2000 2200 2400
UT
Рис. 2.3. Усредненные 30-секундные значения характеристик маг-
нитного поля по наблюдениям на "Пионере-6" 19 дек. 1965 г. [2.2].
так что эти явления соответствуют классам 2 или 3 в нашей схеме
классификации. Задолго до проведения прямых наблюдений солнеч-
ного ветра была выдвинута гипотеза о существовании явлений тако-
го типа. Эта гипотеза широко обсуждалась на основе данных о вне-
запном начале и дальнейшем развитии геомагнитных бурь. Было об-
наружено, что геомагнитные бури с внезапным началом часто наблю-
даются спустя один или несколько дней после мощных солнечных вспы-
шек. При этом обычно считали, что возмущение в целом вызвано по-
током вещества, выброшенного солнечной вспышкой. Наблюдения сол-
нечного ветра (подобные показанным на рис. 2.1 и 2.2) подтверждают
существование таких ударных волн. И хотя их связь со вспышками
часто не удается установить однозначно, подобные наблюдения поз-
воляют предполагать, что этот эффект солнечных вспышек длитель-
ное время остававшийся гипотетическим, действительно имеет место.
Волокнистая структура межпланетного магнитного поля
На рис. 2.3 показаны усредненные 30-секундные значения на-
пряженности магнитного поля и его ориентация по наблюдениям на
космическом аппарате "Пионер-6” 19 декабря 1965 г. Преобладающим
типом вариаций, которые бросаются в глаза на рис. 2.3, являются
разрывы непрерывности (показанные стрелками). Эти разрывы (скач-
ки) особенно заметны в распределении углов, описывающих ориента-
44
Глава ll
цию поля, но при этом они обычно не сопровождаются изменениями
скорости плазмы. Вариации такого типа получили название "разрывы
направления" [2.2]. Области между скачками, внутри которых свой-
ства солнечного ветра меняются более медленно, иногда называли
"волокнами". Волокна, по-видимому, разделены четкими
границами, на которых происходят скачки [2.2, 2.11].
Если расстояние между границами волокна соответствует временно-
му интервалу1 ч, то отсюда получим характерный размер волокон
~ 0,01 а. е. Таким образом, т2 » т» т3 , так что волокна, по-видимо-
му, соответствуют классу 5 нашей классификации. В этом случае их
следует считать конвективными характеристиками солнечного ветра,
которые не нарушают крупномасштабный баланс давлений на любой
значительной шкале расстояний. Действительно, Берлага [2.12].
пришел к заключению, что области, содержащие такие разрывы на-
правления, находятся при постоянном давлении. Как уже сообщалось
волокнистый характер межпланетной плазмы распространяется и на
другие свойства солнечного ветра (возможно, даже на его химичес-
кий состав). Однако определение волокон не является точным и может
даже зависеть от конкретного параметра солнечного ветра, исполь-
зуемого в качестве критерия. Было обнаружено, например, что свой-
ства плазмы не испытывают существенных изменений при раз-
рыве направления магнитного поля [2.13]. Возможная интерпрета-
ция разрывов направления как распространяющихся волн (см. ниже)
противоречит, по-видимому, также тому факту, что внутри волокон
свойства плазмы длительное время остаются неизменными.
Алъвеновсние волны
На рис. 2.4 приведены результаты наблюдений магнитного поля
и плазмы на космическом аппарате "Маринер-5" за 24-часовой пе-
риод. Три верхних графика показывают усредненные 5-минутные зна-
чения трех компонент скорости плазмы и магнитного поля в де-
картовой системе координат, причем координата R отсчитывается от
Солнца, координата Т перпендикулярна R и параллельна плоскости
эклиптики, а координата /V перпендикулярна плоскости эклиптики.
Эти компоненты изображены в виде отношений каждой из них к их
средним значениям за 24-часовой период. Напряженность магнитно-
го поля | В | и плотность протонов п показаны в нижней части
рис. 2.4, Такое представление позволяет обнаружить вариации каж-
дой из компонент магнитного поля, которые хорошо коррелируют с
вариациями соответствующих компонент скорости. Белчер и Дэвис
Идентификация и классификация явлений солнечного ветра
45
8 12 16 20 24
Время, ч
Рис. 2.4. Средние 5-минутные значения компонент магнитного по-
ля и скорости плазмы, напряженности магнитного поля и плотности
протонов по измерениям на "Маринере-5" [2.14].
[2.14] отождествили эти взаимно связанные вариации с апериодичес-
кими альвеновскими волнами. Ключом для такого отождествления
является соотношение
Ь = ± (4кр)1/2 V (2.1)
между амплитудой магнитного возмущения b и скоростью распрост-
ранения альвеновской волны v. Вариации параметров, приведенных
на рис. 2.4, не только подтверждают пропорциональную зависимость
b от v , но и согласуются (в пределах точности наблюдений) с ве-
личиной коэффициента пропорциональности в (2.1). Как оказалось, та-
кой эффект проявляется в данных "Маринера-5" довольно часто. Маг-
нитные возмущения b статистически обнаруживают сильную тенден-
цию распространяться поперек усредненного магнитного поля, как и
следовало ожидать для альвеновских волн. Периоды наблюдаемых ва-
риаций находятся в интервале от ^4 ч до 10 мин (предел временного
разрешения), что соответствует длинам волн ~5* 106 км (или 0,03 а. е.)
и меньше. Следовательно, т2^т » т3 , так что наблюдаемые альве-
новские волны попадают в класс 5 нашей схемы классификации. Та-
ким образом, их следует рассматривать как первичные конвективные
образования в солнечном ветре (хотя они и движутся относительно
плазмы с альвеновской скоростью), которые не нарушают крупномас-
штабного баланса давлений.
(ЗДр^^^^ежду вариациями, скорости и магнитного поля сви-
детельствует 6 том, что по существу все наблюдаемые волны дви-
46
Глава 11
жутся по направлению от Солнца. Если бы в солнечном ветре при-
сутствовали волны, распространяющиеся относительно плазмы в
обоих направлениях (от Солнца и к Солнцу), то оба класса волн за
счет движения плазмы уносились бы от Солнца и оба должны были
наблюдаться.
Если не предполагать существования механизма, который ра-
ботал бы в межпланетном пространстве и генерировал волны, движу-
щиеся только от Солнца, то остается считать, что волны зарождались
в субальвеновской области течения вблизи Солнца, где волны, дви-
жущиеся к Солнцу, могли бы "уходить” в фотосферу. Белчер и Дэ-
вис предполагают, что альвеновские волны, наблюдаемые в межпла-
нетном пр остранстве, — это, возможно, остатки тех волн, которые
считают ответственными за разогрев короны (разд. III . 7). Такая
интерпретация представляется разумной, поскольку в отличие от волн
других мод в короне альвеновские волны слабо тормозятся и могут
пройти расстояние Ч а. е. без существенного ослабления.
Магнитогидродинамические разрывы
Общая картина резких скачков, или "разрывов", в свойствах сол-
нечного ветра уже была описана в связи с рис. 2.3. Как было показа-
но, небольшая доля этих скачков отражает прохождение ударных фрон-
тов. На рис. 2.5, а и б показаны два примера разрывов направления
гораздо более общего типа. Разумеется, изменения свойств солнеч-
ного ветра происходят фактически не мгновенно. Сиско и др. [ 2.11 ]
на примере разрывов оценили время, необходимое для возникновения
скачков магнитного поля. Оказалось, что в 80% случаев это время не
превышало 10 с. Таким образом, т2 » т > т t т.е. эти разрывы со-
ответствуют классу 5 в нашей схеме классификации. Чтобы связать
между собой состояния плазмы по обе стороны таких разрывов, не-
обходимо применять концепции магнитной гидродинамики. Получен-
ный в [2.11 ] временной масштаб соответствует пространственной
шкале размеров ~4000 км, или Ю”5 а. е., бесконечно малой ве-
личине по сравнению с масштабом общего расширения короны. По-
этому для удобства дальнейшего рассмотрения мы можем ввести
фиктивную поверхность, на которой свойства солнечного ветра ме-
няются скачком. При выяснении локальных свойств этих скачков та-
кую повехность можно считать плоской.
Согласно наиболее известной интерпретации разрывов направле-
ния,развитой в основном Берлагой [2.2, 2.3, 2.12, 2.15], поверхно-
сти разрывов неподвижны по отношению к межпланетной плазме, но
Рис. 2.5. Результаты наблюдений магнитного поля для трех коротких интервалов времени 19 дек. 1965 г. из
рис. 2.3 [2.2].
48
Глава ll
Рис. 2.6. Изменение магнит-
ного поля и скорости плазмы на
тангенциальном разрыве с нор-
малью п [ 2.16].
Рис. 2.7. Альвеновская
ударная волна. Изменения
магнитного поля и скорости
плазмы на вращательном
разрыве с нормалью А [2.16].
конвективно увлекаются общим движением солнечного ветра. В этом
случае поверхности играют роль границ между различными состоя-
ниями плазмы. Установить связь между состояниями плазмы по обе
стороны такой границы можно, в соответствии с теорией магнитной
гидродинамики* с помощью уравнений Максвелла при условии баланса
давлений нормально к поверхности. Теоретически возможны два типа
таких стационарных поверхностей разрыва, однако лишь один из них -
тангенциальный разрыв - был опознан в солнечном ветре. Рис. 2.6 ил-
люстрирует свойства тангенциального разрыва. Его характерная осо-
бенность состоит в том, что магнитное поле В и скорость течения v
(в системе отсчета, движущейся вместе с разрывом) должны быть па-
раллельны поверхности. В рамках этого ограничения величина и ориен-
тация В и v Могут Меняться произвольным образом. В изотропном
нейтральном протонно-электронном газе выполняется соотношение
Р= пк (Те + тр) + — . (2.2)
г i ? i 8г< I i
Если В = ' В при тангенЦиальибм разрыве претерпевает скачок, то
п, Те и Тр также должны? и^ени^ься, чтобы не ^ару^алось постоян-
*Имеется в виду магнитр^иДродийймйка с йзо^гролным давлением
[2.19*]. Между тем давлений в сблнейноМ ветре анизотропно, и разры-
вы более адекватно описываются соответствующими модифицирован-
ными условиями [ 2.20* - 2.24*] . - Прим ред.
Идентификация и классификация явлений солнечного ветра 49
ство Р. Берлага показал, что изменения параметров плазмы и поля
для многих наблюдаемых разрывов удовлетворяют этим требованиям (хотя
баланс давлений строго не проверялся из-за недостаточного знания
электронных температур).
Другой возможный тип поверхности разрыва, называемый вра-
щательным разрывом, распространяется в плазме с альвеновской
скоростью, так что его можно считать отчетливо выраженной альве-
новской волной. Рис. 2.7 иллюстрирует свойства вращательного раз-
рыва.
Компоненты В и v, перпендикулярные поверхности разрыва, от-
личны от нуля, так что (в противоположность тангенциальному раз-
рыву) магнитные силовые линии и плазма проходят через разрыв. В
изотропной плазме и напряженность магнитного поля, и скорость
плазмы одинаковы по обе стороны поверхности такого разрыва. Из-
менения этих двух векторов, связанные с прохождением вращатель-
ного разрыва, сводятся к простому вращению в поверхности разрыва
(отсюда происходит их название). Эти изменения взаимно связаны
точным соотношением (2.1). Баланс давлений (движение плазмы через
поверхность происходит без ускорения) выражается формулой (2.2).
Однако, если и В, и п (для поддержания постоянства потока
частиц) остаются неизменными, то из (2.2) непосредственно следует,
что сумма электронной и протонной температур также постоянна. Та-
ким образом, вращательный разрыв в изотропной плазме — это не
что иное, как острый "изгиб", распространяющийся вдоль магнитной
силовой линии. В анизотропной плазме картина усложняется, хотя и
не очень значительно, при типичных амплитудах анизотропии полно-
го давления, которые наблюдаются в солнечном ветре (разд. III. 3).
На рис. 2.8 показан скачок в свойствах солнечного ветра, который
Белчер и Дэвис [2.14] интерпретировали как вращательный разрыв.
Изменение наблюдаемой плотности протонов на разрыве, вероятно,
меньше, чем точность определения плотности.
Считая разрывы направления межпланетного магнитного поля
только тангенциальными или только вращательными, мы придем к
противоположным концепциям тонкой структуры межпланетного про-
странства. Если скачки поля отражают присутствие тангенциальных
разрывов, то межпланетная плазма состоит из отдельных областей
(образований) с определенным плазменным режимом (возможно, из
волокон, упомянутых выше), которые сохраняют свои свойства в
отсутствие неустойчивостей и диффузии (процессов, которые подав-
лялись бы за счет тангенциального характера силовых линий на гра-
4 - 847
50
Глава ll
Рис. 2.8. Вращательный раз*
5ыв, обнаруженный Белчером и
[эвисом [2.14] по данным на-
блюдений солнечного ветра на
"Маринере-5."
Определение компонент R, Т и
N магнитного поля в декартовой
системе координат (крестики) и
скорости плазмы (горизонталь-
ные линии) дано в тексте. На
самом нижнем графике показа-
ны величина поля (крестики) и
плотность плазмы (горизонталь-
ная линия с разрывом).
ничных поверхностях). Если эти скачки отражают присутствие вра-
щательных разрывов, то в межпланетную плазму проникают распро-
страняющиеся магнитные неоднородности, что не способствует созда-
нию определенного плазменного режима. Не вызывает сомнений,
что в солнечном ветре существуют оба типа разрывов. Однако по воп-
росу о том, какой из двух типов разрывов преобладает, в настоящее
время ведется оживленная полемика. При анализе крупномасштабных
особенностей коронального расширения мы (к счастью) не будем ка-
саться этого вопроса.
II. 4. Сводка результатов и план дальнейшего изложения
В разд. II. 3 были идентифицированы и кратко описаны пять яв-
лений, соответствующих классам 2,3 и 5 в нашей схеме классифика-
ции. Явление класса 1 - по существу стационарный однородный сол-
нечный ветер - по-видимому, могло бы наблюдаться только в отсут-
ствие крупномасштабных вариаций классов 2 и 4. Идентификации и
описанию этого важного состояния солнечного ветра будет уделено
Идентификация и классификация явлений солнечного ветра 51
особое внимание в гл. III. Примеры явлений класса 4 отсутствуют.
Берлага и Огилви [2.17] обнаружили, что вариации давления (а сле-
довательно, и динамические процессы) имеют характерный временной
масштаб не около 1 ч, а более 2 дней. Следовательно, может дейст-
вительно существовать некоторый временной масштаб (такой, как т2 ),
при котором вариации давления сглаживаются. Обнаружение явлений
с таким временным масштабом представляло бы большой интерес.
Явления классов 6 и 7 находятся на пределе временного разрешения
для современных детекторов плазмы. Обсуждение результатов наблю-
дений магнитных и электрических полей для этих классов явлений
читатель может найти в недавнем обзоре Скарфа [2.18].
Как уже отмечалось, для нас основной интерес будут представлять
крупномасштабные аспекты расширения короны. Поэтому мы коснем-
ся сначала явлений классов 1-4. Три наблюдаемых мелкомасштаб-
ных явления класса 5 не будут рассматриваться, поскольку они пред-
ставляют самостоятельный интерес. Однако мы будем учитывать их
в тех случаях, когда они имеют отношение к физике более крупномас-
штабных явлений. В следующий четырех главах мы обсудим четыре
отдельных крупномасштабных явления: динамика однородного расши-
рения короны; химический состав расширяющейся короны; солнечное
происхождение и эволюция в межпланетном пространстве высокоско-
ростных потоков плазмы; распространение ударных волн в солнечном
ветре. При формулировке наших физических представлений о наблю-
даемых явлениях детальное описание наблюдательных данных будет
дано в сочетании с теоретическими моделями.
Глава III
ДИНАМИКА ОДНОРОДНОГО РАСШИРЕНИЯ КОРОНЫ
III. 1. Введение
При обсуждении физических свойств межпланетной плазмы в пер-
вую очередь заслуживает внимания динамика бесструктурного (однород.
ного) солнечного ветра, который мог бы возникать в результате ста-
ционарного сферически-симметричного расширения короны. Мы уже
видели, что модели Паркера, основанные на предположении о стацио-
нарном сферически-симметричном движении жидкости, правильно пред-
сказывали наиболее существенные характеристики солнечного ветра.
Применение такого же упрощающего предположения при формулировке
моделей, в которых предпринимается попытка дать более детальное
описание межпланетной плазмы, уменьшает математические труднос-
ти, присущие уравнениям гидродинамики, до минимально возможного
уровня, что позволяет рассматривать тонкие физические эффекты.
Развитие таких моделей шло по пути включения сил, обусловленных
вязкостью и магнитным полем, а также источников энергии, обусловленных
теплопроводностью и диссипацией магнитогидродинамических волн.
Детальное сравнение предсказаний этих усовершенствованных моде-
лей коронального расширения с данными наблюдений солнечного ветра
должно в принципе позволить оценить роль дополнительных сил и ис-
точников энергии или подтвердить необходимость рассмотрения дру-
гих физических процессов.
Эти модификации основной модели Паркера и сравнение их пред-
сказаний с данными наблюдений оказались, вероятно, наиболее актив-
но разрабатываемыми участками фронта исследований солнечного
ветра и привели к основным дискуссиям по вопросам физики межпла-
нетного пространства. Может вызвать некоторое удивление тот факт,
что применение указанных моделей к реальному солнечному ветру
оправдывается только в редких случаях. Мы уже пришли к заключению,
что солнечный ветер следует считать однородным лишь в отсутствие
Динамика однородною расширения короны
53
вариаций с основным временным (или пространственным) масштабом
коронального расширения около 50 ч (или 0,5 а.е.). Однако, как следу-
ет из нашего анализа данных в гл. II, изменения свойств солнечного
ветра происходят почти повсеместно. Сравнивая модели с данными
наблюдений, мы должны позаботиться о том, чтобы выделить случаи
бесструктурного состояния плазмы, предполагаемого в моделях.
Таким образом, настоящую главу мы начнем с поиска бесструк-
турного, или "спокойного", состояния солнечного ветра, а также со-
ставления сводки физических свойств, которые кажутся наиболее под-
ходящими для этого идеального состояния. Затем детально рассмотрим
две основные модели стационарного радиального расширения сфериче-
ски-симметричной короны. Сравнение этих моделей с наблюдениями
короны и солнечного ветра позволит перейти к рассмотрению более
современных и совершенных модификаций основных моделей. В заклю-
чение мы обсудим испарительные модели короны, к которым в послед-
нее время вновь возродился интерес.
III. 2. Поиски бесструктурного солнечного ветра
Первая попытка выявить бесструктурное состояние солнечного
ветра была предпринята на основе данных наблюдений "Маринера-2" в
1962 г., приведенных на рис. 1.5. Нойгебауэр и Снайдер [3.1] считали,
что"... в этот период межпланетная плазма состояла из серии долго-
живущих высокоскоростных потоков, разделенных областями более
медленно движущейся плазмы". Эти области были выбраны для сравне-
ния с моделями коронального расширения. Авторы [3.1] пришли к заклю-
чению, что "...скорость спокойного солнечного ветра (между высоко-
скоростными потоками) находилась в пределах от 320 до 340 км/с" За
весь период наблюдений "Маринера-2"(4,5 месяца) такое предполагае-
мое спокойное состояние солнечного ветра наблюдалось лишь в тече-
ние пяти интервалов, ни один из которых не превышал трех дней.
В дальнейшем анализ наблюдений солнечного ветра проводился
обычно в соответствии с указанием Нойгебауэр и Снайдера о связи
между низкоскоростным солнечным ветром и спокойным состоянием
плазмы. На рис. 3.1 показаны средние 3-часовые значения скорости
плазмы по наблюдениям на космическом аппарате "Вела-2" в течение
одного оборота Солнца (27 дней) в начале 1965 г. [3.2]. В период 1-15
54
Глава Hl
600
0.500
g 400
& 300
29 31И 3 5 7 9 11 13 15 17 19 21 23
Март\Апр,1965 „
Оборот Солнца N1802
Рис. 3.1. Средние 3-часовые значения скорости солнечного ветра по
наблюдениям на космическом аппарате "Вела-2" в течение одного обо-
рота Солнца (27 дней) в 1965 г. [3.2].
апреля скорость плазмы почти всегда была около 320 км/с (заметим,
однако, что в данных наблюдений имеются пропуски). Эти наблюдения
показывают, что низкоскоростной солнечный ветер, обнаруживая лишь
незначительные изменения с временным масштабом расширения коро-
ны ~50 ч, иногда действительно удовлетворяет критерию для спокой-
ного состояния межпланетной плазмы.
Скорость плазмы ниже 320 км/с при наблюдениях на космических
аппаратах "Маринер-2" и "Вела-2" регистрировалась лишь в редких
случаях. Отсюда следовало, что эта скорость, возможно, служит "ис-
ходным уровнем" для расширения короны [3.3]. Однако последующие
наблюдения убедительно показали, что скорость ветра может падать
ниже 320 км/с, достигая в некоторых случаях (на короткое время и
весьма редко) значений вплоть до v 250 км/с. Берлага и Огилви
[3.4] подчеркнули, что какого-либо четко выраженного основного, или
"спокойного", состояния плазмы не существует. Они склонялись ско-
рее к предположению, что в межпланетной плазме существует целый
континуум спокойных состояний солнечного ветра с различными, но
низкими скоростями.
Несмотря на общее согласие между исследователями, что низкие
скорости солнечного ветра служат в некотором смысле признаком спо-
койного состояния, количественных доказательств этой точки зрения
не существовало вплоть до последнего времени. Первое такое доказа-
тельство опиралось на результаты анализа разности Дм между после-
Динамика однородного расширения короны
55
40
30
i
<1
10
О'—1------1----1------1
300 400 500 600
Скорость течения, км/с
Рис. 3.2. Среднеквадратичная разность &urms между последователь-
ными 3-часовыми значениями скорости плазмы как функция (началь-
ной) скорости течения [3.5].
довательными трехчасовыми значениями скорости ветра u(j0) и
и(*0 + 3 ч) по наблюдениям на космическом аппарате ”Вела*3” [3.5].
На рис. 3.2 показана среднеквадратичная разность LurmS9 вычислен-
ная для всех случаев, когда и(«0) находилась в интервалах 250 <
< 300 км/с, 300 < 350 км/с и т.д. Параметр ^urms представ-
ляет собой в этом случае амплитуду средней вариации скорости с
трехчасовой временной шкалой. Из рис. 12 видно, что такие вариации
минимальны при низких скоростях плазмы и значительно возрастают
при высоких скоростях. Этот результат в общем согласуется с пред-
положением о связи низких скоростей ветра со спокойными условиями
в плазме. Однако он все-таки не дает нам никакой информации о вариа-
циях с временном масштабом 50 ч, которые служат удобным крите-
рием однородного расширения короны.
Недавно Гослинг и Бэйм [3, 6], используя данные наблюдений на
космических аппаратах "Вела-2" и "Вела-3" за 1964-1967 гг., проана-
лизировали вариации скорости в пределах более длинных интервалов
времени. В их работе рассматриваются пары трехчасовых значений
u(r0) и u(z0 + L), где L - произвольное время запаздывания (величи-
на, кратная трехчасовому интервалу усреднения). На рис. 3.3 приведены
200 300 400 500 600 700 800
u(t0),KM/C
Рис. 3.3. Скорости течения и(г0) и и(г0 + L), где tQ — произвольно
выбранное время наблюдения и L - интервал между наблюдениями
(в часах) [3.6].
200 300 400 500 600 700 800
u(t0)t км/с
Динамика однородного расширения короны
57
u(tQ) (абсцисса) и u{tQ + L) (ордината) для семи различных времен за-
паздывания. Если бы скорость солнечного ветра существенно не ме-
нялась в течение времени L, то u(tQ) и u(tQ + L) были бы почти равны
и поэтому их значения на рис. 3.3 располагались бы вдоль линии с на-
клоном 45° к оси абсцисс. При L = 3 ч точки действительно лежат
вблизи этой линии. Отсюда следует, что разности между последователь-
ными трехчасовыми значениями скорости ветра в общем малы. При
больших значениях L точки на рис. 3.3 сильнее рассеиваются вокруг
указанной линии, что свидетельствует о больших различиях между
наблюдаемыми значениями скорости ветра. При L = 72 ч явно выра-
женной тенденции к равенству u(tQ) и u(tQ + 72 ч) уже не наблюдается.
Вариации и в пределах интервала длиной 72 ч должны иметь значитель-
ную амплитуду.
Количественной мерой тенденции u(tQ) и u(tQ + L) к равенству мо-
жет служить коэффициент автокорреляции. Будем считать и} = u(t&)
независимой переменной, а и2 = + L) - функцией аргумента uv
Пусть а м - стандартное отклонение наблюдаемой величины и2 от ее
среднего значения им = < и2>эи пусть а с - стандартное отклонение
и2 - ис, где ис(иу) - линейная функция, которая дает наилучшее при-
ближение (по методу наименьших квадратов) к наблюдаемым значе-
ниям и2(и}). Тогда коэффициент автокорреляции определяется следую-
щим образом [ 3.7]:
Можно показать, что действительно соответствует наклону линии
с наилучшим приближением к экспериментальным точкам (up и2), при-
веденным на рис. 3.3. Если AL близко к единице, наилучшее прибли-
жение достигается при и2 = иу, откуда следует, что u(tQ +L) == u(z0).
Другими словами, в пределах интервала L величина и изменилась не-
значительно. Наоборот, если = о, наилучшее приближение дает го-
ризонтальная линия и2 = им (поскольку ас = ст^), откуда следует,
что u(tQ + L) в среднем не зависит от Другими словами, и измени-
лась за время L настолько сильно, что между значениями и на концах
этого интервала отсутствует всякая связь.
58
Глава Ш
Рис. 3.4. Коэффициент автокорреляции Аг между значениями скорос-
тями течения по наблюдениям с временным сдвигом от 0 до 120 ч [3.6].
Линии наилучшего приближения для различных времен запаздыва-
ния показаны на рис. 3.3. Как и следовало ожидать, усиление рассея-
ния точек при увеличении времени запаздывания дает линию наилучше-
го приближения с уменьшающимся наклоном. Это означает, что коэф-
фициент автокорреляции A L при больших временах запаздывания ста-
новится малым. На рис. 3.4 приведены значения для времен запазды-
вания (сдвига) от 0 до 120 ч. Для характерного временного масштаба
коронального расширения 50 ч коэффициент автокорреляции достига-
ет значения всего около 0,3. Скорости течения, наблюдаемые с таким
временным сдвигом, связаны между собой весьма слабо. Тем самым
количественно подтверждается вывод, сделанный нами в разд. II. 3
при визуальном просмотре данных: солнечный ветер нельзя считать
стационарным течением плазмы при средних или типичных условиях.
В действительности за время, характерное для расширения короны,
происходят значительные изменения свойств ветра.
На рис. 3.5 приведен еще один результат Гослинга и Бэйма, по-
лученный при анализе вариаций скорости ветра. Здесь величина
показана для временных сдвигов от 0 до 130 ч. Отклонение от линии
наилучшего приближения было вычислено отдельно для двух классов
данных: а только по данным для низкоскоростного солнечного ветра,
Динамика однородного расширения короны
59
Временной сдвиг, ч
Рис. 3.5. Стандартные отклонения от линий наилучшего приближения
для u(ro + L) как функции а(*0): - для всех данных, проанализиро-
ванных Гослингом и Бэймом [3.6 J; a 2CL - для данных с и(е0)< 404км/с;
а СЯ “ для Данных с и(*0) > 404 км/с.
ограниченного скоростью u(tQ) < 404 км/с, тогда как о2сн вычисля-
лось только по данным для высокоскоростного ветра, имеющего ско-
рость u(tQ) > 404 км/с. При небольшом временном сдвиге имеем
< асц, 0ТКУДа следует, что при низких скоростях ветра u(tQ) и
u(tQ + L) гораздо ближе друг к другу, чем при высоких. Эго не проти-
воречит результату, приведенному на рис. 3.2. Однако при временном
сдвиге около 50 ч имеем Вариации в пределах 50-ча-
сового интервала значительны, даже если ограничиться рассмотрением
только низких скоростей солнечного ветра. Такие результаты едва ли
60
Глава III
могут служить аргументом в пользу того, что низкоскоростной сол-
нечный ветер соответствует однородному расширению короны.
На данной стадии исследований не ясно, удалось ли по данным на-
блюдений идентифицировать (в самом широком смысле) бесструктур-
ное состояние солнечного ветра. Поскольку видными теоретиками
были затрачены большие усилия на создание очень сложных моделей
стационарного, сферически- симметричного расширения короны, та-
кая ситуация особенно неприятна. Имело бы смысл тщательно проана-
лизировать данные наблюдений солнечного ветра, чтобы выделить те
случаи, когда солнечный ветер почти стационарен в течение интерва-
лов времени, превышающих 50 ч. Средние свойства солнечного ветра,
вычисленные для таких интервалов, можно было бы уверенно сравни-
вать с моделями однородного ветра. Однако в действительности такие
случаи, по-видимому, достаточно редки (см., например, [3.8]), так что
статистическая точность средних значений, полученных таким спосо-
бом, будет сомнительной. Поэтому мы вынуждены следовать здесь
обычной практике - считать низкоскоростной солнечный ветер спокой-
ным и сравнивать его свойства с предсказаниями моделей. Такой под-
ход по необходимости будет представлять собой неудовлетворительный
компромисс с действительностью. При дальнейшем анализе данных на-
блюдений, возможно, удастся уверенно интерпретировать основные фи-
зические процессы, воздействующие на расширение короны. Не исклю-
чено также, что эти процессы будут усложнены неидентифицированны-
ми эффектами временных вариаций и пространственных структур, кото-
рые, как мы уже видели, весьма распространены в реальном солнеч-
ном ветре.
III.3. Физические свойства
низкоскоростного солнечного ветра
В результате вынужденного качественного отождествления низко-
скоростного солнечного ветра с однородным корональным расширени-
ем мы сталкиваемся с рядом трудностей. Поскольку другие свойства
солнечного ветра, согласно наблюдениям, зависят от его скорости
(разд. V.7), точный выбор низкоскоростного критерия определяет плот-
ность, протонную температуру и т.д., с которыми будут сравниваться
теоретические модели. На рис. 3.6 приведена гистограмма почти
14000 значений скорости ветра, полученных с помощью космического
аппарата "Вела-3" в течение двух лет. Поскольку число случаев с
Динамика однородного расширения короны
61
Рис. 3.6. Гистограмма скоростей солнечного ветра по наблюдениям
на космическом аппарате "Вела-3" [3.9].
13 976 измерений, июль 1965 г. - ноябръ 1967 г.; средняя потоковая
скорость 400 км/с; медианная потоковая скорость 380 км!с.
и < 350 км/с быстро уменьшается, мы вынуждены идти на дополнитель-
ный компромисс при выборе низкоскоростного критерия для спокойно-
го солнечного ветра. Если выбрать интервал скоростей вблизи нижне-
го предела наблюдаемых значений, показанных на рис. 3.6, то мы бу-
дем иметь слишком мало точек, чтобы уверенно оценить статистиче-
скую обоснованность соответствующего состояния солнечного ветра.
Более того, очень малая частота таких случаев, по-видимому, свиде-
тельствует о том, что скорости солнечного ветра вблизи нижнего пре-
дела 250 км/с (когда они имеют место) в действительности не со-
храняются достаточно длительное время и поэтому не могут служить
указанием о стационарном или однородном течении. Мы обойдем эту
трудность, используя в качестве критерия низкоскоростного солнеч-
ного ветра интервал скоростей от 300 до 325 км/с. При таком выборе
учитывается "спокойное" состояние плазмы "между потоками", рас-
смотренное Нойгебауэр и Снайдером, и "основной уровень", обнаружен-
ный в наблюдениях на космическом аппарате "Вела-2", так что это
не противоречит опыту и результатам предшествующих исследований.
Даже если ограничиться анализом данных для области низких ско-
ростей от 300 до 325 км/с, то и в этом интервале физические парамет-
ры солнечного ветра - плотность, протонная температура и напряжен-
ность магнитного поля - варьируют в широких пределах. Например,
стандартное отклонение от среднего значения протонной плотности,
зафиксированного на космическом аппарате "Вела-3", одинаково вели- ’
62
Глава III
ко как для 3400 случаев со скоростями в интервале 300^ и 325 км/с,
так и для всех 14000 случаев, зарегистрированных за два года наблю-
дений. Сосредоточив внимание на низких скоростях, мы все же не по-
лучили единственного, строго определенного и отчетливо выраженно-
го состояния солнечного ветра. Поэтому низкоскоростное состояние
солнечного ветра мы будем определять, используя средние значения
его свойств в интервале скоростей 300 и 325 км/с. В табл. 3.1
приведены такие значения для ряда важных параметров солнечного
ветра, взятые из нескольких работ [3.9 - 3. И]. Эта таблица отражает
еще один интересный, хотя и не решающий факт - хаотические движе-
ния частиц межпланетной плазмы не обязательно должны быть изотроп-
ными. Более вероятно, что вдоль и поперек магнитного поля могут
иметь место (и это в среднем действительно наблюдается) различные
температуры [3.2]. Этот эффект не имеет решающего значения для
динамики солнечного ветра в целом, поскольку тензор полного давления,
определяемый в основном электронами, отклоняется от изотропии в
Таблица 3.1
Усреднение характеристики низкоскоростного
солнечного ветра
Радиальная компонента скорости3) 300-325 км/с
Нерадиальная компонента скорости®) 8 км/с
Плотность протонов (или электронов) 8,7 см-3
Средняя электронная температура 1,5- 105 К
Тепловая анизотропия электронов* * 8) 1,1
Средняя протонная температура 4 • 104 К
Тепловая анизотропия протонов8) 2
Напряженность магнитного поля 5у
Долгота поля в плоскости эклиптики 140°
^Определение "низкой скорости" солнечного ветра.
б)См. разд. III. 15.
8)Отношение температур вдоль и поперек магнитного поля.
Динамика однородного расширения короны
63
среднем всего на ^30%. Хаотические движения, кроме того, могут
существенно различаться в двух направлениях вдоль поля, т.е. функ-
ции распределения частиц по скоростям могут быть асимметричными.
Эти свойства, а также неравенство средних электронной и протонной
температур свидетельствуют о том, что межпланетная плазма не на-
ходится в состоянии термодинамического равновесия.
Энергетику коронального расширения мы рассмотрим сначала в
связи с однородным солнечным ветром, а затем при обсуждении высо-
коскоростных потоков и межпланетных ударных волн. В табл. 3.2 дана
сводка значений плотности потока частиц и потока энергии для низко-
скоростного солнечного ветра. Следует подчеркнуть, что плотности по-
тока тепла для электронов и протонов получены непосредственным ин-
тегрированием наблюдаемых потоков энергии беспорядочного движе-
ния частиц к Солнцу и от Солнца (вдоль силовых линий). Эти плотности
вычислены исключительно по данным наблюдений и не зависят от ме-
ханизма переноса тепла и модели солнечного ветра.
III.4. Одножидкостная модель стационарного,
сферически-симметричного расширения короны
Рассмотрим (как в гл. I) стационарное, радиальное, сферически-
симметричное движение полностью ионизованной, но электрически
нейтральной водородной плазмы в гравитационном поле Солнца. Если
пренебречь всеми магнитными эффектами, то уравнения сохранения
массы, количества движения и энергии для жидкости имеют вид
Таблица 3.2
Средние плотности потока частиц и потока энергии
в низкоскоростном солнечном ветре
Плотность потока протонов 2,4 • 108 см-2 . с-1
Плотность потока кинетической энергии 0,22 эрг/см2 . с
Плотность потока энтальпии 0,008 эрг/см2 • с
Плотность потока гравитационной энергии 0,004 эрг/см2 • с
Плотность потока магнитной энергии 0,003 эрг/см2 • с
Плотность потока тепла для электронов 0,007 эрг/см2 • с
Плотность потока тепла для протонов -*0,00001 эрг/см2 • с
64
Глава Ш
1 d
—- — (pur2) = 0> (3.1)
r 2 dr
du
pu — =
dr
dP GMq
dr P r2
(3.2)
1 d Г /1 3 p\
------I pur2 I — u2 + — — I
T2----dr L \2 2 p/
1 d GMq
= ~ ~2 Z(PUr2) ~ P“ —+ S<r>*<3’3)
Массовая плотность определяется выражением
Р = (тр + те) п = тп> (3.4)
где п - концентрация протонов или электронов. Если допустить, что
электронная и протонная температуры равны, то для давления получим
соотношение
Р = 2пкТ. (3.5)
Предполагая равенство протонной и электронной температур, мы долж-
ны использовать для описания моделей, опирающихся на уравнения
(3.1) - (3.5), термин "одножидкостные11. Если считать теплопровод-
ность единственным существенным источником энергии за пределами
гелиоцентрического расстояния г0, то для г > rQ имеем
о 1 d
S(r) - — (r2f ).
г2 dr
Предполагается, что плотность теплового потока f (чисто радиального)
связана с градиентом температуры через коэффициент теплопровод-
ности к:
dT
(3.6)
причем
к = kJ \
(3.7)
как и в разд. 1.3. Таким образом, мы приходим к системе уравнений
Динамика однородного расширения короны
65
1 d
-------(птиг2) = О,
г2 dr
(3.8)
du d GM Qin
nmu — = -2 — (nAT) - n---------— t (3.9)
dr dr r2
1 d Г /]
------nmur2 I — u2
r2 dr L у 2
= — nu
1 d / , dT\
T M3,10)
dr \ dr j
Первые интегралы уравнений сохранения массы (3.8) и энергии (3.10)
имеют вид
/ = 4ттпиг2, (3.11)
1
— ши2 + 5АГ —
2
F = 4ттлиг2
GMqUI
г2'
— 4тГГ2Гв К
(3.12)
где константы / и F - соответственно поток частиц и поток энергии
через сферическую поверхность радиуса г, симметричную относитель-
но центра Солнца.
Уравнения (3.9), (3.11) и (3.12) были использованы Чемберленом
[3.12] при построении модели дозвукового коронального расширения
(см. разд. 1.6). В то время как Чемберлен сосредоточил внимание на
дозвуковом расширении, полагая F = 0 (т.е. и -► 0 при г мы бу-
дем интересоваться сверхзвуковым расширением, удовлетворяющим
условию F > 0 (т.е. и — конечная величина при г -> «>). Система урав-
нений (3.9), (3.11) и (3.12) состоит из одного алгебраического уравне-
ния и двух обычных дифференциальных уравнений первого порядка,
справедливых при г > rQt где rQ - некоторое расстояние в солнечной
короне. Две константы интегрирования I и F уже определены, и еще
две будут получены интегрированием двух остальных дифференциаль-
ных уравнений. Следовательно, для получения частного решения необ-
ходимо указать четыре граничных условия. Полагая, что плотность
короны nQ = n(rQ)t температура TQ = T(rQ), и требуя, чтобы решение
плавно проходило через критическую точку (разд. 1.4) при du/dr> 0
(т.е. чтобы решение соответствовало солнечному ветру), мы получа-
ем первые три условия. Четвертое условие получают обычно, налагая
5 - 847
66
Глава П1
ограничение на Т(г) на больших гелиоцентрических расстояниях. Это
ограничение традиционно сводится к требованию, чтобы Г -> О при
г -> <х>. Рассматривая решения для солнечного ветра и солнечного бри-
за в разд. 1.4 и 1.6, мы уже убедились в том, что почти одинаковые ре-
шения при г = г© могут вести себя совершенно по-разному на боль-
ших гелиоцентрических расстояниях. Действительно, как было недав-
но показано, система уравнений (3.9), (3.11) и (3.12) (более сложная,
чем рассмотренная в разд. 1.4, из-за явного присутствия уравнения
сохранения энергии) имеет несколько классов решений, в которых
Т 0 при г -♦ оо совершенно различными способами.
Класс 1: решения, в которых Т(г) приближается к виду Т « г~^7
при г -* оо. Отношение е потока энтальпии к потоку тепла Fс = 4^r2f
равно
4ттпиг2 • 5кТ
е = -------------- • (3.13)
а / dT
4нг2К j —
dr
При Т « тепловой поток на бесконечности принимает постоянное
конечное значение Fсоо9 тогда как поток энтальпии при г » прибли-
жается к нулю. Отсюда получаем е -> 0. Исследование интеграла (3.12)
для полного потока энергии показывает, что при больших г скорость
расширения и должна достигать предельного значения uool = [ 2(F -
- ^соо)//]1/а- Решения уравнений для одножидкостной модели с таким
поведением Т(г) при г -♦ оо были получены Паркером [3.14] и Ноблем
и Скарфом [3.15].
Класс 2: решения, в которых Т(г) приближается к виду Т
при г ©о. В этом случае и поток энтальпии, и поток тепла изменяют-
ся как г-^5 при г оо, так что отношение е при больших г приближается
к постоянному, конечному значению. Исследование интеграла для по-
тока энергии показывает, что в данном случае в противоположность
классу 1 скорость расширения при больших г должна достигать пре-
дельного значения иоо2 = (2F//)1/a. Решение уравнений для одножидкост-
ной модели с таким поведением Т(г) при г -* оо было получено Вангом
и Чангом [3.16] и будет более детально описано ниже.
Класс 3: решения, в которых Т(г) приближается к виду Т(г) « г-4/з
при г -»оо. При Т а г“4/з поток тепла приближается к нулю быстрее,
Динамика однородного расширения короны
67
чем поток энтальпии. Отсюда получаем е -> «>. Исследование интеграла
для полного потока энергии (3.12) показывает, что при больших г ско-
рость расширения должна приближаться к предельному значению 3 =
= (2F//)1/a. Этот класс решений исследователи, по-видимому, не предви-
дели вплоть до последнего времени [3.13, 3.17]. Действительные реше-
ния этого класса были получены Дэрни [3.17]* численными методами
(он же показал, что эти решения проходят через критическую точку);
их математические свойства были описаны Робертсом и Совардом
[3.18]. Физически выражение Т * т “^соответствует адиабатическому
расширению, т.е. S(r) пренебрежимо мало, а Рр“Т постоянно (у = Ц)
на больших гелиоцентрических расстояниях.
Точная связь между этими классами возможных решений уравне-
ний одножидкостной модели осталась несколько неясной (см., например,
статью Паркера [3.19]). Хотя детальный анализ этого вопроса выходит
за рамки нашего обсуждения, отметим один важный результат, полу-
ченный недавно [3.18]. При заданной температуре короны TQ и низких
корональных плотностях получаются решения первого типа (Т « г-У)9
тогда как при более высоких плотностях получаем третий тип решения
(Т « г"4/з). Второй тип решения (Т « г"2/з) существует при единственном
промежуточном значении плотности. При очень высоких плотностях
решения одножидкостных уравнений разумно согласуются с дозвуко-
выми моделями Чемберлена.
Отсюда может возникнуть впечатление, что для сравнения с дан-
ными наблюдений солнечного ветра и с другими моделями, описанны-
ми ниже, имеются три различных типа одножидкостных моделей. Од-
нако практически для этой цели можно пользоваться только моделью
Ванга и Чанга (где Т « г“^5 при больших г). Решения с Т « г“^7 при
больших г можно аппроксимировать аналитическим выражением в
предположении, что поток кинетической энергии Fk = Ь^пиг2 -l/2mu2
всюду гораздо больше, чем тепловой поток F с [3.14]. Из табл.3.2 видно,
что вблизи г = 1 а.е. такая аппроксимация не соответствует наблюдае-
мым свойствам солнечного ветра. О решениях с Т « г“4/з для больших
г пока нет достаточно подробных публикаций, что не позволяет срав-
нивать эти решения с наблюдениями на определенном гелиоцентриче-
ском расстоянии. Поэтому в дальнейшем мы должны опираться на мо-
дель Ванга и Чанга.
*В [3,73*] исследуются области существования трех типов сверх-
звуковых решений и связь их с решениями Паркера. - Прим. ред.
68
Глава Ш
Это практическое ограничение является более серьезным, чем мо-
жет показаться на первый взгляд. Решение Ванга и Чанга с г“2/’
на больших гелиоцентрических расстояниях налагает ограничения на
отношение е(г) , определяемое (3.13). Ванг и Чанг показали, что реше-
ние для солнечного ветра с таким поведением Т при больших г воз-
можно только при с(гс) = 1,26265, где гс - критический радиус. Это
служит дополнительным граничным условием, так что формулировку
проблемы граничных значений надо изменить. Соответствующий на-
бор граничных условий для этого класса решений будет включать тог-
да лишь одно из "корональных условий” % или ^о: выб°Р одного из
этих параметров эффективно определяет единственно допустимое зна-
чение другого (как подразумевалось выше при описании связи между
различными классами решений). Полученное при этом решение будет
отражать однозначную связь между двумя независимыми переменны-
ми: безразмерной скоростью расширения U = и/ис и безразмерной ско-
ростью звука Л « \/ Т/Т^с, с одной стороны, и одной независимой пе-
ременной, безразмерным гелиоцентрическим расстоянием Х~ г/гс,
с другой. Набор значений критического радиуса г будет тогда опреде-
лять физические переменные и, Т и п (через интеграл потока массы)
для всех гелиоцентрических расстояний. Выбирая значения гс в интер-
вале от 5 до 10 rQt получим решения, которые дают разумные значе-
ния корональных температур от 1 до 2 • 106 К, но довольно низкие зна-
чения корональной плотности, менее 108 см-3, на расстояниях г, близ-
ких к /д, где гд - радиус Солнца. Поскольку наблюдаемые корональ-
ные плотности составляют *40 8 см-3, то приходится констатировать,
что модель Ванга и Чанга, полученная из весьма ограниченного класса
одножидкостных решений, лишь в минимальной степени применима к
солнечной короне.
В табл. 3.3 приведены ожидаемые значения параметров из модели
Ванга и Чанга, которую мы будем использовать при дальнейшем изло-
жении (несмотря на указанные выше оговорки) в качестве основной
одножидкостной модели. Критический рддиус нужно выбрать порядка
7,5 г д. Это значение г с предложено Вангом и Чангом с целью добить-
ся наилучшего согласия с наблюдениями корональной плотности. При
меньшем критическом радиусе будут получаться более низкая плотность
и более высокая температура короны, что приведет к большим значе-
ниям плотности, скорости и температуры на расстоянии 1 а.е. В слу-
Динамика однородного расширения короны
69
Таблица 3.3
Основная одножидкостная модель коронального расширения
(гс = 7,5 Г0)
Г г0 г = 1 а.е. Г -♦ ОО
Плотность, СМ"3 7,4’ 107 8
Скорость расширения,
км/с 1,2 280 315
Температура, К 1,6’ Ю6 1,6’ Ю 5 о< г_у’
чае большего критического радиуса все указанные параметры будут
изменяться в противоположном направлении.
III.5. Двухжидкостная модель стационарного
сферически-симметричного расширения короны
До сих пор при обсуждении моделей расширения короны мы опира-
лись на предположение о равенстве электронной и протонной темпера-
тур. Это предположение справедливо только в том случае, если два
сорта частиц взаимодействуют достаточно сильно, чтобы поддержи-
вать равенство их тепловых энергий. Глубоко в короне частота куло-
новских столкновений между протонами и электронами вполне доста-
точна, чтобы обеспечить такое равновесие. Однако по мере удаления
элементарного объема плазмы от Солнца в процессе расширения коро-
ны плотность падает от НО8 см“3 вблизи г = до величины всего
•*10“3 вблизи г = 1 а.е. Частота кулоновских столкновений пропор-
циональна плотности. Поэтому при резком уменьшении плотности, ха-
рактерном для расширения короны, частота столкновений в межпланет-
ном пространстве становится очень малой. Стэррок и Хартл [3.20]
утверждали, что эта частота настолько мала, что протоны и электроны
не обязательно должны иметь равные температуры. Последующие на-
блюдения (табл. 3.1) подтвердили их предсказание. Учет этого нерав-
новесного эффекта в жидкостных уравнениях, описывающих расшире-
ние короны, не нарушает закон сохранения массы (3.1). При этом тре-
буется лишь использовать двухкомпонентный член давления
70
Глава III
Р=пЬ(Те+Тр)
в уравнении сохранения количества движения (3.2). Однако уравнения
сохранения энергии в этом случае необходимо записать отдельно для
протонов и электронов. Формулируя свою двухжидкостную модель расши-
рения короны, Стэррок и Хартл использовали уравнения сохранения
энергии в другой форме [полученной путем умножения уравнения дви-
жения (3.2) на и и вычитания его из уравнения сохранения энергии
(3.3)], которая исключает массовые движения и объемные силы:
/3
пи I —
\2
/3, С
пи — к---
\ 2
dr
dT<
dr
ктр
п
кТе
п
dn\ ] d [
--- I =------I r2K
dr j r2 dr \
dn\ ] d f
— Г--------\ г2ке
dr! r2 dr \
dT\ з
P~^j + 2Vnk{Te~TP}’ (3J4)
^Лчпк (Те- Т ), (3.15)
dr / 2
для протонов и электронов соответственно. Члены, учитывающие энер-
гетические источники, появились в уравнениях за счет теплопровод-
ности каждого сорта частиц и обмена энергией между ними. Благодаря
члену, учитывающему обмен энергией, различие между Тр и Те мо-
жет исчезнуть за характерное время т = 1/v Предполагается, что
этот обмен происходит за счет кулоновских столкновений б частотой
2шс
V = --- V
тр
(3.16)
где \j е - частота столкновений между электронами [3.21]. Для удобства
дальнейшего изложения целесообразно частоту обмена энергией запи-
сать в приближенной форме [3.22]:
V = 9 • 10-2 пТ \ (3.17)
Решения системы уравнений (3.1), (3.2), (3.14) и (3.15) для двух-
жидкостной модели солнечного ветра были получены численно Стэрро-
ком и Хартлом. В качестве граничных условий были заданы плотность,
протонная и электронная температуры при г = г0; при этом требова-
лось, чтобы решение проходило через критическую точку, а также что-
бы Те -+ 0 и Тр -» 0 при г -> ©о. При выбранных значениях пй = 3 е 107 см~3
и TpQ = TeQ = 2* 106К при rQ = Гф критический радиус оказался рав-
ным 7,1 rQ. На рис. 3.7 показана ожидаемая плотность как функция
Динамика однородного расширения короны
71
Рис. 3.7. Плотность п(г), ожи-
даемая из двухжидкостной мо-
дели расширения короны [3.22],
вместе с наблюдаемыми значе-
ниями корональной плотности
по данным Блэквелла [3.23]
(светлые кружки) и Мишара
[3.24] (крестики).
Гелиоцентрическое
расстояние, г0
Рис. 3.8. Температуры Те(г) и
Тр(г), ожидаемые из двухжидкост-
ной модели (сплошные линии), и
единая температура Т(г), ожидае-
мая из одножидкостной модели
(штриховая линия) [3.25].
В обеих моделях принята темпе-
ратура короны Т(г&) = 2* 706К.
1 - одножидкостная модель; 2 -
двухжидкостная модель, элект-
роны; 3- двухжидкостная модель,
протоны.
гелиоцентрического» расстояния для интервала г© < г < Ю4 г© вместе
с двумя группами наблюдаемых значений корональной плотности [3.23,
3.24]. Во всем интервале г© £ г < 2г© ожидаемые плотности оказались
значительно ниже наблюдаемых значений (на множитель ^3 при г »гд).
Хартл и Стэррок [3.22] приписывали это различие присутствию в этой
части короны источника энергии, отличного от теплопроводности. Дру-
гими словами, предполагается, что основной механизм диссипации энер-
гии, обеспечивающий высокую корональную температуру, продолжает иг-
рать важную роль вплоть до расстояний г « 2г© от основания короны.
Это интересное объяснение не является единственным: подобное влия-
ние на п(г) могло бы оказать присутствие в коронесильных магнитных
полей. Для интервала 2rг £ 20 г© ожидаемые и наблюдаемые зна-
чения корональной плотности согласуются достаточно хорошо.
72
Глава 1П
При дальнейшем обсуждении проблемы и для сравнения с данны-
ми наблюдений солнечного ветра мы будем пользоваться двухжидкост-
ным решением с условиями в короне, заданными выше, в качестве ос-
новной двухжидкостной модели. В табл. 3.4 дана сводка параметров
солнечного ветра, ожидаемых из этой модели. На рис. 3.8 приведены
ожидаемые температуры Тр(т) и Те(г] вместе с единой температурой
Г(г), определяемой одножидкостной моделью [с ее критическим ра-
диусом, выбранным так, чтобы обеспечить также равенство Т(г0) =
= 2 • 106 К]. Фундаментальные различия между предсказаниями двух
моделей легко понять, если проанализировать поведение членов тепло-
проводности и энергообмена в уравнениях (3.14) и (3.15). Связующий
член в уравнениях двухжидкостной модели зависит от п и благодаря
этому является быстро падающей функцией г. Поскольку протонная
теплопроводность мала (кр « mefm^ ке [3.21]), то оба источника в
энергетическом уравнении для протонов (3.14) становятся малыми по
мере удаления от Солнца. Это позволяет протонам охлаждаться почти
так же быстро, как при адиабатическом расширении. В противополож -
ность этому член теплопроводности в энергетическом уравнении для
электронов (3.15) остается существенным всюду в межпланетном про-
странстве, сохраняя электроны почти такими же горячими, как в про-
тяженной статической короне (разд. 1.3). Одножидкостная модель с
необходимостью приводит к равномерному распределению тепловой
энергии, которое поддерживается за счет электронной теплопроводнос-
ти. Таким образом, эта модель дает единое значение температуры,
среднее между Тр и Те из двухжидкостной модели.
В дополнение к этому легко объяснимому различию между ожидав
мыми вариациями температуры в одножидкостной и двухжидкостной
Таблица 3.4
Основная двухжидкостная модель ксронального расширения (гс = 7,1 Гф)
г = г© Г = 2г0 г = 1 а.е.
Плотность, СМ"3 3 • 107 1,5 • 106 15
Скорость расширения, км/с 5,8 29 250
Протонная температура, К 2 • 106 1,2’ 106 4,4- 103
Электронная температура, К 2 - 106 1,5 • 106 3,4 • 105
Динамика однородного расширения короны
73
моделях существует другое , более тонкое различие. Одножидкостная
модель Ванга и Чанга была сформулирована так, чтобы Т « г ”2/’ при
г ->оо. При рассмотрении рис. 3.8 было обнаружено [3.25- 3.27], что
для двухжидкостной модели Стэррока и Хартла Те ж и Тр « г~6^
при большом г. Таким образом,поток теплопроводности приближается
к нулю при г -* оо в первой модели и стремится к конечному значению
Fcoo при г -»оо во второй. Мы уже видели в разд. III.4, что для урав-
нений одножидкостной модели существуют три различных класса сверх-
звуковых решений с различным поведением Г(г) и и(г) на больших рас-
стояниях. Имеется ли подобное множество решений для уравнений
двухжидкостной модели? Правильно ли сравнивать решения одножидкостной
и двухжидкостной моделей с различными граничными условиями при
г оо? К сожалению, эти вопросы не исследованы и не получили отве-
та*. Мы вскоре убедимся, что выводы, полученные при сравнении пред-
сказаний двухжидкостной модели с наблюдениями солнечного ветра,
осложнены множеством таких нерешенных вопросов.
III.6. Сравнение данных наблюдений солнечного ветра
с предсказаниями основных одножидкостной
и двухжидкостной моделей
В табл. 3.5 дана сводка параметров спокойного солнечного ветра,
который мы предварительно отождествили в разд. III. 2 и III. 3 с низко-
скоростными потоками плазмы, а также приведены ожидаемые значе-
ния параметров из основной одножидкостной модели расширения короны
(разд. III.4) и основной двухжидкостной модели (разд. III.5). Нетруд-
но заметить, что предсказания этих моделей и данные наблюдений,
проведенных вблизи земной орбиты, в общих чертах согласуются меж-
ду собой. Мы намерены дать здесь не общее, а точное сравнение моде-
лей с наблюдениями. Преследуя эту цель, мы должны иметь в виду две
возможные трудности. Первая из них - слабое физическое обоснование
нашего отождествления "спокойного11, или бесструктурного, состояния
межпланетной плазмы с низкоскоростным солнечным ветром; эго вопрос,
уже обсуждавшийся в разд. III.2 и III.3. Вторая связана с чувствитель-
ностью параметров солнечного ветра, ожидаемых из этих моделей, к
*В последнее время сделаны две интересные попытки получить от
вет на эти вопросы [3.74\ 3.75*]. - Прим. ред.
74
Глава III
Таблица 3.5
Сравнение данных наблюдений солнечного ветра
и теоретических моделей (для г = ] а.е.)
Наблюдения Одножидкост- ная модель Двухжидкост- ная модель
Плотность , см-3 9 8 15
Скорость течения, км/с 320 260 250
Протонная температура, К 4 • 10 4 1,6-105 4,4-103
Электронная температура, к 1,5-105 1,6- 105 3,4-10 5
предполагаемым значениям корональной плотности и температуры.
Основная одножидкостная и двухжидкостная модели соответствуют
совершенно различным условиям в короне, которые выбираются факти-
чески так, чтобы добиться оптимального (в некотором смысле) согла-
сия каждой модели с данными наблюдений короны и солнечного ветра.
Сравнивая наблюдаемые и ожидаемые свойства солнечного ветра,
приведенные в табл. 3.5, можно сделать следующие выводы.
1) Основная двухжидкостная модель дает плотность солнечного
ветра примерно вдвое выше наблюдаемой, несмотря на то что корональ-
ная плотность (вблизи г = rQ) была выбрана ниже, чем получается из
корональных наблюдений (разд. III.5). Одножидкостная модель дает зна-
чения плотности, которые хорошо согласуются с наблюдениями, если
выбранная корональная плотность выше, чем используется в двухжид-
костной модели (но все еще несколько ниже, чем дают наблюдения ко-
роны).
2) Обе модели дают скорости солнечного ветра примерно на 20%
меньше значения ^320 км/с, которое мы отождествили со спокойным
солнечным ветром. Иногда наблюдается скорость солнечного ветра
около 250 км/с в согласии с предсказаниями моделей. Однако такие
случаи крайне редки (рис. 3.6).
3) Одножидкостная модель дает единую температуру, которая хо-
рошо согласуется с наблюдаемой электронной температурой, но при-
мерно в четыре раза превышает наблюдаемую протонную температуру.
Динамика однородного расширения короны
75
Отношение электронной и протонной температур в низкоскоростном
солнечном ветре составляет ~4. Это означает, что предположение о
равенстве температур, подразумеваемое в одножидкостной модели,
несправедливо (в умеренной степени) вблизи г = 1 а.е.
4) Двухжидкостная модель дает электронную температуру пример-
но втрое выше наблюдаемого значения и протонную температуру на
порядок ниже наблюдаемой. Если такое сравнение провести по данным наблю-
дений солнечного ветра, для которого скорость близка к 250 км/с, то разли-
чие электронных температур сохранится неизменным, тогда как ожидае-
мая протонная температура будет в 3-5 раз меньше наблюдаемого зна-
чения [ 3.4, 3,25].
Точность современных измерений всех параметров солнечного вет-
ра, использованных выше при сравнении с моделями, по-видимому, до-
статочна для того, чтобы независимо от решения проблемы идентифи-
кации спокойного солнечного ветра можно было с уверенностью сде-
лать приведенные выше выводы. Физическая интерпретация этих выво-
дов гораздо менее очевидна. Фактически во многих современных рабо-
тах, посвященных обсуждению физических процессов, влияющих на рас-
ширение короны, предлагаются противоположные объяснения получен-
ных выше выводов.
Эта дискуссия касается двух проблем, возникающих при сравнении
наблюдений с теорией, как это делалось выше. Первая из них — так на-
зываемая проблема плотности, отмеченная в п. 1. Она сводится к тому,
что рассмотренные модели коронального расширения дают чрезмерно
большое отношение плотности при г = 1 а.е. к плотности в короне. Это
приводит к слишком высокой плотности в межпланетном пространстве,
если принять плотность короны МО8 см-3 вблизи г = rQ в соответ-
ствии с наблюдениями. Плотность в межпланетном пространстве, не
противоречащую данным наблюдений солнечного ветра, можно полу-
чить только при условии, если принять плотность короны несколько ни-
же 108 см-3. Эта проблема представляет наибольшую трудность для ос-
новной двухжидкостной модели, но не менее очевидна для основной од-
ножидкостной модели. Вторая, так называемая энергетическая пробле-
ма, заключается в том (п. 2), что модели расширения короны дают слиш-
ком низкую скорость солнечного ветра (а поэтому, вероятно, и слиш-
ком низкую энергию потока плазмы) при разумных предположениях о
плотности и температуре короны. Энергетическая проблема и в данном
76
Глава III
случае, по-видимому, является более трудной для двухжидкостной мо-
дели, чем для одножидкостной. Если корональные плотность и темпера-
туру, используемые в основной одно жидкостной модели (табл. 3.3), при-
менить в двухжидкостной модели, то последняя даст скорость расши-
рения лишь около 190 км/с при г = 1 а.е. [3.22]. Указанные проблемы
нельзя полностью отделить друг от друга, поскольку плотность и ско-
рость течения непосредственно связаны между собой через интеграл
потока частиц [3.11], а поэтому косвенно связаны и с общей динамикой
расширения.
Значительная часть предстоящего обсуждения будет посвящена
энергетической проблеме. Выводы, касающиеся проблемы плотности,
будут упоминаться только там, где это наиболее уместно. Читателя
следует заранее предупредить, что проблема энергетики коронального
расширения является одной из самых спорных в современных исследо-
ваниях солнечного ветра. Строгих и надежных выводов по этой пробле-
ме пока получить не удалось.
III.7. Энергетика коронального расширения
Вопрос об источнике энергии для коронального расширения - это
продолжение общей проблемы нагрева короны. Существование короны с
температурой ~106 К над солнечной фотосферой с температурой
~6000 К указывает на наличие физического механизма, который спосо-
бен переносить энергию от холодной области к горячей (если только
корона не нагревается источником, расположенным вне Солнца, - воз-
можность, которая в настоящее время выглядит весьма сомнительной).
Подобную задачу не в состоянии решить механизмы, которые, по-види-
мому, играют существенную роль во внешних слоях Солнца, такие, как
теплопроводность и радиационный перенос. Необходимо постулировать
некоторый дополнительный перенос энергии наружу от Солнца, через
фотосферу, с диссипацией этой энергии в короне (и нижележащей хромо-
сфере). В настоящее время в общем признано, что эта дополнительная
энергия переносится волнами, которые генерируются в турбулентной
конвективной зоне, лежащей непосредственно под солнечной фотосфе-
рой. Те волны, которые могут пройти сквозь фотосферу, затухают в
областях с более низкой плотностью - хромосфере и короне. Гораздо
меньше согласия между исследователями в отношении природы волн и
механизма их затухания [ 3.28]. Современные наблюдения короны не
дают достаточной количественной информации об этом механизме на-
грева.
Динамика однородного расширения короны
77
Рис. 3.9. Вычисленный баланс энергии для внешней солнечной атмос-
феры в целом (а) и короны (б) [3.131
1 - механическая энергия (волны) из фотосферы; 2 - излучение из ко-
роны; 3 - расширение короны (конвекция и проводимость); 4 - излуче-
ние из хромосферы и переходной зоны; 5 - механическая энергия (вол-
ны) внутри короны; 6 - теплопроводность из короны в более низкие
слои.
Однако можно оценить потерю энергии различными слоями солнеч-
ной атмосферы над фотосферой и отсюда получить скорость диссипации
энергии, необходимую для поддержания хромосферы и короны. Рис. 3.9
иллюстрирует соответствующую оценку баланса энергии для внешней
солнечной атмосферы в целом (а) и для короны (6) [3.13, 3.28]. В пра-
вой части рисунка приведены вычисленные потери энергии, а в левой -
источники энергии, необходимой для поддержания энергетического ба-
ланса. Потери системы в целом определяются в основном излучением.
Даже корона подавляющую часть своей энергии теряет за счет прово-
димости вниз, в хромосферу, более плотная плазма которой может
78
Глава III
излучать более эффективно. Энергия, уносимая при расширении коро-
ны, составляет не более 1% полной энергии, теряемой всей солнечной
атмосферой, и лишь около 10% энергии, теряемой короной. Поэтому
вопрос об источнике энергии для коронального расширения нужно рас-
сматривать именно в этой перспективе.
Наблюдения короны показывают [3.28], что максимум корональ-
ной температуры достигается, по-видимому, на высоте не более
солнечного радиуса над областью резкого перехода от хромосферы к
короне, т.е. где-то в интервале г & г 2rq. Выше температурного
максимума энергетические потери короны за счет расширения и излу-
чения могут компенсироваться, вероятно, теплопроводностью из более
низких слоев без дальнейшей существенной диссипации энергии. Реа-
лизуется ли эта возможность в действительности? Ответ на этот во-
прос может быть получен при наличии детальных сведений о структу-
ре корональной плотности и температуры. В отсутствие такой инфор-
мации интересно проверить обоснованность модели "проводящей ко-
роны", в которой всеми другими источниками энергии, кроме теплопро-
водности, пренебрегают за пределами г= r®f путем косвенных заклю-
чений, опирающихся на данные наблюдений солнечного ветра вблизи
орбиты Земли.
Проблема энергетики солнечного ветра была впервые рассмотре-
на Паркером [3.19] на основе приближенных аналитических решений
одножидкостных уравнений (разд. III. 4), полученных в предположении,
что поток энергии (3.12) определяется в основном теплопроводностью
и гравитационным членом. Тогда в некоторой области гелиоцентриче-
ских расстояний г > ^выполняется соотношение
СМ@т dT
F =з —4‘П’пиг2 -- — 4,пт2к Т 1 — •
г2 0 dr
Это уравнение легко интегрируется (если вспомнить, что4тгпиг2= /
есть константа):
(3.18)
где
Динамика однородного расширения короны
79
Равенство (3.18) показывает, что Т « г-^ для г « Г2 нТ«г^ для
г >> г Паркер затем попытался согласовать приближенное решение
уравнения движения при температурной зависимости (3.18) с данными
первых наблюдений солнечного ветра (по измерениям на космических
аппаратах "Эксплорер-10" и "Маринер-2"), которые давали типичную
скорость ветра ~400 км/с и типичную плотность около см"3 для
расстояния г = 1 а.е., и данными корональных наблюдений, которые
давали температуру ~ 106 К и плотность ~ 108 см-3 вблизи Солнца
(г = го)«
Предположение о том, что rQ = Гф, и использование значений
= Ю8 см“3 и Тф = Ю6 К привели к величине и = 330 км/с вблизи
г = 1 а.е., которая оказалась ниже типичного наблюдаемого значе-
ния. Фактически и можно было бы поднять вплоть до значения -*400 км/с,
лишь повышая Т® и уменьшая п® до величины ^107 см~3. Помимо то-
го, что приходится вводить неприемлемо низкую корональную плотность,
при таком выборе остальных параметров получим плотность-~2 см"3
вблизи т = 1 а.е., заниженную по сравнению с наблюдаемой. Данные
наблюдений солнечного ветра и короны можно согласовать (в рассмат-
риваемом приближении) только при условии, если температура падает
медленнее, чем Это условие имело бы место в том случае, ес-
ли бы за пределами г = rQ существовал дополнительный источник
энергии. Поэтому Паркер [3.19]сделал важный вывод: "Сравнение по-
казывает, что солнечная корона, помимо теплопроводности, нагревает-
ся за счет диссипации волн на некотором расстоянии в пространстве и
что проводящая корона, вероятно, не являет ся достаточно хорошей
моделью солнечной короны". Солнечный ветер, испускаемый из упомя-
нутых выше активных областей с наблюдаемыми плотностями ^Ю9 см“3,
еще труднее согласовать с более высокими скоростями ветра, зафик-
сированными "Маринером-2" и, по-видимому, связанными с повышенной
солнечной активностью (гл. V),
Аргументы Паркера в пользу дополнительного члена для источни-
ка энергии можно в свете современных знаний поставить под сомне-
ние с нескольких точек зрения*. Его приближенное решение для тем-
пературы (3.18) ограничивает дискуссию лишь одним из трех возмож-
ных классов решений для уравнений одножидкостной модели, описан-
*На неприменимость решения с источником тепла и существенной
ролью теплопроводности указано, в частности, в [3.76*], при этом теп-
плопроводность трактовалась в классическом смысле. — Прим. ред.
80
Глава 111
ных в разд. III. 4. Обоснованность модели проводящей короны в связи
с другими классами решений не рассматривалась. Одножидкостная мо-
дель, соответствующая температуре короны около 106К и плотности
около 108 см"3, по-видимому, относится к классу решений, для которого
Т ос при большом г. В свете последних данных автокорреляционно-
го анализа наблюдаемых скоростей (разд. III. 2) использование модели,
допускающей существование стационарного сферически-симметричного
течения, для сравнения с типичными свойствами солнечного ветра
представляется неоправданным. Фактически значение и « 330 км/с, по-
лученное Паркером, не вступает в явное противоречие со скоростью
расширения, которая используется для "спокойного” солнечного ветра
в разд. III.6. Наконец, использование модели стационарного сфериче-
ски-симметричного течения для сравнения с повышенными скоростями
солнечного ветра представляется еще менее оправданным. Тем не ме-
нее гипотеза Паркера о диссипации энергии выше основания короны за-
нимает центральное место во многих последующих работах, посвящен-
ных исследованию энергетики солнечного ветра.
Развитие двухжидкостной модели коронального расширения позво-
лило усовершенствовать и дополнить гипотезу о диссипации энергии.
С другой стороны, эта модель дает чрезмерно низкую скорость расши-
рения (разд. III.6), даже если принять корональную плотность вблизи
г = Гф равной 3 е 10 см"3. Тот факт, что протонная температура, ожи-
даемая из двухжидкостной модели, оказалась на порядок меньше на-
блюдаемого значения, также указывал на необходимость ввести допол-
нительный источник энергии. Эти факты привели Хартла и Стэррока
[3.22] к выводу, близкому к выводу Паркера*: "Эти исследования не-
избежно приводят к заключению, что солнечный ветер подвергается
воздействию нагревательного механизма, отличного от теплопроводнос-
ти и дополняющего ее. Иначе этот вывод можно выразить в форме ут-
верждения, что нетепловой нагревательный механизм, ответственный
за высокую температуру короны, работает также в солнечном ветре".
Такой механизм является дополнением к тому, который мы ввели в
разд. III.6 для устранения трудностей в согласовании наблюдаемых
значений плотности при г 2г0.
Аргументы Хартла и Стэррока мы можем поставить под сомнение
почти по тем же причинам, по каким мы усомнились в аргументах Пар-
*См. также [3.77*], где исследуется модель с дополнительным на-
гревом. - Прим. ред.
Динамика однородного расширения короны
81
кера. Является ли модель Хартла и Стэррока g Т « г—2'’ при г-* «
единственно возможным классом решений уравнений двухжидкостной
модели для солнечного ветра? Имеются ли решения, применимые при
более высоких плотностях короны, в форме Т « г“4/з, как в случае
одножидкостной модели? Хотя эти вопросы остались без ответа, кон-
цепция протяженной механической диссипации в связи с двухжидкост-
ной моделью завоевала значительное признание [3.29, 3.30].
Однако это признание не стало всеобщим. Как раз в тот период,
когда Хартл и Стэррок выдвинули свои аргументы в пользу нетепло-
вого нагревания, появились данные первых наблюдений электронной
температуры в солнечном ветре. Мы уже видели (разд. III.6), что
двухжидкостная модель дает электронную температуру вдвое выше
наблюдаемого значения (которое в настоящее время известно доста-
точно точно). Хотя такое различие электронных температур может
на первый взгляд показаться менее существенным, чем различие на
порядок величины в протонных температурах, при более тщательном
анализе обнаруживаются два факта, свидетельствующие об обратном.
Во-первых, электроны солнечного ветра в несколько раз горячее, чем
протоны, а энергетические разности, обнаруживаемые при сравнении
ожидаемых и наблюдаемых температур для электронов и протонов,
почти равны и противоположны по знаку. Простое перераспределение
тепловой энергии, предсказываемое двухжидкостной моделью, могло
бы, по-видимому, привести и электронную, и протонную температуры
к лучшему согласию с наблюдениями [3.31]. Во-вторых, перенос энер-
гии за счет теплопроводности - процесс, включенный в двухжидкост-
ную модель в форме обычного закона теплопроводности Т^2 (3.7), но
не рассмотренный в свете аргументов нетеплового нагрева, — крайне
чувствителен к электронной температуре.
Надежной основой для сравнения энергетики моделей коронального
расширения с реальными наблюдениями солнечного ветра является
интеграл потока энергии, аналогичный уравнению (3.12) для одножид-
костной модели [3.31]. Исходя из плотностей потока, можно записать
пи
1 о 5
-mu2+-HTp+Te)-
СМфТп dT е
dT F
к ---- =----
Р dr 4 тг г2
(3.19)
где F - полный (постоянный) поток энергии через поверхность сфе-
ры радиуса г с центром на Солнце. В табл. 3.6 плотности потока энер-
гии (3.19), ожидаемые из двухжидкостной модели для г = 1 а.е., срав-
ниваются с реально наблюдаемыми значениями. Наблюдения показыва-
6 - 847
82
Глава III
Таблица 3.6 Ожидаемые и наблюдаемые плотности потока энергии (в эрг/ см2 • с) для г = 1 а.е.
Формы переноса энергии солнечным ветром Двухжидкостная модель Данные наблюдений
Кинетическая энергия 0,20 0,22
Энтальпия для электронов 0,045 0,011
Энтальпия для протонов 0,0006 0,005
Гравитационная энергия -0,005 -0,004
Теплопроводность электронов 0,29 0,007
Теплопроводность протонов ~10-’<> ~Ю-5
Полный перенос энергии 0,53 0,24
ют, что свыше 90% энергии, переносимой солнечным ветром на рас-
стояние 1 а.е., составляет кинетическая энергия. Всего 3% полной энер-
гии переносится за счет теплопроводности. Средняя плотность потока
полной энергии равна 0,24 эрг/(см2 • с). Из основной двухжидкостной
модели следует, что лишь 38% энергии, переносимой до расстояния
1 а.е., приходится на долю кинетической энергии, тогда как 55% пол-
ной энергии переносится за счет теплопроводности. Ожидаемая плот-
ность полного потока энергии равна 0,53^рг/(см2 *с). Таким образом,
двухжидкостная модель действительно дает вдвое больший поток энер-
гии, чем наблюдается в солнечном ветре, однако ее распределение су-
щественно отличается от наблюдаемого на расстоянии 1 а.е. Поэтому
возникает сомнение, имеет ли смысл вводить в двухжидкостную модель
дополнительный источник энергии, чтобы добиться лучшего согласия
с наблюдениями.
Возвращаясь к рис. 3.8, можно обнаружить, что электронная тем-
пература Те(г), определяемая двухжидкостной моделью, приблизитель-
но пропорциональна г“2/7 на весьма близких расстояниях от Солнца
вплоть до г « 10^0. Большой поток тепла по существу остается посто-
янным за пределами этого гелиоцентрического расстояния, не превра-
щаясь в кинетическую энергию. Это свойство основной двухжидкост-
пой модели, вероятно, связано с граничным условием, налагаемым на
Динамика однородного расширения короны
83
Те{г) при большом г, так что снова становятся уместными вопросы,
возникшие в конце разд. III. 5 и ранее, относительно существования
других классов решений. Ожидаемый чрезмерно большой поток тепла,
очевидно, тесно связан с ожидаемой слишком высокой эдектронной
температурой. Поскольку плотность потока тепла fc = dTe/dr
приблизительно пропорциональна на заданном расстоянии, то за-
вышение Те в 2,3 раза (как в табл. 3.5), по-видимому, приведет к за-
вышению f с примерно в 20 раз (как в табл. 3.6).
Эти соображения побудили некоторых исследователей попытаться
улучшить предсказания моделей стационарного сферически-симмет-
ричного расширения короны, не прибегая к дополнительному источни-
ку энергии. Такие попытки предпринимались в двух различных направ-
лениях. Для первого из них существенным было то, что в основной
одножидкостной и двухжидкостной моделях допускался ряд упрощений
(например, не учитывались магнитные силы, вязкость и тензорный ха-
рактер давления и потока тепла в замагниченной плазме); один или
несколько таких эффектов включались затем в более реалистические
модели. Суть второго направления сводилась к признанию того факта,
что коэффициенты переноса и скорости обмена (например, коэффици-
ент теплопроводности и частота обмена энергией между протонами и
электронами), использованные в основных моделях, были вычислены в
предположении о частых кулоновских столкновениях. Однако, как хо-
рошо известно, это предположение несправедливо для большей части
расширяющейся короны. Поэтому, следуя второму направлению, необ-
ходимо в новые модели вводить модифицированные коэффициенты пе-
реноса и скорости обмена.
Предстоящий обзор важнейших модификаций первоначальной пар-
керовской теории расширения короны будет построен с учетом этих раз-
личных подходов к проблеме энергетики солнечного ветра. В разд. III.8
мы обсудим три новые формулировки моделей коронального расшире-
ния, в каждой из которых предполагается значительный перенос энер-
гии через нижнюю корону в виде магнитогидродинамических волн.
В разд. III.9-III.il описаны три улучшенных варианта моделей, в каж-
дом из которых в уравнение движения добавлена одна из хорошо извест-
ных сил (магнитная сплавили вязкость). В разд. III. 12 и III. 13 будут
рассмотрены модификации процессов переноса энергии или ее обме-
на. В разд. Ш. 14 проблема энергетики в целом пересмотрена в свете
этих новых моделей.
84
Глава III
III.8. Влияние магнитогидродинамических волн
на расширение короны
Гипотеза о том, что механизм коронального нагрева очень эффек-
тивно работает внутри солнечной короны (на расстоянии ~2 солнеч-
ных радиусов), вполне приемлема с физической точки зрения. Как бы-
ло показано в разд. III.7, энергия, необходимая для того, чтобы вы-
звать расширение короны, составляет всего ~10% энергии, необхо-
димой для поддержания короны в целом. Нет никаких серьезных осно-
ваний сомневаться в том, что волны, привлекаемые для объяснения
нагревания короны, могли бы переносить это небольшое количество
энергии до расстояний г 2г® прежде, чем они успевают диссипиро-
вать. Например, Барнес [3.33] рассмотрел распространение магнитогид-
родинамических волн (т.е. волн, частота которых мала по сравнению
с гирочастотой протонов, а длина гораздо больше гирорадиуса прото-
на или электрона) в замагниченной корональной и межпланетной плаз-
ме. Было показано, что из всех мод волн, возможных в такой среде,
быстрые магнитозвуковые волны рассеивают подавляющую часть
своей энергии в пределах нескольких солнечных радиусов от основа-
ния короны. Вместе с тем, они способны без диссипации переносить
некоторую долю энергии на расстояние вплоть до 10-20 Tq. Если бы
в нижней короне существовал достаточно мощный поток волн, уходящих
от Солнца (быстрые магнитозвуковые волны не могут распространять-
ся внутрь короны из фотосферы [3.28, 3.34]), то при этом возникало бы
дополнительное давление (обусловленное плотностью энергии волн) и
появился бы дополнительный источник энергии (благодаря их диссипации).
Протяженный источник нагрева был впервые количественно учтен
в модели короны Хартлом и Барнесом [3.27]. Энергетические уравне-
ния основной двухжидкостной модели (3.14) и (3.15) в этом случае при-
нимают вид
где Ур и - члены, соответствующие дополнительным источникам
энергии [ в единицах эрг/(см3, с)] для протонов и электронов. Предпо-
лагалось, что Уг= 0, так что
Динамика однородного расширения короны
85
/ п\
Ур °’ (%) "|>
<г \2
— — а I
/о____/_
Ь2
(3.22)
где DQ, а и Ь - константы, определяющие мощность, положение и про-
тяженность источника энергии. Формула (3.22) не имеет какого-либо
физического смысла и выбрана лишь для упрощения последующего ана-
лиза. Член, описывающий источник энергии, можно представить себе
как результат гипотетического затухания волн, однако такая интерпре-
тация не является единственно возможной. Дополнительная диссипация
энергии была учтена только в энергетическом уравнении для протонов,
очевидно, в надежде поднять протонную температуру солнечного вет-
ра выше значения, вытекающего из основной двухжидкостной модели,
но без повышения уже и без того чрезмерно высокой электронной тем-
пературы.
Уравнения для массы и количества движения в основной двухжид-
костной модели, а также новые энергетические уравнения (3.20) и
(3.21) были проинтегрированы по области г > rQ = 2rQ при тех же гра-
ничных условиях, которые использовались в основной двухжидкостной
модели. На внутренней границе были выбраны следующие условия:
я0= 1,5’Ю6 см“3, Те0= 1,5‘106Ки Тр0= 1,2-106 К (как в табл. 3.4).
На рис. 3.10 показана модификация основного двухжидкостного реше-
ния (штриховые линии) для Те(г} и ТПОд влиянием энергетическо-
го источника с а = 2 и Ь = 22, т.е. источника, который дает макси-
мальный энергетический вклад на внутренней границе и простирает-
ся до расстояния ~22 г®. Протонная температура повышается наибо-
лее заметно в интервале 10rQ^: 20го, а затем при г > 20го пада-
ет почти адиабатически.
В табл. 3.7 приведены параметры солнечного ветра, вытекающие
из этой частной модели. Протонная температура, вычисленная для
г = 1 а.е., находится в разумном согласии с наблюдаемым значением.
Благодаря учету протяженного источника нагрева скорость расшире-
ния была повышена до 320 км/с. ?го значение согласуется со ’скорос-
тью солнечного ветра, принятой в качестве индикатора спокойных
условий в межпланетной среде. Плотность и электронную температуру
удалось несколько понизить, однако они все еще примерно вдвое пре-
вышают наблюдаемые значения. Проблемы теплопроводности и полно-
го потока энергии (разд. III.7) почти не претерпели изменений.
86
Глава 1П
Рис. 3.10. Пространственная зависимость температур Те(г) и Тр(г),
ожидаемая из основной двухжидкостной модели (штриховые линии), и
зависимость Тр(г), вытекающая из двухжидкостной модели с дополни-
тельным протяженным источником энергии (сплошная линия) [3.27].
Таблица 3.7
Двухжидкостная модель с протяженным нетепловым
источником энергии
г _ 2г& г = 1а,е.
Плотность, СМ"3 1,5-Ю6 13
Скорость, км/с 2,5 320
Протонная температура, К 1,2’ 10е 3,7 • 104
Электронная температура, К 1,5- 106 3,4- J05
Результаты этой частной модели пригодны для решения более об
щей задачи - поиска параметров функции источника. Таким образом,
Хартл и Барнес подтвердили основное предположение гипотезы не-
теплового нагрева о том, что с помошыо протяженного энергетиче-
Динамика однородного расширения короны
87
ского источника можно добиться лучшего согласия между скоростью
солнечного ветра и протонной температурой, ожидаемыми из двухжид-
костной модели, и их реально наблюдаемыми значениями. Фактически
при соответствующем выборе параметров DQ, а и Ь можно получить
ряд моделей (при одних и тех же условиях в короне на расстоянии
г = г0), которые дают протонные температуры и скорости течения в
согласии с наблюдениями в интервале 250 4 и < 400 км/с. Следствия,
вытекающие из этого результата, мы обсудим в гл. V.
Барнес и др. [3.35] расширили рассматриваемую модель, заменив
произвольную функцию для Ур(г), определяемую соотношением (3.22),
физической диссипативной функцией, которую следует ожидать при
заданном потоке F w магнитогидродинамических волн, распространяю-
щихся наружу от г0 = 2г0. При этом энергетический член в (3.21) счи-
тался пренебрежимо малым. Корональная плотность при г = rQ по-
прежнему принималась равной nQ = 1,5* 106 см~3, однако для темпе-
ратуры были использованы новые значения TeQ = 1,3-Ю6 К и TpQ =
= 1,7 • 106 К. Параметры модели, полученной таким способом при Fw=
= 2,1* 1026 эрг/с для волн с периодом 5,2 мин, приведены в табл.3.8.
Скорость течения и протонная температура, ожидаемые для r = 1 а.е.,
Таблица 3.8
Двухжидкостная модель с диссипацией волн
Г ~ %rQ г = 1 а.е.
Плотность СМ“3 1,5’Ю6 15
Скорость, км/с 2,9 330
Протонная температура, К 1,7-Ю6 3,2’ 104
Электронная температура, К 1,3- Ю6 2,2-105
и в этом случае превышают значения, вытекающие из основной двух-
жидкостной модели, и находятся в разумном согласии с наблюдения-
ми. Электронная температура существенно понизилась и теперь все-
го на 40% превосходит наблюдаемое значение. Плотность почти не из-
менилась и по-прежнему примерно вдвое превышает наблюдаемую
плотность низкоскоростного солнечного ветра.
83
Глава III
Связывая диссипативную функцию с потоком магнитогидродина-
мических волн, эта модель устраняет некоторый произвол в выборе
?р(г), допущенный Хартлом и Барнесом. При такой модификации пред-
сказания основной двухжидкостной модели улучшаются почти в такой
же мере, как и предсказания модели Хартла и Барнеса. При выборе
потока волновой энергии 2,1 * 1026 эрг/с подразумевалось, что ~10%
энергии солнечный ветер получает за счет диссипации волн на расстоя-
ниях г > 2гQ. С другой стороны, этот поток составляет всего несколь-
ко процентов энергии, необходимой для нагрева короны. Варьируя ве-
личину Fw> при других фиксированных условиях в короне можно снова
получить ряд моделей с протонной температурой, вариации которой в
зависимости от скорости солнечного ветра близки к реально наблюдае-
мым. Обсуждение этого результата ( и его связи с вариациями солнеч-
ного ветра) мы снова отложим до гл. V.
Давление, связанное с магнитогидродинамическими волнами, было
учтено в количественных моделях Белчером [3.36] и Алазраки и Ку-
тюрье [3.37] для случая линейно-поляризованных альвеновских волн,
распространяющихся от Солнца вдоль радиальных силовых линий маг-
нитного поля. В приближении политропного расширения (как в разд. 1.4)
полный поток энергии через сферу радиуса г с центром на Солнце
выражается формулой (в предположении сферической симметрии пото-
ка плазмы)
где а - показатель политропы, v2 и Ь2 - среднеквадратичные ампли-
туды скорости и магнитных возмущений альвеноь^'их волн и - аль-
веновская скорость. Последние два члена в (3.23) дают нит''к энергии,
связанный с этими волнами. Если оба члена - убывающие функции
гелиоцентрического расстояния, то энергия волн превращается в ки-
нетическую и тепловую энергию расширяющейся плазмы. Это превра-
щение просто отражает работу, выполняемую градиентом волнового
давления. Существование градиента давления не зависит от каких-ли-
бо процессов диссипации или затухания волн, которые требовали бы
включить в (3.23) дополнительный член для потока энергии.
Динамика однородного расширения короны
89
Амплитуды альвеновских волн, идущих от Солнца, должны изме-
няться из-за вариаций свойств ’’фоновой” плазмы. Эти изменения мож-
но количественно проанализировать, используя ВКБ-приближение [3.19].
Установлено, что и v2, и Ь2 значительно уменьшаются в промежутке
между короной и орбитой Земли (например, из соотношения и >> с
справедливого для межпланетного пространства, вытекает, что Ь « р
или Ь « г~3/2). Вследствие этого альвеновские волны, идущие наружу из
короны, будут совершать работу (за счет градиента давления) над плаз-
мой солнечного ветра. Поскольку альвеновская скорость в короне ве-
лика, то даже волны малой амплитуды будут создавать заметное дав-
ление или поток энергии. Если предположить, что плотность и напря-
женность магнитного поля в короне равны соответственно 2* 107 см~3
и 1 Гс, то получим альвеновскую скорость ~500 км/с, а при амплиту-
де волн около 0,15 Гс поток энергии составит-5* 1027 эрг/с, что по
существу равно полному потоку энергии при корональном расширении.
Поэтому следует ожидать, что давление таких альвеновских волн бу-
дет оказывать большое влияние на расширение. Например, Белчер
включил этот поток в модель политропного расширения короны при
T1^ = 1,7* Ю6 К. При этом за счет волнового давления удалось повы-
сить скорость солнечного ветра (на орбите Земли) от -460 до
~360 км/с.
Связь между этими эффектами давления и диссипацией энергии,
рассмотренной ранее, не вполне ясна. Если альвеновские волны гене-
рируются на Солнце, они (в отличие от быстрых магнитозвуковых
волн) могут распространяться с незначительным ослаблением через
корону в межпланетное пространство (где они действительно наблю-
даются, как об этом уже говорилось в разд. И. 3). Несмотря на умень-
шение волновой амплитуды с гелиоцентрическим расстоянием, их от-
носительная амплитуда Ь/В, как установлено, возрастает. Когда
Ь/В -* 1, нелинейные эффекты (так называемое взаимодействие мод)
могут превращать часть энергии альвеновских волн в энергию быст-
рых магнитозвуковых волн, рассмотренных Барнесом. Если бы этот
процесс имел место вблизи основания короны, то мог бы генериро-
ваться поток магнитозвуковых волн, необходимый в теориях дисси-
пации энергии. Если бы этот процесс протекал высоко в короне или
в межпланетном пространстве, то последующая диссипация оказыва-
ла бы лишь незначительное влияние на динамику солнечного ветра, а
ускорение плазмы давлением альвеновских волн было бы доминирую
щим эффектом.
90
Глава Hl
Применимость этих концепций к короне остается спорной. Попыт-
ки детектировать волновые движения в короне по наблюдениям допле-
ровского расширения и смещения эмиссионных линий [3.38, 3.39] не
привели к обнаружению плазменных движений со скоростями вплоть до
-2км/с. Если только частота альвеновских волн не настолько высока,
что их невозможно обнаружить таким методом (тогда как осцилляции
фотосферной и хромосферной плазмы с 5-минутным периодом, вероят-
но, можно было бы детектировать), то из-за ограничения волновых ам-
плитуд потоки энергии выше ~5-1024эрг/с в нижней короне будут ис-
ключены. Потоки, соответствующие этому пределу, не могут оказы-
вать существенного влияния на расширение короны. Напротив, альве-
новские волны с потоком энергии —102 7 эрг/с, необходимые для объ-
яснения значительной доли наблюдаемого потока энергии в солнечном
ветре, будут давать плазменные скорости —50 км/с. Такие скорости
(высокие частоты и в этом случае исключаются), по-видимому, проти-
воречат наблюдениям эмиссионных линий короны.
III.9. Влияние магнитных сил на расширение короны*
В присутствии магнитного поля плазма подвергается воздействию
объемной силы
F = - j х В,
с
где j - плотность электрического тока и с - скорость света. Для маг-
нитогидродинамических явлений током смещения можно пренебречь,
так что j = (с/4п) v х В, а магнитная сила равна
1
F = — (V х В) х В.
4тг
Мы уже видели (разд. 1.5), что корональная и межпланетная плазма
пронизана замороженным магнитным полем солнечного происхождения,
принявшим спиральную конфигурацию за счет вращения Солнца. По-
скольку В имеет как радиальную, так и нерадиальную компоненты, то
магнитная сила будет иметь нерадиальное направление даже в случае
сферически-симметричного течения с однородным (или монопольным)
полем В у основания короны Таким образом, необходимо решать и
*См. также работы [3.78* - 3.81*]. - Прим. ред.
Динамика однородного расширения короны
91
радиальное, и азимутальное (в направлении изменения гелиодолготы)
уравнения сохранения количества движения. Небольшая нерадиальная
компонента скорости, возникающая за счет магнитной силы, будет
рассмотрена в разд. III. 15. Здесь мы коснемся лишь изменений радиаль-
ного расширения, вызванных магнитной силой.
Первой моделью коронального расширения, в которой учитывалась
магнитная сила, была одножидкостная политропная модель, сформули-
рованная Вебером и Дэвисом [3.40]. Топология решений радиальной ком-
поненты уравнения движения оказалась еще более сложной, чем топология ре-
шений, рассмотренных в разд. I. 4. Решение, аналогичное решениям Пар-
кера для солнечного ветра, должно непрерывно проходить через три
критические точки, связанные со скоростью звука (как в случае от-
сутствия магнитного поля), с альвеновской скоростью с^ = 52/4ттр и
радиальной альвеновской скоростью сгА = В2/4пр, где Вг — радиаль-
ная компонента магнитного поля. Решения, полученные Вебером и Дэ-
висом для скорости расширения и(г), отличались весьма не-
значительно от решений Паркера для немагнитного случая. Таким об-
разом, магнитное поле не оказывает существенного влияния на расши-
рение короны.
Магнитная сила была, кроме того, учтена в одножидкостных моде-
лях Урха [3.41], Брандта и др. [3.42], Вебера и Дэвиса [3.48] и Ванга
[3.43], а также в двухжидкостной модели Вольфа и др. [3.44] (во всех
указанных работах магнитное поле у основания короны считалось моно-
польным)*. Ни в одной из этих работ не было обнаружено существен-
ного влияния магнитного поля на расширение короны. Однако им нель-
зя было пренебрегать в тех моделях, где проводилось точное интегри-
рование энергетического уравнения (а не вводилось предположение о
политропном законе расширения). Во всех подобных случаях скорость
солнечного ветра, полученная для орбиты Земли, была выше, чем в ос-
новной одно- и двухжидкостной моделях. Ванг [3.43], в частности, от-
метил, что радиальная компонента вектора Пойнтинга, которая появля-
ется в магнитогидродинамическом выражении для полного потока энер-
гии, имеет заметную величину вблизи г = 2/q и уменьшается с гелио-
центрическим расстоянием. Это непосредственно свидетельствует о
превращении существенной доли магнитной энергии в кинетическую и
*Такое задание поля не адекватно реальности, но лишь оно сов-
местимо с точными решениями для стационарного сферически-симмет-
ричного расширения короны [3.78*, 3.79*]. - Прим. ред.
92
Глава Ш
тепловую в процессе коронального расширения. С помощью своей ко-
личественной одножидкостной модели Ванг показал, что магнитная си-
ла вызывает повышение скорости солнечного ветра на 17%. Таким обра-
зом, при учете магнитной силы можно значительно уменьшить разли-
чие между скоростями расширения, вытекающими из основных моделей
и наблюдаемыми в "спокойном11 солнечном ветре.
III. 10. Влияние магнитных модификаций
теплопроводности на расширение короны
Присутствие магнитного поля может также существенно видоизме-
нять процессы переноса в плазме. В частности, теплопроводность попе-
рек силовых линий магнитного поля уменьшается примерно в [1 +(wgTc)2]
раз, где tog - гирочастота и тс - среднее время между столкновениями.
Этот множитель соответствует уменьшению среднего свободного про-
бега поперек магнитного поля, причем гирорадиус является предель-
ной длиной пробега в сильном поле. Как в короне, так и в межпланет-
ном пространстве с^тс - 105, так что результирующая теплопровод-
ность, перпендикулярная к силовым линиям, уменьшается в ~1О10 раз.
Эго ограничение теплопроводности очень слабо влияет на однородное
расширение короны вблизи Солнца, где магнитные силовые линии поч-
ти радиальны. Однако оно существенно подавляет радиальную тепло-
проводность на больших гелиоцентрических расстояниях, где спираль-
ные силовые линии межпланетного магнитного поля (рис. 1.4) стано-
вятся сильно закрученными. На рис. 3.11
показана общепринятая геометрия сило-
вых линий вблизи экваториальной плос-
кости Солнца. На гелиоцентрическом рас-
стоянии г плотность потока тёпла, парал-
лельного магнитным силовым линиям, по-
прежнему определяется соотношением
'Т.
— к
где s - расстояние вдоль силовой линии.
Поскольку плотность потока тепла попе-
рек поля пренебрежимо мала, то плотность
радиального потока равна
Рис. 3.11. Геометрия теплопро- г ~ f в cos ф»
водности в присутствии межпла-
нетного магнитного поля.
Динамика однородного расширения короны
93
где ф - угол между магнитным полем и радиальным направлением от
Солнца. Поскольку dr = ds cos ф, то
dTe
fr = -*е c°s2 ф-Г" •
dr
Таким образом, плотность потока теплопроводности уменьшается на
множитель cos2 ф. Из рис. 3.11 можно видеть, что
cos2 ф =-------------, (3.24)
1 + (сог /и)2
где со - угловая скорость вращения Солнца. Выражение для источника
энергии, обусловленного теплопроводностью, имеет в данном случае
вид (вблизи плоскости солнечного экватора)
1 d / z dT \
S(r) = — — (к cos2 Ф • Г5/2 —- ). (3.25)
г2 dr \ 0 dr /
Этот эффект магнитного подавления радиальной теплопроводности
был учтен как в одножидкостной [3.41-3.43,3.45], так и в двухжидкост-
ной [3.44] моделях расширения короны. Он существенно влияет на пове-
дение решений на больших гелиоцентрических расстояниях, где ско-
рость u(r) почти постоянна, а
cos2 ф « (и/сог)2.
Поток теплопроводности в узкой полосе гелиоширот, образующих те-
лесный угол Q вблизи солнечного экватора, равен
«/ dK
Fe = Qr2/, -»Q(“/<*>)2 % Ге4 —
dr
при г ->оо. Для любого Те(г), стремящегося к нулю при г -* <», поток
тепла также приближается к нулю. Это означает, что выражение для
источника (3.25) пренебрежимо мало при большом г, т.е. расширение
становится адиабатическим, причем Те « г”\
В одножидкостной формулировке этот модифицированный закон
теплопроводности исключает многие из возможных выражений для опи-
сания поведения Т(г) при большом г, которые обсуждались в разд. Ш.4.
При обозначениях, принятых в указанном разделе, получаем, что е
должно становиться бесконечным при /-*<». Кроме того, решения,
содержащие множитель магнитного подавления теплопроводности не
94
Глава Hl
Рис. 3.12. Поведение Г(г) соглас-
но основной одножидкостной мо-
дели и одножидкостной модели с
магнитным подавлением теплопро-
водности поперек магнитных си-
ловых линий.
1 - теплопроводность, подавлен-
ная магнитным полем; 2 - реше-
ние Ванга - Чанга; 3 - адиаба-
тическая асимптота.
являются ‘‘сингулярными" в смысле основной одножидкостной модели
(Ванг и Чанг), но существуют при данной корональной температуре
Tq для широкого интервала корональных плотностей п®. На рис. 3.12
сравниваются функции Т(г) для основной одножидкостной модели и
для модели с "подавленной проводимостью" (которую мы в дальней-
шем будем называть ПП-моделью) [3.45], вычисленные при одинаково
выбранных значениях п0 и • Температурные профили для обеих
моделей почти идентичны вплоть до г -> 1 а.е. [где множитель ы/и
в (3.24) становится сравнимым с единицей]. Переход к адиабатическо-
му температурному закону для ПП-модели наблюдается при г > 1 а.е.
В табл. 3.9 сравниваются свойства солнечного ветра, ожидаемые для
г = 1 а. е. из основной двухжидкостной модели и из одножидкостной ПП-моде-
ли при одинаково выбранных температуре и плотности короны. Последняя да-
ет значительно большую скорость расширения, несомненно, за счет более пол-
ного превращения суммарной энергии в кинетическую энергию (разд. III.7).
В табл. 3.10 приведены параметры специально выбранной ПП-модели, дающей
наилучшее согласие с наблюдениями солнечного ветра для г - 1 а.е.
Воинственное расхождение остается лишь для температуры. Хотя
корональная плотность, продиктованная этим выбором, ниже приня-
того значения (как и в основной двухжидкостной модели), рассматри-
ваемая модель, по-видимому, может дать более высокие скорости
расширения и более низкие плотности в межпланетном пространстве,
чем основная одножидкостная модель (с ее сингулярной природой)
или основная двухжидкостная модель (с ее конечным потоком тепло-
проводности при большом г).
Динамика однородного расширения короны
95
Таблица 3.9
Сравнение свойств солнечного ветра для r = 1 а.е.,
ожидаемых из основной двухжидкостной и одножидкостной
моделей с магнитным подавлением теплопроводности
Двухжидкостная модель Одножидкостная мо- дель с магнитным подавлением тепло- проводности
Плотность, СМ”3 15 14
Скорость течения, км/с 250 310
Протонная температура, К 4,4’ Ю3 1,5- 105
Электронная температура, К 3,4-105 1,5-105
Наши представления об энергетике коронального расширения мож-
но несколько дополнить путем дальнейшего изучения одножидкостной
модели с магнитно-подавленной теплопроводностью. На рис. 3.13 по-
казаны вариации различных компонент потока полной энергии в ПП-
модели и зависимости от гелиоцентрического расстояния [по аналогии
с законом сохранения энергии (3.12П. Вблизи г = rQ поток тепла за
счет теплопроводности — 4 ттт2к0 Т ^(dT/dr) и поток гравитационной
энергии -4ттпиг2 (СМфТп/г) почти равны по величине, но противополож-
ны по знаку. Таким образом, суммарный поток энергии почти полностью
обусловлен следующей наиболее существенной компонентой - потоком
энтальпии 4ттииг2 -5 k Т. Из-за почти полного взаимного уничтожения
Таблица 3.10
"Избранная" одножидкостная модель
с магнитно-подавленной теплопроводностью
г " ГО г= 1 а.е.
Плотность, СМ“3 3 -107 8,4
Скорость течения, км/с 4,3 324
Температура, К 1,8- 106 2,8- Ю5
96
Глава 111
Рис. 3.13. Энергетические потоки как функции гелиоцентрического
расстояния для одножидкостной модели с магнитным подавлением теп-
лопроводности.
1 - полный поток энергии; 2 - теплопроводность; 3 - гравитационная
энергия; 4 — энтальпия; 5 - кинетическая энергия.
двух главных потоков энергии, один из которых пропорционален высо-
кой степени температуры, ожидаемые свойства солнечного ветра ока-
зываются чрезвычайно чувствительными к условиям в короне. Напри-
мер, при плотности короны 1,2е 108 см"3 изменение температуры ко-
роны на 25% приводит к изменению скорости расширения, ожидаемой
для г = 1 а.е., на 20%, а ожидаемой плотности в 6 раз!
III. 11. Влияние вязкости на расширение короны
Градиент радиальной скорости, характерный для сферически-
симметричного расширения короны, приводит к появлению вязкой силы,
которая в отсутствие магнитного поля имеет радиальную компоненту
[3.46]
1 d
Fr---^ (Х26)
г2 dr
Выражения для источников энергии имеют вид
1 d
Sp(r) =-z — {r2QpU), <3-27)
г г2 dr 1
1 d .
ад =--(f2<2eu) (3.28)
r2 dr
Динамика однородного расширения короны
97
для двухжидкостной модели и
1 d
S(r)=— — ^Q[U) (3.29)
г2 dr
для одножидкостной модели. Символы р и е относятся к протонам и
электронам, Q - это тензор вязких напряжений, a Qt = Qe + Qp. В
обычном гидродинамическом приближении вязкие напряжения связа-
ны с градиентом скорости соотношением
4 d /и\
QP,e,t = з МР,М
где \xpt цс и ц* - соответствующие коэффициенты вязкости. Если меж-
ду частицами преобладают кулоновские столкновения, то эти коэффи-
циенты определяются классическими выражениями [3.44]
Цр = 9,21 ’ 10-’7 Т1’4,
це = 1,156- Ю-’8 Г’/’.
Поскольку при заданной температуре >> ме, то протонная вязкость
в общем оказывает большее влияние на динамику плазмы, чем вязкость
электронов, так что Qt « Q
Сила вязкости (3.26) и источник энергии (3.29) были впервые уч-
тены в одножидкостных моделях расширения Скарфом и Ноблем [3.47]
и Вангом и др. [3.46]. В последней работе было показано, что присут-
ствие члена вязкости устраняет сингулярность (т.е. "критическую
точку" в терминологии разд. 1.4) в уравнении движения. В табл. 3.11
приведены параметры соответствующей модели солнечного ветра,
Таблица 3.11
Немагнитная вязкая модель расширения короны
г~ ГО г = 1 а.е.
Плотность, СМ“3 2 • Ю8 8,5
Скорость течения, км/с 0,3 165
Температура, К 1,6 • 106 9 • 104
98
Глава 111
наи лучшим образом согласующейся с условиями в короне [3.46]. Мо-
дель дает скорость расширения для г = 1 а.е. вдвое меньше наблюдае-
мого значения, так что в этом смысле ее можно считать довольно
плохой моделью коронального расширения. (Любопытно при этом от-
метить, что ожидаемые плотность и температура находятся в хоро-
шем согласии с наблюдениями.) Вязкость, используемая в этой моде-
ли, отбирает у потока плазмы столь большую энергию, что приводит
к серьезному уменьшению скорости коронального расширения.
В действительности межпланетное магнитное поле изменяет вяз-
кость плазмы способом, аналогичным описанному выше для теплопро-
водности. Тензор вязких напряжений становится значительно более
сложным [3.48], однако в разумном приближении соответствующие
компоненты тензора можно представить в виде [3.44]
4 d /и\
,хз“>
где ф - это по-прежнему угол между магнитным полем и радиальным
направлением от Солнца. Вебер и Дэвис [3.48] включили в одножидкост-
ную модель более сложные и точные выражения, а приближения (3.30)
были использованы Вольфом и др. [3.44] в двухжидкостной модели.
В обоих случаях получились совершенно другие результаты, чем у Ван-
га и др. [3.46]. За счет вязкости, видоизмененной магнитным полем,
расширение замедляется лишь в незначительной степени; наиболее
важный динамический эффект в данном случае заключается в усилении
нерадиальной компоненты скорости расширения (разд. III. 15). Вольф
и др. [3.42] подчеркнули другой важный термодинамический эффект
вязкости в двухжидкостной модели. На рис. 3.14 показана роль раз-
личных членов в уравнении энергии для протонов (по отношению к ско-
3
рости изменения плотности внутренней энергии - nuk(dTp/dr) в за-
висимости от гелиоцентрического расстояния. В интервале 10 г® 4
600 Гф = 3 а.е. член, описывающий вязкий нагрев, является
самым важным источником энергии для протонов*). Как было установ-
*
Возможность использования вязкого решения с классической
трактовкой вязкости для описания реальных свойств солнечного вет-
ра поставлена под сомнение в [3.82*-3.84*]. - Прим. ред.
Динамика однородного расширения короны
99
Рис. 3.14. Радиальные вариации раз-
личных членов в энергетическом урав-
нении для протонов, использованном
в двухжидкостной модели Вольфа и
др. [3.44].
Все члены нормированы к локально-
му значению скорости изменения внупь
ренней энергии nur2k(dT/dr), 1 - ско-
рость изменения внутренней энергии;
2- расширение (отрицательная вели-
чина); 3 - вязкость; 4 - столкнове-
ния; 5 - теплопроводность.
лено, одного лишь его влияния достаточно, чтобы поднять протонную
температуру от низкого уровня, ожидаемого из основной двухжидкост-
ной модели; до значения, согласующегося с данными наблюдений сол-
нечного ветра.
III. 12. Влияние бесстолкновительных механизмов
энергообмена на расширение короны
В основной двухжидкостной модели предполагается, что обмен
энергией между электронами и протонами происходит исключительно
за счет кулоновских столкновений. Однако частота таких столкнове-
ний в разреженной плазме внешней короны и межпланетного простран-
ства весьма мала. Это приводит к большому различию электронной и
протонной температур в солнечном ветре, ожидаемых из двухжидкост-
ной модели. В столь сложной физической системе, как плазма, возмож-
ны другие типы взаимодействий, которые могут служить первичными
механизмами обмена энергией вместо кулоновских столкновений. При
наличии такого бесстолкновительного механизма обмена (достаточно
сильного, чтобы почти поровну распределять энергию солнечного вет-
ра между электронами и протонами) [3.31, 3.10] тенденция основной
двухжидкостной модели давать электронную температуру вдвое выше,
100
Глава III
а протонную температуру вдвое ниже наблюдаемых значений была бы
значительно ослаблена. Таким образом, подобный механизм можно
рассматривать как гипотезу, построенную на тех же примерно эмпи-
рических основаниях, что и гипотеза "нетеплового нагревания" (разд.
III. 7).
Можно также дать физическое обоснование бесстолкновительного
механизма обмена энергией. Расширение короны приводит к весьма
существенному нарушению равновесного состояния, которое могло бы
поддерживаться в случае частых столкновений. О неравновесном ха-
рактере плазмы вблизи земной орбиты свидетельствуют наблюдаемые
различия электронной и протонной температур, анизотропия тепловых
движений и "асимметрия" функций распределения протонов и электро-
нов, связанная с теплопроводностью. При наличии таких неравновесных
условий плазма часто оказывается неустойчивой. В таком состоянии
она способна генерировать волны, которые в свою очередь могут ог-
раничивать отклонения от равновесия. Для межпланетной плазмы бы-
ло рассмотрено большое количество неустойчивостей [3.49], причем
некоторые из них соответствуют волнам, способным передавать энер-
гию от более горячих электронов к более холодным протонам. Наибо-
лее перспективным из них, по-видимому, является класс неустойчи-
востей, генерируемых за счет асимметрии функции распределения
электронов. Этот вопрос мы специально рассмотрим в разд. III. 13.
Скорости бесстолкновительного обмена энергией были учтены в
двухжидкостных моделях солнечного ветра несколькими авторами.
Нишида [3.50]* показал, что для поддержания наблюдаемого различия
протонной и электронной температур вблизи земной орбиты необходи-
мо, чтобы скорость бесстолкновительного обмена была примерно в
10 раз выше, чем при кулоновских столкновениях. Куперман и Хартен
[3.51] проинтегрировали уравнения движения в двухжидкостной моде-
М W 3
ли, используя связующий энергетический член - \>пк( Т - Т ) по ана-
2 е Р
логии с (3.14) и (3.15). Однако при этом v представляет собой некото-
рую константу, S-кратную частоте столкновений, которая определяет-
*Если применить идеи неклассического переноса [3.85*-3.87*] к
электронам солнечного ветра, то теплопроводность заметно умень-
шается. Перекачка энергии от электронов к ионам возрастает за счет
магнитозвуковой [3.85*] и ионно-звуковой [3.88*] неустойчивостей. -
Прим, ред.
Динамика однородного расширения короны
101
ся формулами (3.16) и (3.17). Была получена некоторая последователь-
ность моделей, причем в каждой из них корональные условия в крити-
ческой точке вблизи г = 5,4 считались одинаковыми, однако множи-
тели (, были разными. По мере увеличения £, начиная с предельного
значения 1 (чисто столкновительная связь), все свойства солнечного
ветра, ожидаемые для орбиты Земли, изменялись в нужном направле-
нии, что позволяло добиваться лучшего согласия с наблюдениями.
Все эти изменения были малы, за исключением возрастания протон-
ной температуры. В табл. 3.12 приведены параметры солнечного ветра,
Таблица 3.12
Параметры солнечного ветра, ожидаемые для т = 1 а.е.
из двухжидкостных моделей со скоростями обмена энергией,
увеличенными на множитель £
5 = 1 1 = 30
Плотность, СМ”3 6,0 5,8
Скорость течения, км/с 271 280
Протонная температура, К 1,6- 104 4- 104
Электронная температура, К 2,6- 105 2,6-105
ожидаемые для г - 1 а.е. из моделей с £ = 1 и £ = 30. Последняя
модель позволяет привести ожидаемую протонную температуру в со-
гласие с наблюдениями. Если С увеличивать еще больше, то модель,
как и следовало ожидать, приближается к одножидкостной. Тоичи
[3.521 проинтегрировал энергетические уравнения двухжидкостной
модели с учетом тепловой анизотропии протонов и радиальной ско-
рости расширения u(r), полученной в более ранней одножидкостной
модели. И в этом случае для того, чтобы получить наблюдаемые про-
тонную и электронную температуры вблизи земной орбиты, необходи-
ма скорость обмена энергией между протонами и электронами в 10—
100 раз больше, чем при кулоновских столкновениях.
102
Глава III
111.13. Влияние пониженной теплопроводности
на расширение короны
В предшествующих разделах обычно предполагалось, что плотность
потока теплопроводности пропорциональна градиенту температуры
dT,
dr
с коэффициентом пропорциональности ке, который определяется из
классической теории [3.21] явлений переноса в газе, где преобладают
протон-электронные столкновения
ке= когЧ (3.32)
Использование этих представлений для относительно плотной сол-
нечной короны, по-видимому, оправдано. Однако их применимость к
разреженной межпланетной плазме мало обоснована.
Первый аргумент, подвергающий сомнению применимость (3.31)
и (3.32) к солнечному ветру, вытекает из того, что эти соотношения
опираются на анализ малых возмущений функции равновесного (макс-
велловского) распределения при наличии температурного градиента.
Безразмерный параметр
27\ dT
Be е
— --------- ---
•пп<?4 In A dr
(где In А - так называемый кулоновский логарифм) играет централь-
ную роль в этой теории переноса [3.53]. Как пропорциональная зависи-
мость между fc и dT/dr , так и классическое выражение для коэффи-
циента пропорциональности (теплопроводности) имеют силу только
при | Вт\<< 1. Физическая интерпретация этого ограничения проста.
В т пропорционально отношению среднего свободного пробега между
столкновениями к характерному масштабу температурного градиента.
Требование, чтобы величина | В т\ была мала, означает, что происхо-
дит большое число столкновений, которые стремятся удержать функ-
цию распределения близкой к максвелловской в пределах расстояния,
характеризующего температурный градиент. На рис. 3.15 величина
| В т\ показана как функция гелиоцентрических расстояний для основ-
ной одножидкостной и двухжидкостной моделей коронального расшире-
ния. Условие | В т\ << 1 выполняется только для г » 50 в одножид-
Динамика однородного расширения короны
103
Рис. 3.15. Радиальные вариации параметра В т (см. текст) в основной
одно жидкостной (Y) и двухжидкостной моделях (2).
костной модели и для 15 г в двухжидкостной модели. Вне указан-
ных пределов, т.е. в большей части межпланетного пространства, при-
менение (3.31) и (3.32), очевидно, не оправдано.
Второй аргумент, подвергающий сомнению применимость (3.31)
и (3.32) к солнечному ветру, вытекает из концепции уровня "насыще-
ния" для плотности потока теплопроводности. Очевидно [3.14], что
внутренняя энергия не может переноситься тепловыми движениями
со скоростью, большей (или даже равной) значения, полученного в
3
предположении, что вся тепловая энергия электронов - пкТе пере-
шла в среднюю тепловую скорость электронов vth = J 3k Тe/me По-
этому плотность потока теплопроводности должна быть ограничена
уровнем насыщения
Отметим, что пропорционально плотности, тогда как в (3.31) и
(3.32) поток тепла подразумевается не зависящим от плотности. Лег-
ко показать, что, используя обычную проводимость плазмы на боль-
ших гелиоцентрических расстояниях, мы получим fс -♦ fcs при боль-
ших значениях г, если электронная температура уменьшается не
быстрее, чемлхг”^. Поскольку, согласно основнойодножидкостной
и двухжидкостной моделям, температура изменяется как г“/5 и г”77
104
Глава Hl
соответственно, то обе модели дают физически нереальные потоки
теплопроводности при большом г. Фактически из трех возможных гра-
ничных условий для одножидкостных решений, рассмотренных в разд.
III. 4, лишь одно, а именно Т « соответствующее адиабатическому
расширению, согласуется с требованием, чтобы fc оставалось ниже
предела насыщения.
Эти аргументы показывают, что принятая концепция потока тепло-
проводности, пропорционального температурному градиенту, по-види-
мому, не применима к межпланетной плазме. Поскольку условие
| В т\ << 1 в основных моделях коронального расширения существенно
нарушается внутри области с радиусом 1 а.е., то последствия этого
отклонения от почти равновесных условий могли бы иметь большое зна-
чение для установления связи между предсказаниями моделей и данны-
ми наблюдений вблизи земной орбиты. Если взаимодействие частиц в
плазме продолжает идти только путем столкновений, то перенос тепло-
вой энергии в солнечном ветре можно было бы объяснить на основе
теории, построенной специально для расширения короны и приближаю-
щейся к экзосферной теории на больших гелиоцентрических расстоя-
ниях. Однако Форслунд показал [3.54], что, если | В т\ достигает зна-
чения в несколько десятых, в плазме могут возникать разные типы
неустойчивостей.
Рис. 3.16. Функции распределения по скоростям для электронов и про-
тонов солнечного ветра, показывающие асимметрию распределения
электронов за счет температурного градиента.
Динамика однородного расширения короны
105
Рис. 3.16 иллюстрирует форму функций распределения для элект-
ронов и протонов вдоль направления температурного градиента. Асим-
метрия распределения электронов, обусловленная температурным гра-
диентом и приводящая к чистому переносу тепловой энергии, или теп-
лопроводности, и небольшое тепловое расширение протонного распреде-
ления вместе приводят к нарастанию волн с фазовыми скоростями,
попадающими в область с положительным наклоном между началом и
максимумом распределения электронов. Акустические, электростати-
ческие и магнитозвуковые моды волн могут (при различных плазмен-
ных условиях) приводить к возникновению неустойчивости. Нелиней-
ное взаимодействие этих внутренних волн с плазмой, по-видимому,
ограничивает перенос тепловой энергии электронами и способствует
передаче их энергии протонам. Связь этих эффектов с вопросами,
обсуждавшимися выше в настоящем разделе (а также в разд. III. 12),
не вызывает сомнений.
Развитие теории переноса в присутствии неустойчивостей, связан-
ных с конечной величиной Вт, по-видимому, представляет собой чрез-
вычайно трудную задачу, не поддающуюся решению. Тем не менее мож-
но сделать качественные выводы, если учесть [3.55], что поток тепло-
проводности fc в газе связан с температурным градиентом dT/ds
простым приближенным выражением
fc = - Г nvth Xk 4" • <3‘33>
Z ds
где vth - тепловая скорость электрона, а Л - средний свободный про-
бег. Для кулоновских столкновений
и (3.33) дает теплопроводность, не зависящую от плотности и пропор-
циональную Т3\ как в (3.32). Если характерный пространственный
масштаб Aw для взаимодействия электронов с волнами, порожденны-
ми нестабильностью, меньше длины свободного пробега Лс, то тепло-
проводность будет падать ниже уровня, определяемого соотношением
(3.32). Кроме того , если существенно меньше характерного мас-
штаба температурного градиента, то плотность потока теплопровод-
ности будет оставаться пропорциональной градиенту, однако коэффи-
106
Глава Hl
циент пропорциональности будет определяться новой, уменьшенной
бесстолкновительной теплопроводностью.
Влияние модифицированной теплопроводности на расширение коро-
ны было впервые рассмотрено в общем виде Паркером [3.19]. ‘В рам-
ках приближенной одножидкостной формулировки, уже описанной в
разд. III.7, Паркер показал, что простое изменение константы к0 в
соотношении для обычной проводимости плазмы (3.32) эквивалентно
такому изменению корональной плотности nQf при котором отношение
КОАО оставалось бы постоянным. Теплопроводности, пропорциональ-
ные произвольным степеням температуры или гелиоцентрического
расстояния, все еще приводили к сверхзвуковому расширению до тех
пор, пока проводимость оставалась возрастающей функцией темпера-
туры или убывающей функцией расстояния.
Уменьшение проводимости при удалении от Солнца обычно усили-
вало расширение короны (результаты последующих моделей, включаю-
щих магнитное подавление радиальной теплопроводности, в соответ-
ствии с изложенным в разд. III. 10, попадают в эту категорию и под-
тверждают вывод Паркера). Наиболее тесно с рассматриваемым во-
просом связан эффект, вызываемый внезапным прекращением тепло-
проводности на некотором гелиоцентрическом расстоянии гг В области
г > г результирующее течение является адиабатическим, причем в
конечном счете поток полной энергии превращается в кинетическую
энергию. В классе моделей, рассмотренных Паркером, где Т « г~2/1
при большом г для обычной проводимости, прекращение теплопровод-
ности и последующее адиабатическое течение приводили к повышен-
ным скоростями расширения.
Специфические эмпирические выражения для пониженной (на по-
стоянный множитель и множитель, зависящий от г) теплопроводнос-
ти были включены как в одножидкостные [3.56, 3.57], так и в двух-
жидкостные [3.44, 3.58] модели расширения короны. Поскольку усло-
вие | В т\ << ] выполняется только глубоко в короне, то наиболее
реалистичными, по-видимому, являются те модели, в которых исполь-
зуется общепринятая проводимость для г, близких к rQ, и пониженное
ее значение - в межпланетном пространстве. Например, Вольф и др.
[3.44] включили модифицированную теплопроводность
Динамика однородного расширения короны
107
где р — свободный параметр, в двухжидкостную модель солнечного
ветра, в которой были также учтены магнитная сила, магнитное подав-
ление проводимости поперек поля и вязкость. При р, выбранном с та-
ким расчетом, чтобы к уменьшалось в 50 раз в интервале между г = rQ
и г = 1 а.е., уравнения для жидкости были проинтегрированы по всей
области от внешней границы ~ 1000 г® (~5 а.е.) до Солнца. При этом
благодаря присутствию членов с вязкостью (разд. III. 11) не встрети-
лось никаких трудностей с критическими точками. В табл. 3.13 приве-
дены параметры модели, предложенной авторами [3.44] для согласо-
вания данных наблюдений короны и солнечного ветра. Все параметры
при г = 1 а.е. близки к наблюдаемым значениям. Протонная темпера-
тура, не превышающая электронную температуру всюду в межпланет-
ном пространстве, становилась равной электронной температуре, ес-
ли интегрирование проводилось только до г - Зг0. Интегрирование за-
канчивалось на этом расстоянии в предположении, что при г < Зг0
температуры протонов и электронов определяются основным процессом
нагрева короны (который поддерживает также равенство их темпера-
тур). Окончательные параметры короны получаются приемлемыми, хо-
тя плотность оказывается несколько ниже вблизи внутренней грани-
цы. Вольф и др. [3.44] подчеркнули, что такой степени согласия мо-
дели с данными наблюдений короны и солнечного ветра не удалось бы
Таблица 3.13
Двухжидкостная модель солнечного ветра
с пониженной теплопроводностью
г =Зг© г = 1а,е.
Плотность, СМ“3 1,7- 105 9
Скорость течения, км/с 75 303
Протонная температура, К 1,3- 106 4’ 104
Электронная температура, К Плотность потока теплопроводности, 1,3* 106 2- 105
эрг/(см2.с) 7- IO"3
108
Глава III
достигнуть без предположения о модифицированной теплопроводности.
Они также сделали вывод, что для генерации солнечного ветра со ско-
ростью, сравнимой с наблюдаемой на орбите Земли, не требуется про-
тяженный энергетический источник.
III. 14. Другой подход к энергетике
коронального расширения
При обсуждении энергетики коронального расширения несколько
ранее (разд. III.7) в связи с основной одножидкостной и двухжидкост-
ной моделями были выявлены две существенно различные точки зре-
ния. Согласно первой из них, для правдоподобного описания расширяю-
щейся короны необходимо привлечь дополнительный протяженный ис-
точник энергии, предположительно связанный с присутствием магнито-
гидродинамических волн. По второй точке зрения, в таком источнике
нет необходимости, однако улучшение основных моделей с учетом, в
частности, распределения энергии между ее различными формами
могло бы привести к реалистичной модели коронального расширения.
Теперь мы готовы пересмотреть ’’энергетическую проблему” исходя
из обобщенных вариантов основных моделей, описанных в разд.Ш.8-
III. 13.
К сожалению, такой пересмотр не приводит к окончательным от-
ветам. Модели, описанные в разд. III.8, показывают, что при наличии
дополнительного давления или энергии в области 2r Q < г < 20 дей-
ствительно происходит ожидаемое увеличение скорости расширения
(и протонной температуры в двухжидкостной модели солнечного вет-
ра), а предсказания моделей лучше согласуются с данными наблюде-
ний, выполненных вблизи г = 1 а.е. Однако свойства электронов сол-
нечного ветра (как температуру, так и поток теплопроводности), по-
видимому, нельзя адекватно объяснить таким способом, если даже
предположить, что температура электронов в короне ниже, чем темпе-
ратура протонов, и что электроны совершенно не подвергаются воз-
действию механизма диссипации энергии [3.35]. Модели, описанные
в разд. 1П.9-Ш. 13, показывают, что ряд других механизмов также
может вызвать увеличение скорости расширения и повышение протон-
ной температуры. Использование модифицированной теплопроводнос-
ти и скорости обмена энергией в значительной степени устраняет
трудности, связанные с электронной температурой и тепловым потоком.
Динамика однородного расширения короны
109
Остается, однако, не вполне ясным, может ли какая-нибудь комбина-
ция механизмов привести к полному согласию моделей с данными
наблюдений короны и солнечного ветра.
Перед лицом такого множества доказанных (по крайней мере час-
тично) моделей становится ясно, что наша наблюдательная информа-
ция о расширении короны достаточно скудна. Наблюдения солнечного
ветра позволили детально изучить его свойства, однако лишь в срав-
нительно узком интервале гелиоцентрических расстояний вблизи
г = 1 а. е. Корональные наблюдения дают значения плотности в об-
ласти rQ г 20 rG , а также грубое значение темпера-
туры короны, однако почти не дают информации от-
носительно пространственного распределения температуры. Да-
же если оставить в стороне естественные вопросы, касающиеся воз-
можных несферических аспектов коронального расширения (например,
вопрос о том, испускается ли в действительности солнечный ветер
из корональных областей, которые имеют типичные плотности), то и
в этом случае приходится констатировать, что свойства такой слож-
ной физической системы известны лишь в двух далеко разнесенных
областях. Создается впечатление, что однозначные выводы о физиче-
ских* процессах, оказывающих решающее влияние на расширение коро-
ны, могут быть получены только "правоверными исследователями",
которые обычно с "родительским вниманием" относятся к одной из
конкурирующих идей или моделей. Однако фактически не должно быть
ничего неожиданного в том, что объединение нескольких различных
физических механизмов может приводить к аналогичным модифика-
циям основных моделей. Введение каждого нового механизма или
предположения равносильно включению нескольких свободных пара-
метров в систему уравнений, что значительно повышает вероятность
найти решение, которое может связать наблюдаемые состояния плаз-
мы в двух указанных областях пространства.
Чтобы подчеркнуть эту неопределенность, проведем окончатель-
ное сравнение двух наиболее перспективных и всесторонне описанных
моделей, представляющих две различные точки зрения на проблему
энергетики. Речь идет о двухжидкостной модели с произвольным про-
тяженным источником энергии в формулировке Хартля и Барнеса
[3.27] (в дальнейшем мы называем ее ХБ-моделью) и о двухжидкост-
ной модели, в которой учитываются магнитная сила, магнитное по-
по
Глава 1П
Рис. 3.17. Ожидаемая плотность п(г) согласно двухжидкостным мо-
делям Хартля и Барнеса [3.27] (штриховая линия) и Вольфа и др. [3.44]
(сплошная линия). Для сравнения кружками показаны наблюдаемые ко-
рональные плотности по данным Ньюкирка [3.59].
давление теплопроводности и вязкость, а также используется произ-
вольно уменьшенная электронная теплопроводность, но без протяжен-
ного энергетического источника, - в формулировке Вольфа, Брандта
и Саутвика [3.44]* (в дальнейшем мы называем ее ВБС-моделью). На
рис. 3.17 показаны плотности, предсказываемые двумя моделями для
2г©« г< 20го, а также широко принятые значения наблюдаемых плот-
ностей в короне [3.59].
ХБ-модель, по-видимому, несколько лучше соответствует наблю-
дениям, особенно при г 8г0. Однако в целом можно утверждать, что
обе модели согласуются с наблюдениями в пределах неопределеннос-
тей последних. Напомним, что ХБ-модель дает плотность для г = 1 а.е.
вдвое больше наблюдаемой. На рис. 3.18 изображены радиальные ско-
рости расширения, ожидаемые из ХБ- и ВБС-моделей; между двумя
результатами нет почти никакого различия. На рис. 3.19 показаны
протонная и электронная температуры Тр(г) и Тв(г), предсказываемые
этими моделями. Несмотря на предположение о несколько большей
*См. примечание на стр. 100. - Прим. ред.
Динамика однородного расширения короны
111
Рис. 3.18. Ожидаемая скорость расширения и(г) согласно двухжидкост-
ным моделям Хартля и Барнеса [3.27] (штриховая линия) и Вольфа и
др. [3.441 (сплошная линия).
Рис. 3.19. Ожидаемые электронные и протонные температуры Т€(г)
и Т (г) согласно двухжидкостным моделям Хартля и Барнеса [3.27]
(штриховая линия) и Вольфа и др. [3.44] (сплошная линия).
электронной температуре в короне, модель ВВС дает более низкую
электронную температуру при г 50г 0, поскольку член, описывающий
источник электронной теплопроводности в этой модели, уменьшается
(за счет магнитного подавления и модификации классической тепло-
проводности). Почти равные протонные температуры для г 100г Q
достигаются в обеих моделях совершенно разными способами. Про-
112
Глава Hl
тонная температура Тр(т) в ХБ-модели повышается в интервале
ЗОгд за счет протяженного энергетического источника..
Протонная температура Г (г) в ВБС-модели повышается в области
lOfg^: т 200 >*q за счет вязкости. Два температурных профиля име-
ют близкое сходство лишь глубоко в короне и вблизи г = 1 а.е., где
налагались эмпирические ограничения! В итоге в обеих моделях при-
ходится в той или иной степени использовать неопределенности в ко-
рональных данных (ХБ-модель - в предположении о различии электрон-
ной и протонной температур, ВБС-модель — в предположении о несколь-
ко заниженной плотности). Обе модели дают разумное, хотя и не абсо-
лютное, согласие с наблюдениями солнечного ветра вблизи орбиты
Земли. Найти серьезные физические аргументы в пользу какой-либо
одной из рассматриваемых моделей, по-видимому, невозможно.
Каким образом можно устранить эту неоднозначность ? Некото-
рого прогресса удалось бы достигнуть, если бы авторы теоретических
моделей непосредственно сравнивали свои модели с другими, испольй
зуя те же самые условия в короне, вместо того чтобы подгонять свои
результаты лишь к тому набору корональных условий, который выстав-
ляет их модели в наиболее выгодном свете. Дальнейший прогресс, по-
видимому, возможен при условии, если корональные наблюдения будут
давать больше информации о корональной температуре и ее простран-
ственных вариациях. Следует отметить, однако, что из-за повышенной
чувствительности моделей расширения к температуре короны (см., на-
пример, разд. III. 10) для существенного ограничения неопределенностей
в этих моделях необходимы крайне точные измерения корональной тем-
пературы. Наибольшего прогресса можно ожидать тогда, когда наблю-
дения солнечного ветра будут проводиться в более широком интервале
гелиоцентрических расстояний. Перспективным источником такой инфор-
мации являются измерения скоростей расширения короны на малых ге-
лиоцентрических расстояниях по наблюдениям мерцания радиоисточни-
ков с применением длинной базы. Измерения параметров солнечного
ветра (в частности, температуры и ее градиентов) между орбитами
Земли и Меркурия (г « 8Ог0) во время космических полетов, планируе-
мых на 70-е годы, будут,вероятно, самым многообещающим источни-
ком новых данных, касающихся проблемы энергетики коронального
расширения.
Динамика однородного расширения короны
ИЗ
IIIЛ5. Момент количества движения
при корональном расширении
Ои г .м еще одно свойство солнечного ветра, приведенное в
табл. 3.1. Среднее направление потока межпланетной плазмы не явля-
ется строго радиальным относительно Солнца. Скорее создается впе-
чатление, что солнечный ветер выходит из области, расположенной на
1 -г К ° к востоку от центрального меридиана, как это показано на рис.
3.20, причем нерадиальная компонента его скорости составляет 8 км/с.
Ввиду важности следствий, вытекающих из этого результата, которые
нам предстоит здесь исследовать, вызывает сожаление тот факт, что
он является наименее определенным из всех параметров солнечного
ветра, приведенных в табл.3.1. Отклонение потока на 1 -г%° от ради-
ального направления в сущности не намного больше, чем ожидаемая
точность лучших современных измерений. Обсуждение различных ви-
дов наблюдений, их ограничений и точности полученных результатов
можно найти в докладах недавней конференции по солнечному ветру
[3.61].
Наличие нерадиальной компоненты скорости солнечного ветра при-
водит к переносу момента количества движения от Солнца. Для спо-
койных условий в солнечном ветре, приведенных в табл. 3.1, средние
скорости потери момента количества движения Солнцем равны соот-
ветственно для плазмы е » 4,8 • Ю3 г/с2 (где иг и иф - радиаль-
ная и азимутальная компоненты скорости солнечного ветра, а ге =
= 1 а. е.) и для магнитного поля ( см. ниже) ( Вг £ф / 4тт) ге =
= 1,5е 103 г/с2 (это приближенные значения, поскольку <АВ> <Л><В>).
Если бы эти потери были равномерными по области гелиоширот ±30°
(наблюдения проводятся лишь в плоскости эклиптики или в интервале
(Солнце]
Радиальное
направление
Направление потока
солнечного ветра
Рис. 3.20. Направление наблюдаемого нерадиального потока солнечно-
го ветра от "восточной" части солнечного диска (вид сверху относитель-
но плоскости эклиптики).
8 - 847
114
Глава III
±7° по гелиошироте), то соответствующий вращающий момент соста-
вил бы 8,6’ 1030 дин* см в направлении, противоположном вращению
Солнца. Если предположить, что Солнце вращается как твердое тело,
то его момент количества движения равен ~1,7‘ 1048 дин* см* с. Та-
ким образом, момент вращения, действующий на Солнце при расшире-
нии корональной плазмы, достаточен для того, чтобы затормозить вра-
щение Солнца в течение ~ 2* 1017 с, или ~ 6 е 109 лет. Поскольку
это время торможения сравнимо с общепринятым возрастом Солнца,
то потеря солнечного момента количества движения за счет расшире-
ния короны может играть важную роль в динамике и эволюции Солнца.
Корональное вещество при г = вблизи солнечного экватора име-
ет азимутальную компоненту скорости » 2 км/с. Если бы на эле-
мент жидкости в короне и солнечном ветре не действовали никакие не-
радиальные силы, то было бы пропорционально 1/г (в соответствии
с законом сохранения момента количества движения ти г для плазмы),
а азимутальная компонента составляла бы всего ~ Ю“2км/с для
г = 1 а. е, т. е. около 10”3 от наблюдаемого среднего значения. При обсуж-
дении улучшенных вариантов основных моделей коронального расшире-
ния мы рассматривали две силы, которые могут иметь нерадиальные
компоненты - магнитную силу и силу вязкости. По этой причине они,
по-видимому, оказывают существенное влияние на азимутальную ком-
поненту скорости солнечного ветра. Мы рассмотрим здесь количе-
ственные модели этого эффекта и сравним эти модели с наблюдениями.
При обычных предположениях о сферической симметрии и стацио-
нарном течении уравнение для азимутального момента количества
движения в присутствии магнитной силы имеет вид
ur d, 1 Br d
тп------ (ru\ = - (j х В) = -—— (гВ). (3.34)
г dr с т 4ттг dr
Постоянство потока частиц (3.11) и зависимость Вг « г*"2 (1.24) позво-
ляют непосредственно проинтегрировать уравнение (3.34). В результа-
те получим [3.40] гд в
ти г------г-2-=Ь, (3.35)
4ттпиг
где L - просто постоянный момент количества движения системы
’’плазма плюс магнитное поле”. Компоненты магнитного поля и ско-
рости при наличии нерадиальной компоненты скорости связаны между
собой выражением, аналогичным (1.23), а именно
Динамика однородного расширения короны
115
— =--------------- • (3.36)
Яф иф- <*r sin 6
Используя (3.36), чтобы ИСКЛЮЧИТЬ Вф из (135), получим (для плоскос-
ти солнечного экватора, где sin е = 1)
4ттпи2
-----r- L -1
Д2Г2СО
uJr) = г —------------ • (3.37)
4чт/ппи2
-------Г- -1
S2
Радиальное альвеновское число Маха М%= uj/{B2/4^mn) мало у осно-
вания короны, однако вблизи г = 1 а.е. оно составляет, согласно на-
блюдениям, около 10. Поэтому оно должно проходить через единицу
на некотором промежуточном гелиоцентрическом расстоянии г^. Ра-
венство нулю знаменателя (3.37) при т = г А означает, что иф(г) явля-
ется конечной и непрерывной только при условии, что числитель так-
же равен нулю. Таким образом, г А в уравнении для азимутального мо-
мента играет примерно такую же роль, как критический радиус в урав-
нении для радиального момента (разд. L4). Из этого условия вытека-
ет соотношение для определения полного момента количества движе-
ния в потоке плазмы
L = mcor^. (3.38)
Легко показать, что величина М^/игг2 есть константа. Ее можно оце-
нить при г = г А как
и г2
М2=—---------, (3.39)
где игА= вг(гл). Подстановка (3.38) и (3.39) в (3.37) окончательно
дает
и = Л- . (3.40)
игА х~М2А
Уравнение (3.40) допускает непосредственную физическую интер-
претацию. При г -»оо величина М2 -»(ux/urA) ('’2А^)>> 1, так что
116
Глава III
(3.41)
Если бы плазма вращалась с угловой скоростью Солнца вплоть до рас-
стояния г = гд и не испытывала воздействия никаких азимутальных
сил при г > гЛ , то можно ожидать, что
“ф- мгл(гл/г)
при г—* оо. Уравнение (3.41) отличается от этого выражения лишь мно-
жителем 1 - игд/иг, который представляет собой поправку для момен-
та количества движения, вносимую магнитным полем при большом г.
В своей первой работе, посвященной анализу свойств солнечного ветра
[3.62], Паркер вычислил максимальное значение вращательного момен-
та, воздействующего на Солнце за счет расширения короны. При этом
он исходил из аналогичных интуитивных соображений о том, что плаз-
ма могла бы подвергаться жесткому вращению под влиянием магнитно-
го поля только в области, где плотность магнитной энергии выше, чем
плотность энергии расширяющейся плазмы, т.е. при г < гА,
Результаты анализа, проведенного выше, были впервые учтены
в количественных моделях коронального расширения Вебером и Дэви-
сом [3.40], Модисетте [3.63] и Алонсо-Фаусом [3.64]. Решение для
ыг(г), полученное Вебером и Дэвисом, уже было описано в разд. III.9.
Решение для и^(г) показано на рис. 3.21. Пунктиром иллюстрируется
приближение к предельному соотношению (3.41). Следует подчерк-
нуть, что корональная плазма в действительности не вращается жестко
с Солнцем вплоть до расстояния г = гА (равного в данном случае 24,3/§
Кумулятивный эффект нерадиальной магнитной силы для широкого ин-
тервала значений г, включая г > гЛ, приводит иф(г) к ее предельному
значению. Азимутальная компонента скорости , предсказываемая Ве-
бером и Дэвисом для г = 1 а.е., составляла всего ~1 км/с — гораздо
меньше значения—8 км/с, получаемого по данным наблюдений на кос-
мических аппаратах. При любых значениях г подавляющая часть мо-
мента количества движения в этой модели уносится магнитным полем.
Брандт и др. [3.42] рассмотрели нерадиальное течение, создавае-
мое магнитным полем, в модели, где возможно непосредственное ин-
тегрирование одножидкостного уравнения (модель Вебера и Дэвиса
опиралась на предположение о политропном расширении). Из получен-
ной зависимости иг(г) вытекало большее значение 1 - urA/ur,a отсюда
Динамика однородного расширения короны
117
1 I I i I I I 1 1 I 1 I 1 I I I I I I I 1 1 1 1 I 1 1 I I
О 50 100 150 200 250
ТЪлиоцентрическое расстояние, ге
Рис. 3.21. Азимутальная компонента скорости солнечного ветра,со-
здаваемая магнитным полем, согласно модели Вебера и Дэвиса [3.40].
и более эффективная передача плазме полного момента количества
движения. Азимутальная компонента скорости, ожидаемая из этой
модели для г = 1 а.е., была равна 2,5 км/с. Такое несоответствие
между двумя моделями, отличающимися лишь техникой решения энер-
гетического уравнения, свидетельствует о крайней чувствительности
решения иф(г) к виду иг(г). Использование других модификаций энер-
гетического уравнения (например, учет нагревательных механизмов
или модифицированной теплопроводности) может привести к дополни-
тельным существенным изменениям иф(г).
Вебер и Дэвис [3.48] также были первыми, кто рассмотрел влия-
ние силы вязкости на нерадиальное течение солнечного ветра. Для
стационарного сферически-симметричного течения закон сохранения
момента количества движения (3.35) можно выразить в общем виде:
Г Т'У г
тги —------— = L
Ф
nuf
где ТГф - гф-компонента полного тензора напряжений, a L - постоян-
ный полный момент количества движения. В дополнение к магнитно-
му напряжению #г#ф/4тт, использованному выше, вязкость добавляет
к этому тензору еще одну компоненту довольно сложной формы. В этой
общей формулировке задачи можно легко учесть другие компоненты,
такие, как, например, напряжение, обусловленное анизотропным тен-
зором давления. Вебер и Дэвис предполагали, что такое же решение
для иг(г) можно получить из описанной выше модели, где вязкость не
118
Глава III
учитывалась, при анизотропном тензоре давления. В этом тензоре отно-
шение давлений параллельно (Рц) и перпендикулярно (PJ магнитному
полю изменяется от 1 вблизи Солнца до 2 (наблюдаемое значение для
протонов солнечного ветра на орбите Земли) для больших г. Получен-
ные в [3.48] отношения ыф(г)/со(г) показаны на рис. 3.22 кривой, поме-
ченной символом V. Для сравнения приведено также полученное ра-
нее решение (N) без учета вязкости. Вязкая модель дает большие зна-
чения аф в интервале IOtq^: г <: 1 а.е. - эффект, непосредственно
приписываемый силе вязкости. Для г = 1 а. е. величина и^ = 6 км/ с.
Это значение гораздо больше, чем дает учет только магнитной силы,
но сравнимо с наблюдаемой величиной . Изменение знака отноше-
ния Uy (г)/иг на обратный непосредственно за орбитой Зем-
ли происходит за счет члена анизотропного давления.
Модель Вебера и Дэвиса показывает, какой вклад вносят сила вяз-
кости и анизотропия температур в нерадиальное течение солнечного
ветра. Детальную применимость модели можно подвергнуть сомнению
по двум причинам. Одножидкостное политропное расширение, играющее
основную роль в этой модели, дает для г = 1 а.е. температуру 2* 105 К
в четыре раза выше протонной температуры, наблюдаемой в спокойном
солнечном ветре. Поскольку классическая вязкость плазмы, исполь-
зуемая в модели, пропорциональна Т5/а, то сила вязкости (источник по-
вышенного значения иф) оказалась существенно завышенной. Тензор
полного давления (разд. III. 3), наблюдаемого вблизи орбиты Земли, не
Рис. 3.22. Азимутальная компонента скорости, создаваемая только
магнитным полем (N) и магнитным полем, вязкостью и анизотропией
давления (К) в модели Вебера и Дэвиса [3.48].
Динамика однородного расширения короны
119
является настолько анизотропным, как предполагается в этой модели
(и можно ожидать, что условие > Р|| будет выполняться за предела-
ми земной орбиты). Поэтому представляется вероятным, что эффект
анизотропии давлений также был переоценен.
Вольф и др. [3.44] включили вязкую и магнитную силы в уравне-
ние азимутального момента для двухжидкостной модели, которая уже
подробно обсуждалась в связи с энергетической проблемой (разд. III. 11,
III. 13 и III. 14). Вместо предположения Вебера и Дэвиса [3.48] о поли-
тропном законе расширения и в этом случае было проведено численное
интегрирование двухжидкостных энергетических уравнений, которое
привело к более приемлемой протонной температуре вблизи орбиты
Земли. Как и следовало ожидать, вблизи г = 1 а.е. сила вязкости умень-
шается, а для получается гораздо меньшее значение 1,5 км/с. Раз-
личие между этими двумя моделями показывает, что решение для иф(г)
крайне чувствительно к виду функций иг(г) и Тр(г).
Если из моделей, описанных выше, и можно сделать какое-нибудь
общее заключение, то оно, вероятно, сведется к тому, что все модели
дают нерадиальную компоненту скорости, которая существенно мень-
ше приведенной в табл. 3.1. Напомним, что наблюдаемое значение
<и>==8 км/с, используемое для сравнения с моделями, по-видимому,
не внушает особого доверия. Необходимо также иметь в виду, что мо-
дели коронального расширения, в которых рассматривались нерадиаль-
ные силы и течения, остаются в высшей степени идеализированными.
Шуберт и Колман [3.65] отметили, что альвеновские волны (разд. II.3
и III.8) могут уносить момент количества движения от Солнца и что
этот момент, по-видимому, передается плазме. Корональные и межпла-
нетные неоднородности могут также приводить к азимутальным напря-
жениям и движениям. Вязкость почти бесстолкновительной межпланет-
ной плазмы может существенно отличаться от ее классического зна-
чения, используемого здесь и в разд. III. 11. В свете известных экспе-
риментальных неопределенностей и теоретических идеализаций пред-
ставляется несколько преждевременным рассматривать различия меж-
ду моделями и наблюдениями как фундаментальную проблему.
III. 16. Испарительные модели расширения короны
После начала прямых наблюдений солнечного ветра спор относи-
тельно применимости моделей сверхзвукового или дозвукового расши-
рения в солнечной короне был решен в пользу сверхзвукового расши-
120
Глава III
рения. Поэтому использование испарительных моделей, как это делал
Чемберлен [1.11] для подкрепления своих аргументов в пользу дозвуко-
вого расширения (1.6), также представлялось нецелесообразным.
Таким образом, подобные модели частично утратили свою прив-
лекательность.
Однако с тех пор интерес к испарительным моделям расширения
вновь оживился. Предвестником этого стала работа Брандта и Касси-
нелли [3.66], которые сделали два уточнения модели Чемберлена. Пер-
вое из них касается применения Чемберленом единого времени столк-
новений (которым целесообразно пользоваться для частиц, движущихся
со средней тепловой скоростью) для определения критического уров-
ня, выше которого столкновения отсутствуют. Фактически речь идет
об ионах со скоростями выше средней тепловой, которым легче всего
преодолеть гравитационное притяжение Солнца. Эти ионы имеют боль-
шие времена столкновения и поэтому более низкий критический уро-
вень, чем ионы со средней тепловой скоростью. Если в модель коро-
ны с Г0 = 1,5* 106К включить такой параметр, как критический уро-
вень, зависящий от энергии частиц, то это приведет к повышению ожи-
даемой скорости расширения вблизи орбиты Земли с ~ 10 до 140 км/с.
Второе уточнение сводится к учету замкнутых силовых линий магнит-
ного поля, которое не позволяет частицам уходить из некоторых облас-
тей короны. Частицы, убегающие из других областей, сталкиваются
затем с частицами окружающей среды, плотность которой падает с рас-
стоянием быстрее, чем в случае, если бы вся корона была "открытой".
Если предположить, что половина короны "закрыта" при г = г0, то
ожидаемая скорость расширения для г = 1 а.е. возросла бы до 220 км/с
при той же температуре короны Т® = 1,5* 106К. Для Г0 = 2* 10бК и
различных профилей корональной плотности комбинация рассмотрен-
ных уточнений привела к моделям со следующими свойствами, ожидае-
мыми на орбите Земли:
Протонная плотность
Скорость расширения
Протонная температура
от 2,85 до 3,59 см-3
от 255 до 278 км/с
от 0,87 до 1,5- 105К
Эти цифры согласуются с данными наблюдений солнечного ветра при-
мерно в той же ст епени, как и параметры, ожидаемые из жидкостных
моделей Паркера. В результате Брандт и Кассинелли [3.66] пришли к
заключению, что "солнечный ветер, по- видимому, представляет со-
Динамика однородного расширения короны
121
бой естественное состояние короны и в своей основе не зависит от ме-
тода описания (например, магнитогидродинамическое описание в про-
тивоположность экзосферному и т.д.)".
Самого большого успеха в понимании испарительных моделей уда-
лось добиться в последнее время при пересмотре вопроса об электри-
ческом поле, возникающем при поляризации корональной плазмы
(разд. 1.6). Джокере [3.67] отметил, что и Чемберлен [1.11], и Брандт
иКассинелли [3.66] использовали классическое электрическое поле
Пеннекока - Росселанда, полученное в предположении о статическом
равновесии. Это электрическое поле не обеспечивает ни зарядовой
нейтральности, ни отсутствия суммарного потока заряда от Солнца
в расширяющейся атмосфере. Подходящее для расширения поле (в
смысле испарения частиц) нужно выводить из уравнения сохранения
движения (для случая нестатического равновесия, разд. IV.4). Джокере
получил решение связанных уравнений движения и сохранения заряда
при нескольких различных предположениях. В одном из них принима-
лось, что столкновения между электронами и протонами отсутствуют
выше уровня г0 = 2,5гф, где плотность и температура предполагались
равными nQ = 9* Ю5 см“3 и TQ = 1,32* 106К. Для орбиты Земли были
получены плотность 18 см“3 и скорость расширения 172 км/с. В трех
других моделях учитывались различия между временами столкновения
для электронов и протонов. Предполагалось, что электроны испытывают частые
столкновения (по существу гидростатический случай), и лишь протоны не под-
вержены столкновениям выше того же уровня г = 2,5 г® . Для г > 2,5 гg
принимались три различных профиля электронной температуры:
случай!: Те = 1,32* ЮвК при г < 9го>
Т « г-Ъ е при г > 9г©;
случай II: Т = 1,32* 106К при г < 9г0;
Ге« г-у’ при г >
случай III: Т = 1,32* ЮбК при г < 25г0,
т г— Ч 1 е “ г при г > 25г0.
В табл. 3.14 приведены параметры солнечного ветра на расстоя-
нии 1 а.е., полученные при трех различных предположениях. Резуль-
таты наглядно показывают, что испарительные модели, основанные
на разумных предположениях об условиях в короне, могут дать такие
же большие скорости расширения, какие получаются из решения урав-
нений для жидкостных моделей солнечного ветра.
122
Глава III
Холлвег [3.68] сконструировал испарительные модели расширения
короны, в которых предполагалось, что электроны испытывают частые
столкновения и являются изотермическими на всех гелиоцентрических
расстояниях. Протоны при этом рассматривались как жидкость на
гелиоцентрических расстояниях г < /у, но при г > /у их движение счи-
талось бесстолкновительным. Основное различие с моделью Джокерса
[3.67] состоит в том, что гу было принято большим, чем критический
радиус гс. Исходя из жидкостных параметров, даваемых для г = /у
основной двухжидкостной моделью, Холлвег проследил движение
Таблица 3.14
Ожидаемые параметры солнечного ветра для г = 1 а.е.
по данным испарительных моделей
Случай I Случай II Случай III
Плотность, СМ“3 14 12 11
Скорость расширения, км/с 288 288 322
Протонная температура,К 8,1- 104 6,7-104 5,6’104
ионов в области г > /у при наличии солнечного тяготения, радиально-
го магнитного поля и линейно-поляризованного электрического поля.
Для интервала Югф < /у < 20г@ и электронной температуры Те, близ-
кой к 106К, ожидаемая скорость солнечного ветра вблизи земной ор-
биты была выше 300 км/с, а протонная температура ~104К. Зги зна-
чения лучше согласуются с наблюдениями солнечного ветра, чем ожи-
даемые параметры из основных жидкостных моделей (табл. 3.5). При
дальнейшем анализе испарительных моделей [3.69] с учетом однород-
ного температурного градиента и спирального магнитного поля Холл-
вег [3.69] получил параметры, хуже согласующиеся с наблюдениями
солнечного ветра.
Какое место принадлежит этим улучшенным вариантам испари-
тельных моделей в нашей современной концепции коронального рас-
ширения и солнечного ветра? Эти модели действительно предсказыва-
ют такие параметры солнечного ветра, которые согласуются с наблю-
дениями не хуже, а в нескольких случаях даже лучше, чем для жидкост-
ных моделей. Однако в некоторых важных отношениях они расхо-
Динамика однородного расширения короны
123
дятся с наблюдениями. Самое сильное расхождение заключается в
анизотропии функции распределения протонов. При бесстолкновительном
расширении без магнитного поля разброс радиальных скоростей (эк-
вивалентных "радиальной температуре") относительно среднего зна-
чения изменяется весьма незначительно. Однако разброс нерадиаль-
ной скорости (эквивалентной "поперечной температуре") уменьшает-
ся как 1/г благодаря сохранению момента количества движения для
каждой частицы. Поэтому в межпланетном пространстве должна фор-
мироваться сильно анизотропная функция распределения. Джокере
[3.67] нашел, что вблизи орбиты Земли отношение К радиальной темпе-
ратуры к поперечной меняется в пределах от 1100 до 790 для трех
моделей, параметры которых приведены в табл. 3.14. В присутствии ра-
диального магнитного поля можно ожидать аналогичную анизотропию,
поскольку сохранение магнитного момента v£/B (где -нерадиальная
компонента скорости частицы) снова приводит к зависимости « 1/г.
Отсюда Холлвег [3.68] получил для орбиты Земли степень анизотропии
К « 50 (меньше, чем в модели Джокерса, поскольку в модели Холлвега
было принято, что на больших гелиоцентрических расстояниях прото-
ны не испытывают столкновений). Учет спирального магнитного поля
уменьшает степень анизотропии до~ 10* (даже меньше, чем в случае,
когда столкновения считаются существенными вплоть до расстояния
40гф) [3.69]. Наблюдения дают степень анизотропии протонов вблизи
орбиты Земли < К > « 2 [3.9]. Это означает, что какой-то процесс взаи-
модействия ограничил рост анизотропии, сохраняя тензор давления
почти изотропным, как это молчаливо предполагается в жидкостных
моделях.
Второе расхождение касается движения ионов другой массы и за-
ряда, чем у протона [3.70]. Ион Не++ обычно присутствует в солнеч-
ном ветре, причем обнаружено, что он движется почти с той же сред-
ней скоростью, что и протоны или ионы Н+ (разд. IV.2). Можно, одна-
ко, ожидать, что скорости испарения ионов с различным отношением
заряда к массе будут совершенно различны. Наблюдаемое приближен-
ное равенство средних скоростей ионов 1Н+ и 4Не++ в солнечном вет-
ре свидетельствует о том, что эти ионы сильно связаны каким-то
*Об уменьшении степени анизотропии в спиральном поле до К «10 см
см. также [3.89*]. - Прим, ред-
124
Глава III
механизмом взаимодействия и поэтому они участвуют в столкнове-
ниях. Способность жидкостных моделей предсказывать возмущения
солнечного ветра, подобные действительно наблюдаемым (гл. V и VI)/
также указывает на существование какого-то взаимодействия. По-види-
мому, ионы солнечного ветра действительно ведут себя скорее как
жидкость (т.е. коллективным образом), а не как бесстолкновительный
газ. Однако, несмотря на это, испарительные модели можно использо-
вать как отправные пункты в изучении возможных механизмов взаи-
модействия (таких, как плазменные неустойчивости) и их проявлений
в расширяющейся короне [3.71, 3.72].
Наконец, эти модификации моделей испарения* указывают путь
для решения существующего до сих пор парадокса, касающегося при-
менимости к короне сверхзвукового и дозвукового решений жидкост-
ных уравнений. Утверждение Чемберлена (1.6) о том, что подходящая
жидкостная модель должна соответствовать испарительному решению,
теперь при ретроспективном взгляде представляется правильным. Од-
нако испарительные модели, известные к моменту данного обсуждения,
были основаны на предположении об электрическом поле, соответствую-
щем статической атмосфере. Поэтому они не дают быстрого испари-
тельного расширения, которое, как теперь показано, может реализо-
ваться, если использовать правильное самосогласованное электриче-
ское поле.
*Сравнение кинетической, гидродинамической и "смешанной"
трактовки солнечного ветра дано недавно в [3.83*, 3.84*, 3.90 *-3.93*]. -
Прим. ред.
Глава IV
ХИМИЧЕСКИЙ СОСТАВ РАСШИРЯЮЩЕЙСЯ КОРОНЫ
И МЕЖПЛАНЕТНОЙ ПЛАЗМЫ
IV. 1. Введение
Химический состав межпланетной плазмы представляет интерес
не только как характеристика солнечного ветра, но и как возможный
индикатор химического состава внешних слоев Солнца. Лишь две из
ожидаемых химических компонент плазмы + ионы 1Н+ и 4Не++(где
при наших обозначениях левый индекс соответствует атомному мас-
совому числу, а правый - ионному заряду) — постоянно и в большом
количестве наблюдались в солнечном ветре. Эти наблюдения при-
вели нас к единственному заключению, касающемуся средней рас-
пространенности элементов в межпланетном пространстве: среднее
содержание гелия в солнечном ветре по числу атомов составляет
от 4 до 5%. Сравнение с содержанием гелия на Солнце свидетельст-
вует о том (но отнюдь не доказывает), что гелий вследствие коро-
нального расширения сконцентрирован в солнечной короне. Такое
разделение различных ионов, по-видимому, вызвано поляризацион-
ным электрическим полем корональной плазмы, как мы уже писали
об этом в разд. I. 6. Другие ионы, кроме 1Н+ и 4He++j можно реги-
стрировать современными детекторами плазмы лишь при благопри-
ятных (и редких) обстоятельствах. Тем не менее эти эпизодические
наблюдения уже принесли некоторые сведения о межпланетной рас-
пространенности 3Не, О, Si и Fe, а также о степени ионизации
О, Si и Fe. Даже эта скудная информация о степени ионизации
представляет большой интерес, поскольку она дает прямое указание
о температуре корональной области, из которой испускается наблю-
даемый солнечный ветер. Имеются также некоторые намеки на то,
что состояние ионизации межпланетной среды может слегка изме-
няться при взаимодействии с межзвездным газом и пылью. Отсюда
возникает возможность получать сведения о свойствах межзвезд-
ной среды по наблюдениям солнечного ветра.
Анализируя вопрос о химическом составе межпланетной среды,
мы подойдем к обсуждению основных данных о солнечном ветре
126
Глава IV
ближе, чем где-либо в другом месте данной монографии. Мы надеем-
ся убедить читателя в том, что возможности современных наблюде-
ний, а также пределы применимости получаемых при этом результа-
тов существенно ограничены. Ранее мы рассмотрели динамику коро-
нального расширения в общих чертах. Здесь будет проведен более де-
тальный анализ ее особенностей с учетом роли других составляющих,
кроме протонов и электронов, а также с привлечением результатов,
которые могут оказаться полезными для обсуждения связей меж-
ду содержанием гелия в фотосфере, короне и межпланетном прост-
ранстве. Поскольку наше понимание подобных обобщенных динами-
ческих моделей и их следствий остается довольно примитивным, то
обсуждаться будет только однородное расширение короны ( на основе
предположения о стационарном сферически-симметричном течении
плазмы). При этом будет дано не детальное, а скорее общее описа-
ние соответствующих физических процессов (в том же смысле, как и
при описании моделей Паркера в разд. I. 4).
IV. 2. Определение среднего содержания гелия
в солнечном ветре
Подавляющее большинство сведений о химическом составе сол-
нечного ветра было получено с помощью очень простой аппаратуры.
Детекторы плазмы, за единственным исключением, анализировали
поток частиц по распределению их энергии на единицу заряда. Потен-
циал, вызывающий отклонение частиц, позволяет разделить поток на
составляющие по их энергиям на единицу заряда. Например, на
рис. 4.1 показан поток положительных ионов, измеренный плазмен-
ным детектором "Маринера-2" (который регистрировал все частицы,
приходящие в пределах угла~6° относительно радиального направле-
ния), для ряда каналов, логарифмически разнесенных по шкале энер-
гий. Сверхзвуковой характер солнечного ветра приводит к узкому
пику потока для любого данного сорта ионов. Наличие двух отчетли-
вых пиков, как на рис. 4.1, меньший из которых соответствует вдвое
большей энергии, чем более высокий, было характерной чертой дан-
ных, полученных на "Маринере-2". Эти два пика приписывались ионам
1Н+ и 4Не++, движущимся с обычной средней скоростью. Ионы гелия в
этом случае должны иметь вдвое большую энергию, чем ионы водо-
рода, откуда и получается наблюдаемый спектр положительных ионов
[ 4.1 ]. Отметим, что заметного пика при энергии, в 4 раза превышающей
энергию первоначального пика, не было зарегистрировано, хотя сущее'
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 127
Р и с. 4.1. Типичный энергетический спектр положительных ионов
солнечного ветра по данным наблюдений на космическом аппарате
"Маринер-2" [ 4.1 ].
вования такого пика следовало ожидать за счет присутст-
вия ионов 4Не+ (в предположении об обычной скорости расширения).
Таким образом, ионов 4Не+в солнечном ветре, по-видимому, поч-
ти нет.
Существование подобных первичных и вторичных пиков в энер-
гетических спектрах ионов подтверждалось фактически каждым де-
тектором плазмы, проводившим измерения в солнечном ветре [4.1 -
4.8]* . Эти пики почти всегда приписывались ионам 1Н+ и 4Не++ -
в основном, конечно, потому, что эти частицы, как и следовало ожи-
дать, являются самыми распространенными сортами ионов в веще-
стве короны. Такое отождествление подтвердилось при анализе рас-
пределения амплитуд импульсов от электронного фотоумножителя
сигналов для двух пиков, зарегистрированных Бэймом и др. [ 4.9 ]
во время измерений на космическом аппарате "Вела-3". Одно из са-
мых последних доказательств в пользу принятой идентификации пиков
было получено Огилви и др. [ 4.7 ] с помощью системы детекторов
плазмы, установленных на космическом аппарате "Эксплорер-34".
Кроме обычного электростатического анализа, ионы солнечного вет-
ра в этом приборе подвергались воздействию скрещенных электри-
*Такие спектры обнаружены плазменными детекторами и на кос-
мических аппаратах [4.60*, 4.61*]. - Прим. ред.
128
Глава IV
Рис. 4.2. Типичные энергетические спектры (по данным измере-
ний на спутнике "Эксплорер-34") для ионов, у которых отношение
массы к заряду М/ Q = 1 или 2 а. е. м. за единицу электрического
заряда.
Спектр, соответствующий ионам 1Н+, показан крестиками; спектр,
соответствующий ионам 4Не++, - кружками [4.7].
ческого и магнитного полей. Это позволяло проводить дополнитель-
ный анализ распределения ионов по скоростям.
На рис. 4.2 приведены энергетические спектры, полученные из
анализа скоростей. Анализ проводился таким образом, чтобы в каж-
дый канал попали ионы с отношениями заряда к массе M/Q = 1 или
M/Q - 2 (в атомных единицах массы) на единицу электрического за-
ряда. В первичном спектральном пике поток ионов с M/Q = 2 (на-
пример, ионов 4Н++) находится на уровне аппаратурных шумов. Отсю-
да следует, что большинство ионов, образующих этот пик, имеют от-
ношение M/Q около 1, т.е. представляют собой ионы 1Н+. Во вторич-
ном спектральном пике поток ионов с М/Q = 1 (т.е. ионов 1Н+) на-
ходится на уровне шумов аппаратуры. Это означает, что большинство
ионов, создающих этот пик, имеют отношение М/ Q около 2, т.е. ве-
роятно, представляют собой ионы 4Не++(хотя нельзя со всей опреде-
ленностью исключить ионы 2Н+ и полностью ионизованные более тя-
желые ядра).
Как было показано, при M/Q = 2 (и в предположении, что вбли-
зи орбиты Земли скорости расширения для ионов 4Не++ и 1Н+ равны)
положение вторичного и первичного пиков в основном сохраняется.
На рис. 4.3 показано распределение отношений потоковых скоростей
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 129
0,90 0951,00105 №1,151,20
Отношение потркоеых
скоростей™и ’Н
Рис. 4.3. Распределе-
ние отношения потоковых
скоростей ионов 4Не++ и
1Н+, полученное из энерге-
тических спектров по изме-
рениям на космическом ап-
парате "Вела-3” [4.10].
Отношение плотностей
Рис. 4.4. Распределение отно-
шения плотностей гелия4Не++и
водорода 1Н+ по наблюдениям с
помощью спутника "Геос-1"
[4.8].
ионов 4Не++ и 1Н+, полученное из определения центров тяжести спек-
тральных пиков, измеренных на космическом аппарате ”Вела-3” [4.10].
В системе анализаторов, установленных на борту этого аппарата, было
использовано достаточное число узких, близко расположенных энерге-
тических каналов, чтобы определить среднюю скорость, соответству-
ющую данному спектральному пику, с точностью ~2%. Кривая рис. 4.3
указывает на то, что потоковые скорости гелия и водорода равны
между собой в пределах указанной точности. Огилви и Звэлли [ 4.11]
пришли к аналогичному выводу по данным наблюдений на "Эксплоре-
ре-34" (при этом были уверенно выделены два спектральных пика)*.
Относительное содержание гелия и водорода легко определяется
(по крайней мере в принципе) из энергетических спектров (таких, как
показаны на рис. 4.1 и 4.2) путем сравнения площадей под вторичным
и первичным спектральными пиками. На практике неточности в разре-
шении и изображении этих пиков ведут к ошибкам в определении пло-
*Недавно обнаружено [4.62*], что потоковая скорость а-частиц,
как правило, несколько больше, чем скорость протонов. - Прим. ред.
9 - 847
130
Глава IV
щадей или требуют дополнительных предположений при их сравнении.
Эти практические трудности становятся менее существенными по ме-
ре того, как аппаратура для измерений в космосе становится все бо-
лее совершенной. В последующем мы будем опираться на четыре груп-
пы опубликованных данных [4.1 , 4.8, 4.10, 4.12] , полученных при
длительных исследованиях содержания гелия в солнечном ветре. Как
установлено, наблюдаемое отношение плотностей h = ЛНе++Ан+ И3‘
меняется в шлроких пределах. На рис. 4.4 показано распределение А,
полученное по наблюдениям солнечного ветра с помощью спутника
"Геос-1" [4.8]. Среднее относительное содержание гелия (по сущест-
ву равное А, поскольку пНе+ « пНе++ ), полученное в каждом из не-
зависимых измерений, показано в табл. 4.1. Там же приведены соот-
ветствующие сведения об источнике и степени полноты данных, а так-
же о способах отбора данных и предположениях, привлекаемых для
их анализа. Все значения среднего относительного содержания гелия
находятся в интервале между 0,037 и 0,055, что свидетельствует о ра-
зумной совместимости данных независимых наблюдений. Небольшие
различия в значениях А, возможно, указывают на некоторую тенден-
цию этой величины к возрастанию. Хиршберг и др. [4.13} показали,
что эти различия в основном отражают увеличение частоты случаев
с необычно большими значениями А , вероятно,связанное с измене-
ниями солнечной активности (гл. VI). Содержание гелия может быть
также связано со скоростью плазмы [4.14] в период наблюдений*.
Таким образом, разумное и, по-видимому, надежно определенное зна-
чение среднего содержания гелия в солнечном ветре, вероятно, состав-
ляет от 4,0 до 4,5% (по числу частиц) по отношению к водороду.
Другой метод наблюдений, который дал некоторые сведения о
содержании гелия в межпланетном пространстве, сводится к захвату
ионов при их падении на алюминиевую фольгу, экспонированную в сол-
нечном ветре. Последующее исследование возвращенной фольги в ла-
боратории позволяет точно определить количество захваченного гелия
(или другого элемента) [ 4.15 — 4.17 ]. Преимущество этого метода
состоит в том, что он непосредственно дает меру содержания элемен-
та. Например, ионы 4Не+, присутствующие в межпланетном прост-
ранстве, будут захватываться и анализироваться вместе с ионами
4Не++. Его недостатком является трудность подготовки фольги к
экспозиции. Применение этого метода ограничилось экспонированием
*Последующие исследования [4.62* - 4.65*] в основном подтвер-
ждают это предположение. — Прим. ред.
Таблица 4.1
Данные о среднем содержании h гелия (по отношению к водороду) в солнечном ветре
Источник Временной интервал измерений <А> Число измерений Примечания
"Маринер-2" 29 авг. - 30 дек. 1962 г. 0,046 1213 Анализ только по энергиям на заряд; предположения относительно тем- пературы; при анализе использо- вано 10% данных; пример в пользу низкоскоростного солнечного ветра
"Вела-3" июль 1965 г. — июль 1967 г. 0,037 10314 Анализ только по энергиям на заряд; использовано 60% данных
"Эксплорер-34" 30 мая 1967 г. - 1 янв. 1968 г. 0,051 2705 Анализ по распределению энергии на заряд и по массам; использо- вано 5% данных; пример в пользу солнечного ветра высокой плот- ности
"Геос-2" дек. 1968 г. - март 1969 г. 0,055 1632 Анализ только по энергиям на за- ряд; предположения о температу- ре для 81% случаев
132
Глава IV
фольги во время пребывания американских космонавтов на поверхно-
сти Луны.
Использование фольги для захвата ионов позволяет определить
лишь среднюю (за время экспозиции) плотность потока гелия, по-
скольку захваченный водород невозможно отделить от остаточных за-
грязнений в фольге при возможных сейчас временах экспозиции. При
экспонировании фольги во время посадок на Луну экипажей косми-
ческих кораблей ’’Аполлон-!Г* и ”Аполлон-12” были зарегистрированы
[4.17] плотности потока гелия 6,2 и 8,1 • 106 см"2 *с"1 соответствен-
но. Исходя из плотности потока протонов в спокойном солнечном вет-
ре (табл. 3.2) и среднего относительного содержания гелия—4,5%,
получим ожидаемую среднюю плотность потока гелия 1,1 • 107 см-2, с ”1.
Приведенные выше значения находятся в разумном согласии с ожи-
данием, что усиливает наше доверие к точности основной цифры
4,5%, характеризующей содержание гелия в солнечном ветре. Одно-
временно с экспериментом, выполненным экипажем корабля ”Апол-
лон-12”, за время экспонирования фольги было проведено несколько
сеансов наблюдений на космическом аппарате ”Вела-5”. В этих на-
блюдениях был зарегистрирован почти постоянный поток протонов с
плотностью 1,9 • 108 см"2 • с-1 . Сравнивая результаты двух одновре-
менных экспериментов, получим относительное содержание гелия
~ 4,3% в превосходном согласии со средним значением, полученным
при длительных наблюдениях с помощью электростатических ана-
лизаторов. IV.
IV. 3. Сравнение содержания гелия на Солнце
и в межпланетном пространстве
Солнечное происхождение межпланетной плазмы позволяет пред-
положить, что между химическим составом внешних слоев Солнца и
солнечного ветра существует некоторая связь. Первым шагом для
проверки этой связи является сравнение данных о химическом соста-
ве солнечной атмосферы и межпланетной плазмы. К сожалению, со-
держание гелия - единственного элемента (кроме водорода), который
постоянно регистрируется в солнечном ветре, — определяется для
Солнца с трудом и фактически известно недостаточно точно. При тем-
пературе фотосферы ~ 6000 К невозможно определять содержание
элементов обычным спектроскопическим методом по линиям поглоще-
ния. Излучение гелия из хромосферы и протуберанцев доступно наблю-
дениям, однако интерпретация эти^с наблюдений усложняется возмож-
ными отклонениями от термодинамического равновесия и неоднород-
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 133
ностями в указанных областях. Унзольд пришел к заключению [ 4.18],
что интенсивности эмиссионных линий водорода и гелия соответствуют
отношению содержания гелия к водороду около 16%. Недавно Хираяма
[4.19] провел более тщательное исследование интенсивностей эмис-
сионных линий и получил для хромосферы содержание гелия
6,5 ± 1,5%.
Содержание гелия на Солнце в целом было также получено тремя
косвенными методами:
1. Модели внутреннего строения звезд дают соотношение масса-
светимость, которое зависит от содержания гелия в звезде. Примене-
ние этих моделей к Солнцу дает следующие отношения содержания
гелия к водороду (по числу частиц): 0,095 [ 4.20, 4.21 ], 0,0865 [ 4.22]
и от 0,077 до 0,087 [4.23]. Все эти значения относятся к внутренней
части Солнца и не применимы к его внешним слоям.
2. Как было установлено, содержание гелия по отношению к угле-
роду, азоту и кислороду в солнечных космических лучах является от-
носительно постоянным [4.24]. Сравнивая содержание гелия в косми-
ческих лучах по отношению к ионам углерода, азота и кислорода со
спектроскопическими значениями содержания этих элементов на
Солнце по отношению к водороду, ряд исследователей получили сле-
дующие значения содержания гелия по отношению к водороду:
0,09 [4.24, 4.25], 0,063 ± 0,015 [4.26] и 0,062 ± 0,008 [4.27]. Этот
метод основан на предположении, что в процессе ускорения солнеч-
ных космических лучей не происходит никакого разделения гелия и
водорода.
3. Содержание гелия на Солнце может быть непосредственно
связано с потоком солнечных нейтрино. Ибен [4.28] использовал верх-
ний предел потока солнечных нейтрино [4.29] и получил верхний пре-
дел содержания гелия на Солнце по отношению к водороду в интерва-
ле от 0,049 до 0,064. Эти значения и в данном случае относятся к
внутренней части Солнца.
Большинство этих значений содержания гелия на Солнце превы-
шает величину 0,045, полученную в разд. IV. 2 для солнечного ветра.
Содержание гелия, полученное из сравнения спектроскопических на-
блюдений и данных по космическим лучам, а также по наблюдениям
эмиссионных линий короны, имеет самое непосредственное отноше-
ние к внешним слоям Солнца; при этом соответствующие значения
на~50% выше, чем для солнечного ветра. Если цифры, полученные
для Солнца, принять в качестве номинальных значений, то придем к
выводу, что гелий в межпланетной плазме менее распространен, чем
в солнечной атмосфере. Вместе с тем следует иметь в виду раз ли-
134
Глава IV
чия между значениями, полученными разными способами для Солнца
в целом и его атмосферы. Неопределенности измерений и интерпре-
тации этих значений остаются сравнимыми с возможными различия-
ми содержания гелия на Солнце и в межпланетном пространстве.
IV. 4. Теоретические модели расширения короны,
содержащей гелий
До сих пор при обсуждении теоретических моделей коронального
расширения (гл. I. и III ) мы опирались на предположение о том, что
корональная и межпланетная плазма содержит только протоны и элек-
троны. Заинтересовавшись теперь химическим составом расширяю-
щейся плазмы, мы обобщим теорию для плазмы, содержащей и другие
ионы. Для простоты рассмотрим лишь случай, когда корона состоит
из полностью ионизованного водорода и гелия, т.е. из трех сортов
заряженных частиц - ионов 1Н+, 4Не++и электронов.
Рассмотрим установившееся радиальное сферически-симметрич-
ное движение коронального вещества. Уравнения сохранения массы
для каждого сорта частиц [аналогичные уравнению (3.1)] имеют пер-
вые интегралы, которые указывают на постоянство потока частиц
через любую сферическую поверхность, симметричную относительно
центра Солнца [как в уравнении (3.11)]. Уравнения движения для
трех компонент плазмы имеют вид
S d » m с«0
Т Г'"»"’'--------— + %^+Ср, (4.1)
4па т СМг)
4па/пиа— -----(Л кТ )-Р-—_+2naqE + Ca, (4.2)
dr dr а r2
du d nemeGMQ
--------------neqE + Ce, (4.3)
dr dr r
где индексы p, а и e относятся соответственно к ионам ’Н*, 4Не++
и электронам, a q есть величина заряда электрона. Члены С Са
и Се описывают перераспределение количества движения между
различными сортами частиц за счет столкновений. Всеми другими
силами, кроме сил давления и солнечного тяготения, мы пренебре-
гаем. Электрическое поле Е, как и в разд. 1.6, представляет собой
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 135
поле, возникающее при поляризации плазмы. Для каждого сорта ча-
стиц необходимо, кроме того, записать уравнение сохранения энер-
гии. Интегрирование такой системы уравнений сохранения массы, им-
пульса и энергии - это еще более трудная задача, чем описанная в
гл. III. В качестве разумного первого упрощения исключим уравне-
ния сохранения энергии, предполагая температуру известной или из-
меняющейся по политропному закону. При решении полученной систе-
мы уравнений были использованы три степени приближения.
В первом, весьма грубом приближении, которое тем не менее
позволяет выявить основные физические свойства решений, корона
считается статической [4.30]. Допустим, что содержание гелия всю-
ду существенно меньше, чем содержание водорода, так что гелий вы-
зывает лишь незначительное возмущение условий в протонно-элект-
ронной атмосфере. В случае изотермической короны при 7 = 7^ «
= Та = Т из условия гидростатического равновесия электронов и про-
тонов получаем
dnp npmpGMQ
0 =- кТ-------------+ паЕ ,
dr г2
(4.4)
(4.5)
поскольку члены С и Се , описывающие обмен импульсами, должны
равняться нулю, если течение плазмы отсутствует. Уравнения (4.4)
и (4.5) идентичны (1.29) и (1.30) из разд. 1.6 и при условии зарядовой
нейтральности дают величину электрического поля
£ = Wp .
2<7 г2
Подстановка (4.6) в (4.4) приводит к уравнению
,т S ’ npmpGMQ
к 1 — ----------,
dr 2 г2
которое имеет решение
/ GM^mp г - г0
пр(г) = Пр0«р - —-----------
I ZklrQ г
(4.6)
(4.7)
(4.8)
136
Глава IV
Подстановка того же электрического поля (4.6) в уравнение гидро-
статического равновесия для ионов 4Не++ [уравнение (4.2) при
“а = 0 и Са = 0 ] дает уравнение
^па па Шо GMq
kT-^=-3--------------, (4.9)
dr г2
которое имеет решение
/зСМфЩр г ~ го
ла н = лао ехР “-------- ------- ) к (4.10)
\ кТго r J
Таким образом, плотность гелия падает с расстоянием быстрее, чем
плотность водорода (их шкалы высот отличаются на множитель <Ч>).
Это приводит к уменьшению содержания гелия с высотой в атмосфе-
ре Солнца.
Более общие решения (с учетом плотности заряда ионов гелия
и переменной температуры) для статической короны были получены
Паркером [ 4.30]. Тем не менее приведенный выше простой пример
дает общее представление о взаимодействии между поляризацион-
ным электрическим полем и полем солнечного тяготения в создании
стратификации ионов с различными отношениями заряда к массе. Для
данного частного случая уравнения (4.7) и (4.9) показывают, что
электрическое поле компенсировало половину гравитационной силы,
действующей на ион 1Н+ , лишь одну четверть (в 4 раза большей)
гравитационной силы, действующей на ион 4Не++ . Таким образом,
более легкие ионы водорода испытывают комбинированное воздейст-
вие электростатической и гравитационной сил, которые вместе сос-
тавляют лишь */б суммы сил, действующих на ионы гелия, так что
ионы водорода по существу "всплывают" к вершине атмосферы.
На следующем уровне приближения учитывается движение коро-
ны, однако члены, описывающие обмен импульсами, по-прежнему при-
нимаются равными нулю: Ср = Са = Се = 0. Это приближение было
рассмотрено Йехом [4.31 ] при дополнительном предположении о по-
стоянных (но не обязательно равных) температурах для каждого
сорта частиц. При условии зарядовой нейтральности и в отсутствие
постоянного электрического тока (чтобы не создавать заряд на Солн-
це получим qrlp + 2дПа _ ЯПе = о, (4.11)
<;npup + 2<?па иа - дпеие= 0. (4.12)
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 137
Йех показал, что система уравнений (4.1) - (4.3), (4.11) и (4.12) име-
ет критическое решение, которое для всех трех сортов частиц дает
дозвуковые скорости при малых г. При больших г скорость для
ионов плавно переходит в сверхзвуковую. В табл. 4.2 приведено одно
из этих решений для относительных температур Та = 4Т и Те=2Т
которые находятся в разумном согласии с наблюдениями вблизи ор-
биты Земли (но, вероятно, нетипичны для короны). Постоянная про-
тонная температура была принята равной Тр= 3,52 • Ю6К (сравне-
ние с рис 1.2, где изображены изотермические решения Паркера). С
точки зрения настоящего обсуждения, самым важным результатом
Таблица 4,2
Свойства солнечного ветра на орбите Земли,
ожидаемые из трехжидкостной (ионы 1Н+, 4Не++ и электроны)
модели Йеха с 10%-ным содержанием гелия при г = гд
Скорость течения водорода 1363 км/ с
Скорость течения гелия 1054 км/ с
Скорость течения электронов 1337 км/ с
Отношение плотностей гелия и водорода 0,452
модели Йеха является то, что отношение h (г ) = па (г)/пр(г)9 пред-
положительно равное 0,1 при г = , уменьшается до 0,0452 при
г «= 1 а. е. Подобное изменение содержания гелия с гелиоцентриче-
ским расстоянием является следствием такого же наложения элект-
ростатической и гравитационной сил, как и в статической модели,
описанной выше. Отметим, однако, что скорости расширения для
ионов 4Не++ и 1Н+при г = 1 а.е. отличаются в данном случае на
25%. Это следствие модели противоречит наблюдаемому равенству
скоростей расширения для гелия и водорода (см. рис. 4.3).
На третьем уровне приближения, на котором проводилось изу-
чение проблемы, учитывались члены Ср и , описывающие обмен
импульсами и соответствующие кулоновским столкновениям между
ионами 4Не++ и ’Н+ [ 4.32, 4.33]:
138
Глава IV
где
ф(%)-Хф'(%)
G (%) = -----------
2х2
есть фукция ошибок (интеграл вероятностей). Полученная система бы-
ла решена Гейсом и др. [ 4.33]. Они вернулись к упрощаещему предпо-
ложению о том, что плотность гелия всюду достаточно мала, чтобы
условие зарядовой нейтральности распространялось лишь на протоны
и электроны, а столкновительные члены в уравнениях импульса (4.1)
и (4.3) для протонов и электронов пренебрежимо малы. Таким обра-
зом, требования зарядовой нейтральности и отсутствия токов сво-
дятся просто к приближенным равенствам пе ~ пр и ие~ ир. Как и в
статическом случае, вычитая уравнение сохранения импульса для
протонов из соответствующего уравнения для электронов, получим
электрическое поле
Член up(dup/dr) описывает изменение поляризационного поля, связан-
ного скорее с динамическим, чем со статическим характером моде-
ли. Этот член является положительным, так что поле при расширении
усиливается. Сложение (4.1) и (4.3) позволяет исключить Е и дает
обычное уравнение движения
dup d птСМ®
пти ----=-----{пк[Т -----------------. (4.14)
dr dr е р г2
Гейс и др. [4.33] допускали политропный закон расширения и
использовали полученные решения уравнения (4.14) для определения
электрического поля (4.13). Включение этого поля в уравнение дви-
жения для гелия и предположение о том же политропном законе рас-
ширения (Та = Тр) сводили в этом случае проблему движения гелия
к решению уравнения (4.2) - стандартного уравнения движения с до-
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 139
полнительной объемной силой 2 па qE и столкновительным членом Са .
Решения для солнечного ветра, проходящие через критическую точку,
были получены численным интегрированием. Из-за столкновительно-
го члена Са скорость расширения для гелия иа (г) зависит от пото-
ка протонов 1р = 4тгпр Up г2 .
На рис. 4.5 показано одно из решений Гейса и др. [ 4.33] для ско-
ростей расширения ионов 4Не++ и 1Н+ в короне с показателем по-
литропы а = 1,1 и Тр(г0) = 106К. Поток протонов в решении для
ионов 4Не++ составляет 8,25* 1035 с“1 (это соответствует приемле-
мой плотности потока протонов 3 • 10 8 см~2 • с“1 при г = 1 а. е.). Как
уже отмечалось, ионы гелия подвергаются действию меньшей элект-
ростатической силы (направленной от Солнца), чем протоны, поэтому
первые ускоряются медленнее последних. В случае протонных пото-
ков меньшей интенсивности разница двух скоростей расширения боль-
ше. При а = 1,1 на больших гелиоцентрических расстояниях скорость
течения для гелия оказывается гораздо ниже, чем для водорода. Од-
нако столкновительный член весьма чувствителен к температуре, а
отсюда и к величине а . Если принять а > 1,33 при большому (или
выбрать протонную температуру, падающую быстрее, чем то
скорость потока гелия будет приближаться к скорости потока водоро-
да при г—» оо . Например, при а = 1,4 ( Т « г “°'8) разница скоростей
расширения для г = 1 а.е. составляет всего 20%. Гейс и др. [4.33]
считают, что решение, в котором используются значения а около 1
для малого г и а > 1,33 для большого г, может быть подходящей
Гелиоцентрическое расстояние, г9
Р и с. 4.5. Ожидаемые скорости расширения (г) для ионов Не++
и и (г) для ионов Н+ согласно модели коронального расширения
₽ Гейса и др. [ 4.33].
140
Глава IV
Гелиоцентрическое расстояние, ге
Рис. 4.6. Относительное содержание гелия как функция гелиоцент-
рического расстояния при скоростях распространения, показанных на
рис. 4.5, и в предположении, что скорости потоков гелия и водорода
становятся приблизительно равными при г = 1 а. е., где наблюдаемое
отношение их потоков близко к 0,05 [ 4.33, 4.34].
моделью коронального расширения, которая даст почти равные ско-
рости расширения для гелия и водорода в общем согласии с наблю-
дениями для г = 1 а. е.
Постоянство потоков гелия паиаг2 и водорода прирг2 приводит
к соотношению
па ( г ) ир ( г )
А(г)=——= ---------- Л(г0), (4.15)
Пр (г ) иа ( г )
где г0 - некоторое фиксированное расстояние отсчета. Согласно
рис. 4.5, отношение ир (г )/иа (г ) уменьшается при удалении от Солн-
ца. Отсюда с учетом (4.15) получим, что h падает с расстоянием в
области Г0 < г 4г0. Если предположить, что скорости расшире-
ния гелия и водорода становятся приблизительно равными при
г = 1 а. е., и использовать h (rQ ) = 0,05 в межпланетном простран-
стве, то h (г ) будет изменяться с гелиоцентрическим расстоянием
так, как показано на рис. 4.6. Для г & Зт^ относительное содержание
гелия превышает 0,10, а при г = г® его содержание становится
очень большим. В действительности предположение о малых плот-
ностях заряда для ионов 4Не++ несправедливо вблизи г = г0 . Тем
не менее эти решения показывают, что разделение ионов с различ-
ными отношениями заряда к массе происходит при корональном рас-
ширении даже в том случае, когда ионы испытывают кулоновские
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 141
столкновения. Как и в первых двух приближениях, было установлено, иго со-
держание гелия является убывающей функцией гелиоцентрического расстояния.
Остается не вполне ясным, пригоден ли столкновительный член,
используемый в модели Гейса и др., для объяснения почти точного
равенства скоростей потоков гелия и водорода, которое действительно
наблюдается в солнечном ветре. Далее, было обнаружено, что относи-
тельное содержание гелия не зависит от потока протонов [ 4.14]. По-
этому можно подозревать, что нестолкновительные процессы, подоб-
ные рассмотренным при обсуждении обмена энергией между электро-
нами и протонами (разд. III . 12), дают вклад в обмен импульсами между
ионами 4Не++ и 1Н+. В результате член, описывающий это взаимо-
действие, становится больше значения С, используемого Гейсом
и др. Уменьшение содержания гелия с гелиоцентрическим расстояни-
ем, ожидаемое во всех приближениях, описанных выше, происходило
бы тогда лишь при условии, что такие взаимодействия являются не-
существенными в нижней короне. Связь между химическим составом
короны и солнечного ветра (и кажущаяся способность моделей, опи-
санных выше, примирить наблюдаемые значения содержания гелия в солнеч-
ном ветре и на Солнце) зависит от таких неизвестных физических процессов. IV.
IV. 5. Связь между содержанием гелия
в фотосфере и короне
Теоретические модели, описанные в разд. IV. 4, можно применять
только к короне и межпланетному пространству, т.е. к области, на-
ходящейся выше уровня максимальной температуры короны. Они со-
вершенно не применимы к слоям солнечной атмосферы, расположенным
ниже температурного максимума, т. е. к солнечной хромосфере и пере-
реходной зоне, где температура изменяется от значения -Ч) ООО К в
фотосфере до~106 К в короне. Хромосфера и переходная зона отли-
чаются от короны в двух отношениях, важных для обсуждения хими-
ческого состава. Можно ожидать, что движения плазмы являются
исключительно дозвуковыми, при этом должен существовать очень
большой градиент температуры, направленный внутрь. Эти два усло-
вия означают, что диффузионные процессы будут играть главную роль
в определении структуры и химического состава атмосферы Солнца.
Любая попытка связать химический состав короны и межпланетной
среды, определенный на основании моделей разд. IV. 4, со спектро-
скопическими данными о составе солнечной атмосферы требует рас-
смотрения диффузии в хромосфере и переходной зоне.
142
Глава IV
Этот вопрос обсуждался несколькими авторами. Джокипи [4.35]
полечил численные решения уравнений сохранения массы для водоро-
да и гелия с учетом диффузии при заданном температурном профиле.
При этом не учитывались никакие магнитные эффекты, неоднород-
ности, турбулентности и изменения состояния ионизации. Полученное
относительное содержание гелия h (г ) увеличилось с г в пределах
переходной зоны, достигало максимального значения в нижней короне,
а затем падало с ростом гелиоцентрического расстояния. Джокипи
считал, что турбулентное перемешивание в хромосфере и переходной
зоне может установить различия в составе фотосферы и нижней ко-
роны. При этом h (г ) будет монотонно уменьшаться от предполага-
емого значения 0,1 в фотосфере до наблюдаемого значения 0,05 в
межпланетном пространстве.
Де Лаше [4.36] рассмотрел диффузию небольших количеств не-
скольких сортов ионов в переходной зоне, структура которой опреде-
ляется динамикой протонов и электронов . И в этом случае было най-
дено, что относительное содержание различных элементов (по отно-
шению к водороду) растет с высотой. Накада [4.37] рассмотрел диф-
фузию нескольких сортов ионов в статической атмосфере выше уров-
ня, где Т = 105 К (т. е. в переходной зоне). В предположении, что
взаимодействие между частицами происходит в основном за счет ку-
лоновских столкновений, были записаны уравнения многокомпонент-
ной диффузии для произвольных (не обязательно малых) концентра-
ций этих ионов. Численное интегрирование привело к теперь уже обыч-
ному результату — возрастанию относительного содержания всех
элементов тяжелее водорода.
Детали этих диффузионных моделей выходят за рамки нашего
обсуждения. Все они (в отсутствие турбулентного перемешивания)
предсказывают подобное повышение содержания гелия и более тя-
желых элементов в области высот между фотосферой и нижней коро-
ной. Физический смысл этого результата очевиден и фактически
был ясен уже из общих свойств статической атмосферы [4.38]. При
наличии большого градиента температуры, направленного внутрь, бо-
лее легкие ионы водорода диффундируют из горячей области быстрее,
чем более тяжелые ионы. При этом возникает равновесное состояние,
в котором тяжелые ионы концентрируются в более горячей области
атмосферы. Однако далеко не очевидно, могут ли такие идеализиро-
ванные диффузионные модели дать количественное описание реаль-
ной солнечной атмосферы. Хорошо известно, что солнечная хромос-
фера и переходная зона неоднородны и пронизаны магнитным полем
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 143
сложной структуры. Намагниченность плазмы, по-видимому, оказыва-
ет сильное воздействие на структуру поля температур в этих слоях
атмосферы. Можно также ожидать, что магнитные поля оказывают
сильное влияние на процессы диффузии частиц, характерные для опи-
санных моделей. В хромосфере наблюдаются также массовые движе-
ния. Это означает, что турбулентное перемешивание в хромосфе-
ре и переходной зоне может играть существенную роль. Учитывая
эти трудности, следует с большой осторожностью применять выводы
простых диффузионных моделей к реальной солнечной атмосфере.
IV. 6. Общие выводы о химическом составе
расширяющейся солнечной атмосферы
Если объединить предсказания двух классов теоретических моде-
лей, описанных в разд. IV. 4 и IV. 5, то получим общую картину со-
держания гелия во внешних слоях Солнца, показанную на рис. 4,7
[4.39]. Гелий накапливается в короне благодаря преимущественной
утечке водорода (эффект комбинации электростатической и гравита-
ционной сил) в процессе коронального расширения. Поскольку диффу-
зия гелия обратно в фотосферу менее эффективна, чем диффузия
водорода, то в устойчивом равновесном состоянии концентрация ге-
лия в короне должна быть выше, чем в фотосфере.
Хотя эта картина правдоподобна, ее обоснованность остается в
значительной степени недоказанной. Тенденция гелия к накоплению
в нижних слоях расширяющейся короны может быть подавлена любым
Гелиоцентрическое расстояние
Рис. 4.7. Относительное содержание гелия во внешних слоях Солн-
ца согласно моделям, описанным в разд. IV. 4 и IV. 5 [ 4.39].
1 - накопление гелия в короне за счет ее расширения, не нарушае-
мое обратной медленной диффузией гелия в фотосферу; 2 — область
значений от 0,06 до 0,09, полученная для фотосферы; 3 - область
значений от 0,04 до 0,05, наблюдаемых вблизи земной отбиты.
144
Глава IV
сильным нестолкновительным процессом обмена импульсами между ионами
гелия и водорода. Состояние диффузионного равновесия будет ко*
репным образом изменяться при наличии турбулентного перемеши-
вания. Поскольку содержание гелия было точно определено лишь в
межпланетном пространстве и в хромосфере, то современные наблю-
дения не дают никакой возможности проверить эту картину. Можно
найти лишь одно косвенное доказательство крайне высокое содержа-
ние гелия в возмущенных областях солнечного ветра, связанных с
солнечными вспышками (гл. VI ), дает веские основания предполагать,
что гелий сконцентрирован где-то в наружной части атмосферы Солн-
ца. Несмотря на этот косвенный аргумент в пользу нашего общего
вывода, связь между содержанием элементов в фотосфере, короне и
межпланетном пространстве остается интересной и важной нерешен-
ной проблемой.
IV. 7. Наблюдения других ионов в солнечном ветре,
кроме ’Н+ и 4Не++
Имеется много наблюдательных данных (рис. 4.3), свидетель-
ствующих о том, что ионы 1Н+ и 4Не++ в межпланетной плазме вы-
нуждены двигаться с очень близкими (почти равными) средними ско-
ростями. Если предположить, что другие положительные ионы также
подчиняются этой общей закономерности, то присутствие ионов с
массой Мтр и зарядом Qq (где тр - масса протона и q - величи-
на заряда электрона) привело бы к появлению пика в спектрах сол-
нечного ветра, расположенного при энергии в М/Q раз большей, чем
у первичного спектрального пика ионов ’Н*. Обнаружение любого из
таких ионов было бы трудной задачей по двум причинам.
Можно ожидать, что потоки всех ионов, кроме 1Н+ и 4Не++, бу-
дут низкими из-за малого относительного содержания других элемен-
тов и их изотопов, а также благодаря почти полной ионизации 4Не при
корональных температурах. Кроме того, спектральные пики, создавае-
мые ионами с близкими значениями М/Q , будут лежать близко друг
к Другу и могут быть разрешены электростатическими анализатора-
ми только в том случае, если все такие пики являются узкими, т. е.
если ионные температуры достаточно низки. Из-за этих трудностей
было проведено очень мало наблюдений таких ионов в солнечном
ветре. При редкой комбинации благоприятных условий — большого
потока солнечного ветра и низких ионных температур - в энергети-
ческих спектрах солнечного ветра были предположительно отождест-
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 145
влены однократно ионизованный 4Не , а также ионы 3Не, 160, 28Si
и 56Fe. В фольге, экспонированной в солнечном ветре, были обна-
ружены захваченные изотопы 3Не и 20Ne. Ниже дан обзор этих
наблюдений и соответствующих выводов, касающихся химического и
ионного состава межпланетной плазмы.
На рис. 4.8 показаны результаты наблюдений положительных
ионов на космическом аппарате "Вела-3", которые позволили впер-
вые отождествить в солнечном ветре другие ионы, кроме 1Н+ и
4Не++ [ 4.9]. Приведены два спектра, обозначенные "A-счет" и
"С-счет". Они соответствуют числу импульсов электронного умножи-
теля, накопленных в течение одного и того же интервала измерений,
чно при различных пороговых амплитудах импульса. В спектре
С-счета появляются лишь очень большие импульсы, тогда как в спект-
ре - A-счета появляются почти все импульсы. Сравнение двух уров-
ней счета в данном энергетическом канале позволяет провести гру-
бый амплитудный анализ импульсов, который окажется полезным в
качестве дополнительной информации при идентификации возможных
сортов ионов.
Первичный спектральный пик, соответствующий иону 1Н+ , появ-
ляется на рис. 4.8 при энергии на единицу заряда^0,8 кВ. Его амп-
литуда в спектре С-счета составляет лишь~10”3 от амплитуды пи-
ка в спектре A-счета. Это показывает, что ионы 1Н+ дают очень
мало импульсов, способных превысить С-порог. Подобное отношение
наблюдается для первичного спектрального пика, когда изменяющие-
Р и с. 4.8. Энергетические спектры, полученные при двух различ-
ных порогах скорости счета по измерениям на космическом аппара-
те "Вела-3" [4.9].
Идентификация сортов ионов, вызывающих различные спектральные
пики, обсуждается в тексте.
10 - 847
146
Глава IV
ся условия в солнечном ветре сдвигают его в другие энергетические
каналы. Вторичный спектральный пик, соответствующий иону 4Не++,
появляется , как и следовало ожидать, вблизи энергии 1,6 кВ. Уровень
С-счета для этого пика составляет~ 10“1 от уровня А-счета.
Ионы 4Не++ при данной энергии на единицу заряда имеют большую
энергию, чем ионы 1Н+ , и поэтому создают большие импульсы в элек-
тронном умножителе и больший С-счет. На рис. 4.8 можно различить
и другие отчетливые пики. Отношения М/ Q , определенные по распо-
ложению пиков, и ориентировочные значения Л/, полученные из отношения
A-счета к Осчету, позволили отождествить следующие спектральные пики:
1. Небольшой спектральный пик при энергии 1,2 кВ, по-видимому,
принадлежит иону с М/Q = 3/2. Это значение М/Q может соответ-
ствовать только иону 3Н++. Отношение A-счета к С-счету равно^10”1
что согласуется с массой иона, близкой к массе для пика ионов 4Не++
Бэйм и др. [ 4.9 ] показали, что во время этих наблюдений содержание
3Не по отношению к 4Не составляло 10~3. Разрешение спектраль-
ного пика 3Не++ явно требует, чтобы соседние пики 1Н+ и 4Не++ бы-
ли очень узкими (или чтобы температура была очень низкой).
2. Отчетливый спектральный пик имеется при энергии около 2,1 кВ
Этот пик, по-видимому, свидетельствует о присутствии ионов с M/Q
около 2,6. Отношение A-счета к С-счету для этого пика составляет
всего~0,3, что указывает на присутствие ионов элемента тяжелее
гелия (если исключить возможность того, что меньший из пиков обра-
зован за счет какой-то аномалии в функции распределения 4Не++).
Наиболее распространенными из таких элементов являются 16О, 12С,
20Ne, и 14N, так что источниками пика при M/Q = 2,6 могут быть
ионы 16О+б, 12С+5, l4N+5 и 20Ne+8. Положение этой особенности
спектра (это наиболее часто наблюдаемый пик среди пиков для дру-
гих ионов, кроме 1Н+ и 4Не++) при различных условиях в солнечном
ветре, по-видимому, лучше всего соответствует иону 16О+б. Поэто-
му Бэйм и др. [4.9] предложили считать этот сорт ионов третьим
наиболее распространенным элементом в солнечном ветре. Этот ре-
зультат находится в согласии (и, возможно, частично обусловлен) с
измеренным содержанием на Солнце элементов О, С, N и Ne. Отме-
тим, что никакого спектрального пика при энергии, соответствующей
иону 16О+7, различить невозможно, тогда как при энергии, соответ-
ствующей иону 16О+5, имеется очень слабый пик. Таким образом,
подавляющая часть кислорода в солнечном ветре находится в ионизи-
рованном состоянии с зарядом до + 6q.
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 147
Содержание кислорода 160 в межпланетном пространстве, полу-
ченное по данным рис. 4.8, составляет 0,04 от содержания 4Не. Ча-
сом позже наблюдалось значение 0,015. Подобные значения были
получены и в других случаях, что указывает на сильную изменчивость
содержания кислорода в солнечном ветре. Было установлено, что
состояние ионизации кислорода в общем соответствует показанному
на рис. 4.8, однако ионов 16О+5 (если они присутствуют вообще)
гораздо меньше, чем ионов 16О+6, а последних обычно больше, чем
ионов 16О+7. Это фактически соответствует состоянию ионизации,
ожидаемому при температуре в короне от 1 до 2 * 106 К, а не ожи-
даемому состоянию при температуре электронов^Ю5 К, наблюдаемой
в межпланетном пространстве. Связь между "температурами
ионизационного состояния" и условиями в короне и межпланетном
пространстве будет рассмотрена в разд. IV. 8. В некоторых случаях
наблюдаемое содержание ионов 16О+7 оказывалось больше, чем со-
держание ионов 16О+6, что указывает на еще более высокую "темпе-
ратуру ионизации".
3. Другой отчетливый пик наблюдается при энергии ^3,2 кВ, что
соответствует M/Q9 равному ^4. Этот пик может быть образован
несколькими сортами ионов, например 4Не+? 16о+4 или 12С+3. Одна-
ко отношение A-счета к С-счету равно^10”1, что близко к отноше-
нию для пика 4Не++, но противоречит отношению для пика сЛ//() = 2,6,
который был предположительно идентифицирован с более тяжелыми
ионами кислорода. Это побудило авторов [ 4.9 ] приписать пик с
М/ Q = 4 ионам 4Не+ при отношении плотностей 4Не+ и 4Не++ око-
ло 3* 10“3. Отсутствие особенности спектра с М/ Q = 4 в другие
периоды измерений соответствует еще более низкому отношению
4Не+/4Не++ и вновь иллюстрирует изменчивость содержания ионов
в солнечном ветре. Можно предложить другие идентификации сор-
тов ионов, образующих эту особенность спектра [ 4.40, 4.41 ]; об-
суждение этих возможностей содержится в обзоре Бэйма [4.42].
Некоторые небольшие особенности спектра можно различить
за пределами пика M/Q = 4, однако наблюдаемые потоки лишь не-
значительно превышают средний уровень аппаратурных шумов (пока-
занный на рис. 4.8 пунктирной линией), так что реальность каких-ли-
бо пиков в этой области энергий остается под вопросом. В после-
дующих наблюдениях с помощью системы электростатических анали-
заторов, установленных на космическом аппарате "Вела-5", было
использовано более высокое разрешение (более тесно расположен-
148
Глава IV
Энергия на единицу заряда, В
Рис. 4.9. Энергетический спектр ионов по наблюдениям на косми-
ческом аппарате "Вела-5" [4.43].
Идентификация сортов ионов, образующих различные спектральные
пики, обсуждается в тексте.
ные энергетические каналы) и более высокая чувствительность де-
текторов. Это позволило обнаружить еще несколько пиков спектра в
области энергий выше 1 кВ. На рис. 4.9 прведены данные, получен-
ные этой системой детекторов для моментов времени, когда первич-
ный (1Н+) и вторичный (4Не++) пики (наблюдаемые второй системой
анализаторов , перекрывающих область более низких энергий) нахо-
дились в точках 445 и 890 В [ 4.43]. По меньшей мере восемь до-
полнительных пиков можно различить на рис. 4.9. Идентификация
сортов ионов, ответственных за эти особенности спектра, была пред-
ложена в [ 4.43] при обычном предположении, что все ионы имели
одну и ту же скорость расширения. В этом случае спектральный
пик при энергии 1180 В соответствует М/Q = 2,65 и представляет
собой ту же особенность, которая приписывалась иону 16О+б по дан-
ным наблюдений на космическом аппарате "Вела-3". Идентификация
остальных пиков опирается на предполагаемые значения М/ Q и ожи-
даемое содержание элементов в солнечной плазме.
4. Два очень острых спектральных пика при энергиях 1260 и
1430 кВ, по-видимому, образованы ионами 28Si+9 и 28Si+8 (хотя
пики, образуемые ионами серы, должны лежать поблизости и могут
мешать идентификации). Ожидаемая кривая состояния ионизации
для кремния при нескольких корональных температурах показана на
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 149
рис. 4.9. Относительные высоты двух пиков, предположительно при-
писываемых кремнию, соответствуют ионизационной температуре меж-
ду 1,5 и 1,75* 10Б К. В этом случае третий спектральный пик следует
ожидать при энергии~1700 кВ. Такого пика в данных не обнаружива-
ется, однако его отсутствие можно объяснить неудачным расположе-
нием просвета между энергетическими каналами.
5. Пять пиков в области от 1800 до 3000 В находятся на шкале
энергий в местах, соответствующих ионам 56ре+13 и 56Fe+8. Такие
отождествления весьма правдоподобны из-за повышенного содержа-
ния железа (по космическим или солнечным масштабам) по отноше-
нию к другим элементам. Это, по-видимому, приводит к образованию
ионов с соответствующими значениями М/ Q при ионизационных тем-
пературах, полученных из наблюдений кислорода и кремния. Ожида-
емая кривая состояния ионизации для железа приведена на рис. 4.9.
Относительные высоты наблюдаемых пиков и в этом случае не про-
тиворечат ионизационной температуре между 1,5 и 1,75’ 106К. Сум-
марный поток ионов железа в этих пяти спектральных пиках дает его
содержание по отношению к 16О около 0,17. Это значение согласует-
ся с содержанием железа как в короне, так и в фотосфере (послед-
нее было недавно пересмотрено) [4.44, 4.45].
Обсуждение спектров, приведенных выше, подводит итог нашим
современным представлениям об ионном составе межпланетной плаз-
мы. Ограниченность наблюдательных данных совершенно очевидна.
Идентификация сортов ионов только по их энергии на единицу заряда
должна всегда вызывать некоторое сомнение, поскольку она неиз-
бежно несет на себе отпечаток наших предварительных знаний о ве-
роятном элементарном составе солнечного вещества наблюдения
других ионов, кроме 1Н+ и 4Не++ , невозможно проводить система-
тически, а данные измерений , описанные выше, не могут служить ти-
пичным образцом химического состава солнечного ветра. Тем не ме-
нее эти измерения отличаются совершенством и внутренней непроти-
воречивостью. Даже те, кто мало интересуется деталями спутниковой
аппаратуры, должны признать изящество четкого разрешения пяти
близко расположенных спектральных пиков (приписываемых железу)
на рис. 4.9. Внутренне непротиворечивый вывод из этих наблюдений
состоит в том, что температура ионизации несколько превышает
1,5 • 106 К. Отсюда непосредственно следует, что состояние иониза-
ции межпланетной среды отражает физическое состояние плазмы в
атмосфере Солнца, лишь незначительно измененное при переходе от
Солнца к орбите Земли (см. разд. IV. 8).
150
Глава IV
К описанным данным можно добавить два результата, касающие-
ся присутствия в межпланетном пространстве ионов 3Не и 20Ne.
Эти результаты были получены [4.17] уже описанным в разд. IV. 2
методом захвата ионов при экспонировании фольги в солнечном ветре
в период пребывания на Луне экипажей космических кораблей
”Аполлон-1 Г’ и ”Аполлон-12”. Средние отношения потока 3Не к пото-
ку 4Не в этих экспозициях оказались равными соответственно
5,4 • Ю“4 и 4,1 • 10 "4. Такие значения находятся в разумном согла-
сии с теми, которые были получены из спектров рис. 4.8, измеренных
на космическом аппарате "Вела-3". Средний поток 20Ne в обоих
случаях экспонирования фольги оказался близким к 1,3* 104 см“2- ст1,
что дает отношения потоков 4Не и 20Ne соответственно 430 и 620.
Состояние ионизации неона в этих наблюдениях определить не удалось.
IV. 8. Состояние ионизации расширяющейся
корональной плазмы
До сих пор при обсуждении теоретических вопросов мы всюду
записывали уравнение сохранения потока частиц при непрерывном
сферически-симметричном расширении короны в виде
1 d ,
—------------------------(п.и. г2) = 0, (4.16)
г2 dr ‘
гДе л. и - плотность и радиальная скорость расширения i -й
компоненты плазмы. Более общая форма этого закона сохранения
такова:
----— (п.и. г2) = 2(г ), (4.17)
г2 dr
где £ (г) - функция источника для i -й компоненты в единицах
i
см“3 • с”1. Эту функцию можно положить равной нулю при обсужде-
нии расширения короны, состоящей либо из водорода, либо из водо-
рода и гелия, поскольку можно считать, что оба эти элемента по
существу полностью ионизованы при электронных температурах
выше 2 • 10 5 К, т. е. в переходной зоне, короне и почти во всем меж-
планетном пространстве внутри земной отбиты. Однако при обсужде-
нии расширения короны, включающей частично ионизованные элемен-
ты, необходимо пользоваться обобщенным законом сохранения (4.17)
и в явной форме учитывать процессы ионизации и рекомбинации.
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 151
Рассмотрим ион X1 (с зарядом + Z) гипотетического элемента X
Преобладающими процессами ионизации и рекомбинации для этого
иона в короне являются следующие [ 4.46]:
1) Столкновителъная ионизация электронным ударом
X1 + e-*/¥t + l+ e+e,
где е соответствует электрону. Этот процесс уменьшает заселен-
ность энергетических уровней иона Л* со скоростью С. п. пе 9 где
пе — электронная плотность. Коэффициент ионизации равен Ct= <а v>
где ас - сечение ионизации и v - относительная скорость ионов и
электронов; по существу С. есть лишь функция температуры элект-
ронов.
2) Радиационная рекомбинация
X1 + е X* + v ,
где v соответствует фотону. Сюда необходимо добавить так называе-
мую диэлектронную рекомбинацию, при которой электрон захваты-
вается ионом А'1 на дважды возбужденный уровень; в условиях коро-
ны она играет чрезвычайно важную роль [ 4.47 ].
Этот процесс уменьшает заселенность энергетических уровней
ионов X1 со скоростью R,n.ne. Коэффициент рекомбинации равен
= < ° R v> , где vR - поперечное сечение рекомбинации; R- и в
этом случае есть лишь функция электронной температуры.
Процессы, обратные (1) и (2), а именно трехчастичная рекомбина-
ция и фотоионизация, не играют существенной роли при малых плот-
ностях плазмы и слабых потоках фотонов (с энергией, достаточной
для ионизации различных элементов в короне), которые характерны
для короны и межпланетного пространства. Выражение для источни-
ка ионов Xf в этом случае имеет вид
S(r)=-C.n<ne - R.n.ne + С. пе +Ri + in.+1ne. (4.18)
i
Состояние ионизации элемента X можно определить, записав закон
сохранения потока частиц в форме (4.17) и используя выражение для
источника (4.18) для всех ионов i = Z, I + 1,... р , присутствующих
(или по крайней мере играющих важную роль) в короне. К этому на-
бору уравнений следует добавить уравнение движения и уравнение
энергии для каждого сорта ионов. Нет нужды говорить о том, что
совместное решение этой связанной системы уравнений представля-
ет собой наиболее трудную теоретическую задачу из всех, которые
мы рассмотрели до сих пор.
152
Глава IV
Основные свойства решений этой задачи легко понять, рассмот-
рев два предельных случая. В простом случае с двумя ионами X1 и
X1 + 1 закон сохранения потока частиц приобретает вид
Uf 2
---(n.u.r )=-C.n.ne+/?. + 1n.+i„e
(4.19)
В пределе при исчезающе малой скорости расширения диверген-
цией потока частиц можно пренебречь, так что (4.19) сводится к вы-
ражению
-С,Лпе + Я.+1п. + 1пе=0
(4.20)
Другими словами, между процессами гибели и рождения частиц су-
ществует локальное равновесие (как в статической атмосфере).
Уравнение (4.20) имеет простое решение:
(4.21)
Состояние ионизации не зависит от электронной плотности, а опреде-
ляется лишь локальной электронной температурой через коэффициен-
ты R. и С. . В другом предельном случае исчазающе малой
электронной плотности выражением для источника можно пренебречь,
так что (4.19) сводится к обычному уравнению
1 d
--------(n.u.r2 ) = 0.
г2 dr 11
(4.22)
Другими словами , поток I. = 4 шт и. г2 ионов сорта А* сохраняется.
Физическим параметром, которым определяется переход к этим пре-
дельным случаям, является отношение I = тс/тд , где те — харак-
теристический временной масштаб коронального расширения, а
т — характеристический временной масштаб атомных процессов
(ионизации и рекомбинации). Временной масштаб те был введен и
уже использован в схеме классификации разд. II. 2 (где для него
было принято обозначение т1 ). Временной масштаб та описывает-
ся простыми выражениями:
или т =
а
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 153
соответственно для ионизации и рекомбинации ионов X1 . Если
I » 1, то атомные процессы происходят с меньшим временным
масштабом, чем расширение короны, и мы можем ожидать, что состо-
яние ионизации будет соответствовать локальным условиям (как в
статической атмосфере, где т бесконечно велико), т.е. первому
предельному случаю, описанному выше. Если I « 1, то атомные
процессы происходят с большим временным масштабом, чем расши-
рение короны, и должны оказывать лишь незначительное влияние на
состояние ионизации, т. е. ситуация соответствует второму предель-
ному случаю. Этот интуитивный аргумент относительно роли I мож-
но подтвердить, записав (4.19) в безразмерной форме.
Плотности , характерные для межпланетного пространства, тре-
буют очень больших временных масштабов для атомных процессов,
поэтому следует ожидать, что межпланетная плазма находится в об-
ласти I « 1 [4.48 - 4.51, 4.53] . В качестве конкретного примера
рассмотрим состояние ионизации кислорода в короне и солнечном
ветре. При корональных температурах ионы О+б и О+7, по-видимому,
являются наиболее распространенными сортами ионов [4.52]. На
рис. 4.10 показаны т6 - временной масштаб для ионизации О+б ,
т7 - временной масштаб для рекомбинации О+7 и тс как функции
гелиоцентрического расстояния в основной одножидкостной модели
коронального расширения Ванга и Чанга (см. разд. III. 4.). Обе
величины т6 и т7 гораздо меньше, чем те , у основания короны,
так что I » 1, и можно ожидать, что состояние ионизации кислоро-
да определяется локальной электронной температурой. Однако вре-
менные масштабы атомных процессов быстро увеличиваются с ге-
лиоцентрическим расстоянием (благодаря их обратной зависимости
от быстро падающей плотности), становясь равными временному
масштабу расширения при г = 1,2гф и значительно превышая этот
масштаб уже на небольшом удалении от указанного уровня. Поэтому
Z « 1 для г > 1,5г0 , и можно ожидать, что состояние ионизации
кислорода незначительно изменяется за пределами этого расстояния.
Состояние ионизации межпланетной среды должно по существу опре-
деляться условиями внутри области с радиусом г ~ 1,5 9 распо-
ложенной глубоко в короне.
Решения уравнений сохранения потока частиц (4.17) были полу-
чены лишь при упрощающих предположениях о характерной скорости
расширения и (г ) (одинаковой для всех ионов), электронной плот-
ности пе {г) и электронной температуре Ге(г). На рис. 4. 11
154
Глава IV
Рис. 4.10. Временные масштабы атомных процессов, влияющих на
состояние ионизации кислорода, и временной масштаб для расшире-
ния короны как функции гелиоцентрического расстояния [ 4.53, 4.51 ].
~ т6 , в^емя ионизации для О+б ; 2 - т7 , время рекомбинации для
О 7; 3 - те f временной масштаб расширения короны.
показано состояние ионизации кислорода (сплошные линии), по-
лученное численным интегрированием уравнений основной одножид-
костной модели при заданных и (г), пе(г)и Те (г ). Состояние
ионизации кислорода, ожидаемое при згой же зависимости Те (г) для
статической короны, показано пунктирными линиями. Как и следовало
ожидать из обсуждения временных масштабов, "динамическое" реше-
ние совпадает со статическим вблизи г = гф . Однако при г > 1,5г0
это решение соответствует состоянию ионизации, которое практиче-
ски на зависит от г . Относительное содержание О+6 и О+7 на боль-
ших гелиоцентрических расстояниях в этом случае совпадает с тем,
которое дает статическое решение для г « 1,2 г где I « 1. Таким
образом, состояние ионизации кислорода определяется условиями в
области, расположенной очень глубоко в короне, и остается "замо-
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 155
Гелиоцентрическое расстояние, г9
Рис. 4.11. Ожидаемое состояние ионизации кислорода в расширя-
ющейся (сплошные линии) и статической (пунктир) короне [4.53, 4.54].
роженным" при расширении за пределами этой области. К аналогично-
му выводу пришел Козловский [4.55] путем численного интегрирова-
ния уравнений, которое проводилось в предположении о постоянной
скорости расширения. Быстрое достижение фиксированного состоя-
ния ионизации ( I « 1) в расширяющейся плазме фактически означа-
ет, что этот результат не очень сильно зависит от модели: состояние
ионизации, показанное на рис. 4.11 при большом г , мало отличается
от статического состояния у основания короны.
Как уже отмечалось в разд. IV. 7, данные наблюдений свидетель-
ствуют о том, что ионизационная температура кислорода, кремния и
железа в солнечном ветре находится в пределах от 1,5 до 1,75* 106 К.
Этот результат можно легко объяснить исходя из модели, описанной
выше. Ионизационная температура солнечного ветра должна быть по
существу такой же, как в корональной области, из которой испуска-
ется солне чный ветер. Следовательно, по данным наблюдений солнеч-
ного ветра можно непосредственно определять ионизационную темпе-
ратуру короны. Такое "выживание” характеристик короны в расши-
ряющейся плазме могло бы оказаться весьма полезным, если бы на-
блюдения состояния ионизации проводились регулярно. Напримео-
156
Глава IV
определение ионизационной температуры, соответствующей высоко-
скоростным потокам плазмы (разд. II. 3), могло бы помочь в по-
исках коронального источника этих потоков (гл. V). Можно предусмот-
реть и другие, более тонкие пути исследования. Состояние ионизации
различных элементов, по-видимому, ’’замораживается” на различных
гелиоцентрических расстояниях. В то время как состояние ионизации
кислорода, согласно сказанному выше, отражает корональную тем-
пературу вблизи т = 1,2 г0 9 можно показать, что состояние иониза-
ции железа определяется условиями в области 2 го < г 3 г0 . Точ-
ные и одновременные наблюдения состояния ионизации различных
элементов в межпланетном пространстве позволили бы определить
градиент температуры в короне.
IV. 9. Возможное изменение состояния ионизации
солнечного ветра в межпланетном пространстве
Основные наблюдаемые характеристики ионизационного состоя-
ния межпланетной среды (т. е. преобладание ионов О+б среди других
кислородных ионов, относительное содержание ионов Si+8 и Si+9 , а
также Fe+8 и Fe+l2 ) можно объяснить процессами ионизации и
рекомбинации в расширяющейся корональной плазме. Однако несколь-
ко наблюдаемых особенностей не укладываются в эту концепцию. В
частности, два небольших спектральных пика, наблюдавшихся с по-
мощью космического аппарата "Вела-3", были предположительно при-
писаны ионам О+5 и 4Не+ (см. разд. IV. 7). Наблюдаемые потоки
ионов оказались гораздо больше тех, которые могла объяснить модель, описан
ная в разд. IV. 8. Были предложены [4.40, 4.41 ] и другие возмож-
ные идентификации указанных спектральных пиков, так что доказа-
тельства присутствия ионов О+5 и 4Не+ нельзя считать полностью
неубедительными.
Тем не менее эти наблюдения привели к умозрительному заклю-
чению, что такие ионы могут образовываться в межпланетном про-
странстве за счет взаимодействия плазмы или излучения с вещест-
вом межпланетного происхождения. В первой гипотезе такого рода
[4.54] рассматривался процесс зарядового обмена
Н + Не++ ----► Н+ + Не+.
В этом процессе Не+ образуется из ионов Не++ солнечного ветра
при взаимодействии последних с нейтральными атомами межзвезд-
ного водорода (который предположительно проникает внутрь около-
Химический состав расширяющейся короны и межпланетной плазмы 157
солнечной области радиусом 1 а. е.). Ионы 0+5 в подобном процессе
могли бы образоваться из ионов О+б солнечного ветра. Хотя попе-
речное сечение для этого процесса велико, поток межзвездного во-
дорода, необходимого для образования наблюдавшегося ( в одном
случае) потока Не^ должен быть выше, чем дали последние наблю-
дения рассеяния солнечного излучения в линии La в межпла-
нетном пространстве [4.56]. Хольцер [4.57] рассмотрел процесс
фотоионизации
Не + v ---► Не+ + е,
в котором Не+ образуется из нейтральных атомов межзвездного ге-
лия. Бэнкс [4.58] проанализировал более сложный процесс, в котором
участвуют преимущественно частицы межзвездной пыли, а не газ.
Бомбардировка пылевых частиц солнечным ветром будет сопровож-
даться адсорбцией водорода и гелия из состава солнечного ветра до
тех пор, пока внешние слои пылинок не достигнут насыщения. После
того как насыщение достигнуто (в течение~200 лет для Не), даль-
нейшая бомбардировка освобождает нейтральные атомы гелия. Про*
цесс фотоионизации, описанный выше, приведет в дальнейшем к об-
разованию Не+ в солнечном ветре.
В каждой из этих гипотез для изменения состояния ионизации
солнечного ветра в межпланетном пространстве привлекается взаимо-
действие с межзвездной средой. Следует подчеркнуть, что подобные
изменения незначительны, что приводит к малым концентрациям
ионов в состояниях с малой величиной заряда. Экспериментальных
доказательств в пользу существования таких ионов почти нет. Однако
рассмотренные гипотезы указывают на важность будущих наблюдений
состояния ионизации межпланетной среды в качестве потенциальной
возможности для изучения взаимодействия солнечного ветра с газом
или пылью межзвездного пространства. Для более детального озна-
комления с современным состоянием этого вопроса мы отсылаем
читателя к последнему обзору Дксфорда [ 4.59]* .
* См. также [ 4.66 *]. - Прим, ред.
Глава V
ВЫСОКОСКОРОСТНЫЕ ПОТОКИ ПЛАЗМЫ
И МАГНИТНЫЕ СЕКТОРЫ
V.I. Введение
Мы уже убедились в том (разд. III.2), что ’’спокойные” условия
в межпланетном пространстве, которые свидетельствуют об однород-
ном расширении короны, редко наблюдаются в реальном солнечном
ветре. Даже при беглом обзоре данных по солнечному ветру можно
обнаружить большие вариации с временным масштабом порядка несколь-
ких суток, который сравним с основным временным масштабом обще-
го расширения короны (и поэтому указывает на явление класса 2 в
схеме классификации, предложенной в гл. II). Автокорреляционный
анализ измерений скорости солнечного ветра подтверждает этот вы-
вод. Среди этих вариаций выделяется вариация, связанная с высоко-
скоростными потоками плазмы (разд. II.3), которые были впервые
идентифицированы по данным космического аппарата ”Маринер-2”
в 1962 г. Кажущаяся повторяемость потоков в период этих измерений
позволила предположить, что они представляют собой долгоживущие
пространственные образования, сохраняющие свои основные свойства
в течение более чем одного оборота Солнца. В этом случае вариации,
наблюдаемые в межпланетном пространстве^возникают, по-видимому,
в результате вращения такой пространственной структуры относитель-
но наблюдателя.
Было также обнаружено, что межпланетное магнитное поле состо-
ит из отдельных униполярных областей, которые имеют близкие прост-
ранственные (или временные) масштабы и связаны с высокоскоростны-
ми потоками. В этой главе мы сделаем обзор наблюдаемых физических
свойств потоков и магнитных областей и обсудим модели их солнечно-
го происхождения и эволюции в межпланетном пространстве. Затем
будут обсуждены влияние высокоскоростных потоков плазмы на свой-
ства солнечного ветра, полученные путем статистического анализа
данных наблюдений за длительный период, а также роль этих потоков
в общем переносе массы и энергии из короны. Наконец, мы рассмотрим связь
потоков с солнечной активностью и гипотетическими ’’^-областями”.
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы 159
V.2. Наблюдаемые свойства
высокоскоростных плазменных потоков
Потоки, зарегистрированные приборами космического аппарата
"Маринер-2" и показанные на рис. 1.5, остаются классическими при-
мерами высокоскоростных потоков межпланетной плазмы. Их основ-
ные физические свойства сводятся к следующему [5.1]:
1) Скорость потока круто нарастала, начиная с невозмущенного
уровня (от -325 до 400 км/с), и достигала максимального значения
(от -600 до 700 км/с) в течение примерно одного дня. Последующее
понижение скорости происходило более плавно, причем для возвраще-
ния к невозмущенному уровню требовалось несколько дней.
2) Плотность поднималась до очень высоких значений (самых вы-
соких за весь период полета "Маринера-2") вблизи ведущего края по-
токов и обычно удерживалась на высоком уровне примерно в течение
Рис. 5.1. Высокоскоростной поток солнечного ветра, наблюдавшийся
на космическом аппарате "Вела-3" в апреле 1966 г. (неопубликованные
данные, представленные Бэймом).
160
Глава V
одних суток. Эти пики плотности, как правило, сопровождались перио-
дами весьма низкой плотности длительностью в несколько суток.
3) Протонная температура изменялась аналогично изменениям
скорости потока.
Эти общие свойства потоков были подтверждены последующими
наблюдениями. На рис. 5.1 приведены данные наблюдений, полученные
на космическом аппарате "Вела-3", для хорошо выраженного высоко-
скоростного потока. В этом частном случае параметры солнечного
ветра до прихода потока оставались довольно стабильными почти в
течение суток, так что условия в невозмущенной плазме можно опре-
делить достаточно уверенно. Плотность, наблюдаемая в период медлен-
ного падения скорости потока, была явно ниже, чем в невозмущенном
солнечном ветре. Берлагой и Огилви [5.2] и Берлагой и др. [5.3] бы-
ло отмечено повышение протонной температуры вблизи ведущего края
потока. На рис. 5.2 приведены данные наблюдений для такой области,
полученные с помощью космических аппаратов "Вела-4" и "Экспло-
рер-34". Из этого примера видно, в частности, что плотность, протон-
ная температура и скорость потока достигают максимальных значе-
ний в определенной последовательности.
Последние наблюдения позволили детализировать это общее опи-
сание высокоскоростных потоков. На рис. 5.3 показаны вариации не-
скольких параметров солнечного ветра, включая направление потока
плазмы, для пяти потоков, наблюдавшихся с помощью космического
аппарата "Пионер-6". В каждом из этих случаев направление течения
для ведущего края потока сдвигалось к востоку (см. рис. 3.20), а за-
тем вблизи максимума вариации скорости несколько смещалось на за-
пад. Такая картина была зафиксирована независимо двумя группами
исследователей [5.4, 5.5]*. По данным об электронной температуре,
полученным с помощью космического аппарата "Вела-4" и показан-
ным на рис. 5.2, не удается обнаружить почти никаких вариаций в пре-
делах высокоскоростных потоков, даже вблизи их ведущего края, где
протонная температура достигает максимального значения.
Тенденция высокоскоростных потоков к повторяемости в течение
нескольких последовательных оборотов Солнца стала менее очевидной
в данных наблюдений, проведенных позднее [5.6]. Тем не менее Сиско
[5.7] исследовал изменения скорости на ведущем крае потоков и обна-
ружил тип вариаций, которые в соответствии с их предварительной
интерпретацией можно считать пространственными структурами, вра-
*См. также последующую работу [ 5.58*]. - Прим. ред.
Рис. 5.2. Ведущая часть высокоскоростного потока, наблюдавшего-
ся на космических аппаратах "Вела-4" и "Эксплорер-34" [5.3].
Отношение Гтах /71min есть амплитуда анизотропии протонной темпе-
ратуры, АТ — разность между наблюдаемой протонной температурой
и эмпирической температурой Т(и), предложенной Берлагой и Огилви
[5.2] (и приведенной в разд. V.7), и Е — плотность тепловой энергии.
II - 847
H/XII-65
н----н н-—н н-—н
7/1-66 3/11-66 19/11-66
h*—н
8/X1I-65
1* и с. 5.3. Свойства солнечного ветра в нескольких высокоскоростных потоках по наблюдениям с помошью де-
тектора плазмы Массачусетского технологического института на борту космического аппарата "1!ионер-6” [ 5.71.
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
163
щающимися вместе с Солнцем. В свете такой интерпретации времен-
ному масштабу прохождения всего высокоскоростного потока, состав-
ляющему около ~4 сут (разд. II.3), соответствует пространственный
м асштаб -1 а.е. (соге « 400 км/с). Отметим, однако, что этот прост-
ранственный масштаб относится только к протяженности потока по ге-
лиодолготе. Пространственный масштаб по гелиошироте, по-видимому,
будет совершенно другим (разд. V.5).
Одно из возможных доказательств в пользу такого различия было
получено Гослингом [5.8], который сравнивал скорости солнечного вет-
ра по данным наблюдений космических аппаратов типа "Пионер”, на-
ходившихся на различных гелиодолготах вблизи орбиты Земли. Кор-
реляция между различными группами данных была хорошей, если наблю-
дения проводились в близко расположенных областях, но становилась
плохой, если наблюдения проводились на долготах, отличающихся более
чем на 90°. Тот факт, что неоднородности скорости, по-видимому, не
могут существовать более 1/4 солнечного оборота, можно объяснить
либо временными вариациями с характерным масштабом -7 сут, либо
пространственной неоднородностью скорости по гелиошироте с харак-
терным размером -1/10 а.е. (это эквивалентно разнице по гелиоширо-
те 7°, которая возникает при разнице по гелиодолготе 90° в плоскости
эклиптики, наклоненной на 7° к плоскости солнечного экватора). Ана-
логичным образом (т.е. как проявление широтного эффекта) можно ин-
терпретировать также результаты наблюдений на космическом аппа-
рате ”Вела-3" с целью обнаружения возможной широтной зависимости
27-дневных средних значений плотности и скорости солнечного ветра
в пределах той же области гелиоширот ±7° [5.9].
V.3. Наблюдаемые свойства магнитных секторов
При соответствующем усреднении направлений межпланетного
магнитного поля ("магнитной полярности") по наблюдениям вблизи
г х 1 а.е. можно обнаружить существование еще одного крупномасштаб-
ного образования в межпланетном пространстве. Магнитное поле име-
ет тенденцию сохранять преимущественное направление к Солнцу или
от Солнца (вдоль основного спирального направления, см. рис. 1.4)
в течение нескольких дней. Более того, была обнаружена тенденция
к повторяемости таких интервалов с определенной полярностью с пе-
риодом около 27 дней. Так возникло представление о долгоживущих
секторах межпланетного магнитного поля, вращающихся вместе с
Солнцем.
164
Глава V
Рис. 5.4. Картина полярностей межпланетного магнитного поля по
наблюдениям на космическом аппарате ИМП-1 [5.10].
Знак для каждого трехчасового значения радиальной компоненты поля
показан на соответствующей гелиодолготе наблюдений.
Эта концепция была развита Вилкоксом и Нессом [5.10 — 5.12]
при интерпретации измерений магнитного поля, осуществленных на
космическом аппарате ИМП-1 в конце 1963 г. На рис. 5.4 показано рас-
пределение направлений поля для средних трехчасовых значений ради-
альной компоненты на гелиодолготе наблюдений (в системе отсчета,
вращающейся с Солнцем). Положительный знак соответствует усред-
ненному полю, направленному от Солнца, тогда как отрицательный
знак относится к полю противоположного направления. Видно, что боль-
шие пространственные образования (или временные интервалы) прояв-
ляют тенденцию сохранять четко выраженную преобладающую поляр-
ность. При этом у самой полярности наблюдается тенденция к повторя-
емости при последующих оборотах Солнца. Границы между областями
различной полярности, показанные на рис. 5.4 схематически, вытянуты
к Солнцу в согласии с концепцией спиральных силовых линий магнит-
ного поля (см. рис. 1.4). Для описания этих областей Вилкокс и Несс
ввели термин "магнитные секторы". В неподвижной системе отсчета
секторы кажутся вращающимися вместе с Солнцем.
Напомним читателю, что модель спирального магнитного поля
(разд. 1.5) описывает только ориентацию силовых линий. Направление
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
165
и напряженность поля в любой точке определяются независимо конфи-
гурацией поля на "поверхности источника" для течения [функция
Я(г0) Ф> 0) в уравнении (1.24)]. В этом случае картина магнитных сек-
торов, показанных на рис. 5.4, означает, что солнечный ветер в преде-
лах каждого магнитного сектора испускается из области короны, где
направления поля упорядочены аналогичным образом. Такие области
будут иметь большую протяженность, если источником солнечного
ветра является общее расширение короны (или по крайней мере расши-
рение достаточно обширной ее части). Если допустить, что солнечный
ветер испускается в результате весьма неоднородного расширения из
нескольких небольших корональных источников, то рассматриваемые
области будут иметь малую протяженность. Хотя обе эти возможности,
называемые "гипотезой отображения" и "гипотезой сопла", правдопо-
добны, первая из них считается наиболее приемлемой.
Согласно наблюдениям, магнитное поле в солнечной фотосфере
(вне полярных зон и солнечных пятен) состоит из областей большой
площади, в пределах которых преобладает магнитная полярность одно-
го знака. В течение одного оборота Солнца эти области медленно эво-
люционируют. Кросс-корреляционный анализ полярностей, наблюдаемых
в фотосфере-и вблизи орбиты Земли (по данным спутника ИМП-1), пока-
зал, что между ними существует тесная связь с временным сдвигом
-4 1/2 сут [5.12]*. Это запаздывание соответствует времени, необходи-
мому для прохождения сигнала от Солнца до расстояния г « 1 а.е. при
средней скорости солнечного ветра -400 км/с.
Рис. 5.5 представляет собой "синоптическую карту" фотосферного
магнитного поля, наблюдавшегося между 25 ноября и 11 декабря 1963 г.
Сплошными линиями показаны контуры поля с положительной поляр-
ностью (поле, направленное от Солнца), а пунктиром - контуры поля
с отрицательной полярностью (поле, направленное к Солнцу). Солнеч-
ная долгота заменена временем прохождения центрального меридиана
через данную особенность на этой карте (наблюдения фактически про-
водятся только вблизи центрального меридиана). Границы большого
положительного магнитного сектора, наблюдавшегося с помощью спут-
ника ИМП-1 между 2 и 12 декабря 1963 г. (правая нижняя часть рис. 5.4),
спроецированы на эту карту в предположении, что время запаздыва-
*Взаимная корреляция с таким же временным сдвигом найдена
между полярностями межпланетного и фотосферного магнитных полей ,
если последнее усреднять по всему видимому диску [5.59*] или же по
его части [5.60*].- Прим. ред.
Рис. 5.5. Синоптическая карта фотосферных магнитных полей, наблюдавшихся между 25 ноября и 11 декабря
1963 г. [5.10].
Сплошными линиями показана положительная полярность, а пунктиром — отрицательная. В верхней части рисун-
ка показана проекция на диск Солнца большого магнитного сектора с положительной полярностью, который на-
блюдался вблизи т = 1 а.е. с помощью космического аппарата ИМП-1.
Дни от начала солнечного оборота
Рис. 5.6. Полярность магнитного поля по наблюдениям с помощью космического аппарата "Маринер-2" в
1962 г. [5.13].
Приведены также значения Кр-индекса геомагнитной активности. 1 - положительная полярность; 2 - отрица-
тельная полярность; 3 - смешанная полярность; 4 - измерения отсутствуют; 5 - переход от одной полярности
к другой.
168
Глава V
ния составляло -4 У2 сут. Большая площадь с положительной поляр-
ностью в фотосфере северного полушария Солнца почти совпадает с
проекцией положения межпланетного магнитного сектора. Отсюда сле-
дует, что эта магнитная область была "отображена" в межпланетное
пространство при расширении короны. В связи с тем что картина фо-
тосферного поля в деталях повторялась в межпланетном пространстве,
Вилкокс и Несс [5.11] пришли к заключению, что источником межпла-
нетного магнитного поля, наблюдавшегося в конце 1963 г., была об-
ласть на Солнце между 10 и 20° северной широты.
Как показано на рис. 5.6, несколько ранее по наблюдениям на кос-
мическом аппарате "Маринер-2" также была обнаружена подобная сек-
торная структура. Эта конфигурация отличается от измеренной на спут-
нике ИМП-1 такими деталями, как длительность секторов и их количе-
ство в течение одного оборота Солнца. Последующие наблюдения под-
твердили эту общую упорядоченность межпланетного магнитного поля.
„Маринер-2“[
ИМП-1 [
ИМП-2(Г
„Маринер-/
t** >> 4 I с 7 I I
»• » > I I 4 I 4 f « f
Среднесуточные значения
геомагнит, индекса С9 и
числа солнечных пятенЯ
„Маринер-4*
ИМП-3
„Пионер-б*
„Зксплорср-ЗЗ*1
„Эксплорер-Зб”
Рис. 5.7. Секторная структура магнитного поля в межпланетном
пространстве в 1962 - 1969 гг. [5.14].
Светлые участки показывают положительную полярность, а темные —
отрицательную.
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
169
На рис. 5.7 показана картина полярностей, полученная из магнитомет-
рических наблюдений, проведенных между 1962 и 1970 гг. [5.14]. Дета-
ли этой картины, по-видимому, изменяются при изменении солнечной
активности. Наблюдения на космических аппаратах "Маринер-2" и
ИМП-1, выполненные в период спокойной нисходящей фазы предыдуще-
го цикла солнечной активности, отражают устойчивую повторяющуюся
картину полярностей. Наблюдения, выполненные во время восходящей
фазы настоящего цикла солнечной активности (например, с 1965 по
1967 гг.), показали гораздо большую изменчивость полярностей на по-
следующих оборотах Солнца, причем простая повторяемость имела
место только в редких случаях. Основная концепция вращающихся поч-
ти стационарных секторов, показанных на рис. 5.4, по-видимому, лишь
в первом приближении применима к интервалу 1965 - 1967 гг. Картина
полярностей, по-видимому, стала более устойчивой с середины 1967 г.,
причем вновь появилась тенденция к повторяемости в течение многих
оборотов Солнца. Из сказанного ясно, что, несмотря на эти изменения
в деталях, упорядоченность межпланетного магнитного поля в виде
секторов (причем каждому сектору соответствует четко выраженная
преобладающая полярность, а необходимое время для прохождения ми-
мо наблюдателя составляет несколько дней) является устойчивой ха-
рактеристикой коронального расширения.
V.4. Связь между высокоскоростными потоками плазмы
и магнитными секторами
Поскольку высокоскоростные потоки плазмы (разд. V.2) и магнит-
ные секторы (разд. V.3) обнаруживают подобные временные масштабы
и тенденцию к повторяемости, то не будет ничего удивительного в том,
если окажется, что между ними существует определенная связь. На
рис. 5.8 показаны средние трехчасовые значения скорости солнечного
ветра по наблюдениям с помощью плазменного детектора МТИ на спут-
нике ИМП-1 внутри каждого магнитного сектора [5.10]. Вблизи сектор-
ной границы скорость была низкой. Одним или двумя днями позже она
поднималась до максимального значения, а затем еще в течение 5 -
7 дней существования сектора вновь падала до низкого уровня. Это
почти точное повторение описания высокоскоростного потока, приведен-
ного нами ранее. При усреднении данных плазменных измерений в пре-
делах секторов, зарегистрированных на спутнике ИМП-1, были обнару-
жены также сжатие и разрежение плотности [5.10]. Отсюда следова-
ло, что высокоскоростные потоки и магнитные секторы, наблюдавшиеся
на спутнике ИМП-1, были по существу идентичными.
170
Глава V
550
500
* поле от Солнца
- поле к Солнцу
450
Скорость, км/с
400
300
Рис. 5.8. График средних
трехчасовых значений скорости
солнечного ветра с указанием
соответствующей полярности маг-
нитного поля внутри магнитных
секторов, обнаруженных по на-
блюдениям с помощью космичес-
кого аппарата ИМП-1 [5.10].
Расстояние по оси абсцисс дано
в долях 2/7 полной длительности
сектора.
2601--1---1--1----1---1--1---1---
™О 1 2 3 4 5 6 7 8
Положение сектора, сутки
При наблюдениях на космическом аппарате "Маринер-2" был обна-
ружен несколько другой тип связи между плазмой и магнитным полем.
Из рис. 1.5 и 5.6 видно, что внутри больших областей с отрицательной
полярностью, наблюдавшихся в течение последних -12 сут каждого
солнечного оборота, существовали два высокоскоростных потока. Та-
ким образом, идентичность высокоскоростных потоков и магнитных
секторов не сохраняется. Однако другой, более ограниченный вывод
о том, что каждый мощный высокоскоростной поток имеет преобладаю-
щую магнитную полярность, по-видимому, остается в силе.
Дальнейшие наблюдения в общих чертах подтвердили существова-
ние такой магнитной характеристики четко выраженных высокоскорост-
ных потоков. Несс и др. [5.5]* показали, что результаты обработки
и анализа данных плазменных наблюдений с помощью космического ап-
парата "Вела-3" в пределах магнитных секторов, наблюдавшихся на
спутнике ИМП-3 в 1965 - 1966 гг., подтверждают общую картину ва-
риаций скорости и плотности солнечного ветра, обнаруженных по на-
блюдениям на спутнике ИМП-1. Из этого анализа следовало также,
что внутри секторов имеют место вариации протонной температуры
и направления течения, характерные для высокоскоростных потоков
(разд. V.2). Подобные вариации были явно различимы для отдельных
*См. также [5.58*, 5.61*, 5.62*]. В [5.62*] отмечено возрастание
плотности потока тепловой и электромагнитной энергии вблизи веду-
щей границы сектора. - Прим. ред.
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы 171
наиболее четко выраженных секторов, хотя в нескольких случаях они
отсутствовали. Ввиду того что структура магнитного сектора претер-
певала быструю эволюцию в течение 1965 - 1966 гг. (рис. 5.7), послед-
ний результат кажется менее поразительным, чем существование твер-
до установленной связи между высокоскоростными потоками и магнит-
ными секторами.
Тенденция высокоскоростных потоков, проявляющаяся в наличии
преобладающей магнитной полярности, указывает на то, что они берут
начало в корональных областях с преобладающей полярностью. При
расширении плазмы из такой области силовые линии будут переносить-
ся в межпланетное пространство, при этом благодаря "вмороженности"
поля между плазмой и силовыми линиями будет сохраняться взаимно-
однозначная связь. В межпланетном пространстве плотность кинети-
ческой энергии плазмы примерно в 100 раз выше, чем плотность энер-
гии магнитного поля ,так что последнее явно играет пассивную роль.
В противоположность этому глубоко в короне плотность магнитной
энергии может превышать плотность как тепловой, так и кинетической
энергии. В связи с этим можно предполагать, что магнитное поле ка-
нализирует корональное расширение и оказывает сильное влияние на
солнечный ветер. Существование преобладающей магнитной полярности
внутри высокоскоростных потоков, по-видимому, служит доказатель-
ством того, что формированием этих характеристик солнечного вет-
ра управляет магнитная структура короны.
V.5. Теоретические модели
межпланетных плазменных потоков
На движение плазменных потоков с различными скоростями рас-
ширения сильное влияние оказывают эффекты солнечного вращения.
Рис. 5.9 иллюстрирует однородное корональное расширение с радиаль-
ной скоростью и1 в системах отсчета, неподвижной (а) и вращающейся
(б) вместе с Солнцем. В этой последней системе линии тока вытяги-
ваются в спирали, что приводит к основной конфигурации вмороженно-
го магнитного поля, уже описанной в разд. 1.5. Для любого заданного
расстояния г в экваториальной плоскости Солнца угол между линией
тока и радиальным направлением есть Фр причем
2 1
COS Ф1 « -------------
1 4- (сот /и^)2
(как и в разд. III. 10, со - угловая скорость вращения Солнца). Рис. 5.10
иллюстрирует (во вращающейся системе отсчета) расширение изолиро-
172
Глава V
Скорость
плазмы
Рис. 5.9. Конфигурации поля скоростей и магнитного поля для од-
нородного коронального расширения вблизи экваториальной плоскости
Солнца.
Стрелками показано направление течения плазмы, а тонкими линиями -
магнитное поле [5.24]. а - неподвижная система отсчета; б - вращаю-
щаяся система отсчета.
ванного локализованного потока плазмы с и2(г) > а1 в однородную
среду (фон), представленную на рис. 5.9. Если линии тока не искажа-
Рис. 5.10. Взаимодействие
(в плоскости солнечного эква-
тора) непрерывного локализо-
ванного потока высокоскорост-
ной плазмы с окружающим (не-
возмущенным) солнечным вет;
ром, показанным на рис. 5.9, 6,
в системе отсчета, вращающей-
ся вместе с Солнцем.
Рис. 5.11. Взаимодействие высо-
коскоростной плазмы с невозмушен-
ным солнечным ветром, показанное
на рис. 5.10, в неподвижной системе
отсчета.
Солнце
Рис. 5.12. Меридиональное се-
чение взаимодействия локализован-
ного высокоскоростного потока
с невозмущенным солнечным ветром.
174
Глава V
ются каким-нибудь эффектом взаимодействия, то они принимают фор-
му спиралей для этого потока плазмы, причем локальный угол между
линиями и радиальным направлением (по-прежнему вблизи экватори-
альной плоскости Солнца) есть Ф2, причем
cos2 Ф9 =-----J------ •
1 + (cor/u2)2
Поскольку cos2 Ф2 > cos2 Фр тоФ2< Фр и линии тока невозмущен-
ной плазмы должны пересекать менее закрученные линии тока в высокоско-
ростной плазме. Другими словами, высокоскоростной поток, изогнутый в спи-
раль вращением Солнца, неизбежно будет догонять и "сталкиваться” с более
медленно движущимся невозмущенным солнечным ветром. Высокая электри-
ческая проводимость намагниченной межпланетной плазмы предотвращает
взаимопроникновение различных потоков. Поэтому окружающая (невозмущен-
ная) плазма должна сжиматься и отклоняться (в направлении солнечного вра-
щения), чтобы направление ее течения было параллельным границе
раздела между быстрым потоком и окружающей плазмой. При этом
взаимодействии быстрый поток, по-видимому, также будет отклонять-
ся (в направлении, противоположном солнечному вращению) от направ-
ления своего невозмущенного движения, что приведет к некоторому
сжатию плазмы вблизи ведущего края потока. Сжатая окружающая
плазма и высокоскоростной поток будут отделены друг от друга неко-
торой границей раздела, которую не пересекают ни поток плазмы, ни
магнитные силовые линии, - другими словами, тангенциальным раз-
рывом (разд. II.3). Если скорость высокоскоростной плазмы относи-
тельно окружающей плазмы достаточно велика, то вблизи ведущего
края сжатой оболочки можно ожидать появления ударного фронта.
По аналогичным соображениям можно утверждать, что за высокоско-
ростным потоком должно возникать разрежение плазмы. Если усло-
вия на Солнце, как предполагают, остаются неизменными, то должен
образоваться непрерывный (но не сферически-симметричный) поток,
схематически изображенный на рис. 5.10. Па рис. 5.11 тот же поток
показан в неподвижной системе отсчета, где высокоскоростной поток
превращается в волну, распространяющуюся против часовой стрелки
вокруг Солнца.
Относительное движение плазменных потоков, изображенных на
рис-5.10 и рис. 5.11, полностью обусловлено эффектом вращения
Солнца. Подобного эффекта в направлении нормали к плоскости сол-
нечного экватора не наблюдается. Рис. 5.12 иллюстрирует возможное
взаимодействие между высокоскоростным потоком и окружающим сол-
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
175
печным ветром в меридиональной плоскости. Высокоскоростная плаз-
ма и окружающая плазма могут испытывать отклонения в ответ на
любые изменения давления. Рис. 5.12 соответствует возможному слу-
чаю, когда давление в потоке падает с гелиоцентрическим расстояни-
ем быстрее, чем в окружающей плазме. Если в потоке отсутствуют"
неустойчивости и неоднородности, то плазма будет плавно двигаться
вдоль границы раздела между двумя режимами течения. Неизбежная
тенденция (в экваториальной плоскости Солнца) к относительному
движению или ’’столкновению”, которое вызвано солнечным вращени-
ем (рис. 5.10 и 5.11), отсутствует в меридиональной плоскости. Та-
ким образом, высокоскоростной поток, по-видимому, имеет совершен-
но разные размеры по гелиодолготе и гелиошироте.
При любом количественном исследовании описанного выше гидро-
динамического взаимодействия пространственная неоднородность те-
чения вынуждает вводить новые независимые переменные в уравнения
сохранения, что в значительной степени усугубляет математические
трудности, присущие этой системе. Из-за этих дополнительных услож-
нений решения были получены лишь при простейших физических пред-
положениях. В то время как стационарное сферически-симметричное
расширение короны обсуждалось с учетом многочисленных сил и энер-
гетических источников (см. гл. III), при исследовании обсуждаемого
здесь особого устойчивого неоднородного течения, как правило, рас-
сматривались только температурный градиент и гравитационные силы
при дополнительных предположениях об адиабатическом или политроп-
ном течении. При этом уравнения сохранения массы и импульса при-
нимают вид (в неподвижной системе отсчета)
+ v-pu = 0, (5.1)
dt
, gmq
Р — + p(u-V) U = - VP- р —— • (5.2)
dt г2
Политропный закон сводится к простому соотношению
—1—\ + (“• V) (— =0 (5.3)
dt \ Ра/ \Р /
(или Р/ра ~ const для любого элемента жидкости). Мы будем искать
решения, которые являются стационарными во вращающейся системе
отсчета или представляют собой функции трех независимых перемен-
ных г, л = q> - coj (гелиодолгота во вращающейся системе) и 0 (гелио-
широта).
176
Глава V
Впервые исследование этой проблемы было проведено Каровилла-
но и Сиско [5.15]*, которые рассматривали малые возмущения ста-
ционарного сферически-симметричного расширения. Если сосредото-
чить внимание только на движениях в экваториальной плоскости Солн-
ца, то линеаризованные уравнения массы и импульса в неподвижной
где р0 и иq - массовая плотность и радиальная скорость расширения
стационарного сферически-симметричного потока невозмущенной плаз-
мы, р1 и vy - неоднородные возмущения этого потока, а - ско-
рость звука в невозмущенной плазме. Линеаризация уравнений (5.4) -
(5.6) основана на предположениях, что р1 « р0 и | vj « u0. Реше-
ния уравнений (5.4) - (5.6) и политропного закона (5.3) можно полу-
чить обычным методом разделения переменных.. Граничные условия
сводятся к набору периодических параметров течения на внутренней
границе интересующей нас области г = г0 и к требованию такой же пе-
риодичности при большом г. На рис. 5.13 показаны ожидаемые вариа-
ции плотности и скорости для г = 1 а.е. при малом синусоидальном
возмущении радиальной скорости расширения на расстоянии 0,1 а.е.
(т.е. г0 выбрано выше критической точки, так что течение является
сверхзвуковым всюду в интересующей нас области) в изотермической
жидкости. Абсциссой является время в неподвижной системе отсчета
(см. рис. 5.11) или гелиодолгота от 0 до 90° (т.е. вдоль солнечного
экватора имеются четыре таких волны) в пределах неподвижной струк-
туры во вращающейся системе отсчета (см. рис. 5.10). Из рис. 5.13
видно, что на ведущем и отстающем участках синусоидальной вариа-
ции скорости на расстоянии г = 1 а.е. образовались сжатия и разреже-
* Эволюция линейных возмущений исследована также в недавних
работах [5.63*, 5.64*], причем в [5.64*] - в гидромагнитной постанов-
ке задачи. - Прим. ред.
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
177
Рис. 5.13. Линейные возмущения непрерывного сферически-симмет-
ричного спокойного солнечного ветра, создаваемые вблизи орбиты
земли локализованным высокоскоростным потоком, генерированным
на расстоянии г = 0,1 а.е. [5.15].
ния плотности. Появилось также небольшое азимутальное возмущение
скорости v1(p. Низкоскоростной солнечный ветер, первоначально рас-
пространявшийся в строго радиальном направлении, испытал отклоне-
ние, сопровождавшееся слабым эффектом совместного вращения (ко-
ротации) с Солнцем, тогда как высокоскоростной солнечный ветер от-
клонился в противоположном направлении. Характерные черты этих
возмущений соответствуют ожидаемым на основе физических аргумен-
тов, приведенных выше (некоторые авторы [5.1, 5.16 - 5.18] ранее пред-
сказывали подобный характер возмущений исходя из аналогичных со-
ображений). Они также качественно согласуются с наблюдаемыми ва-
риациями в высокоскоростном потоке плазмы.
Результаты Каровиллано и Сиско [5.15] были обобщены с учетом
движений только по широте [5.19], движений по долготе и широте, выз-
ванных возмущениями скорости при г ~ г0 [5.20], и вообще любых дви-
жений, вызванных произвольными возмущениями при г « г0 [5.21].
Последняя работа привела к существенно новому физическому выводу.
Оказалось, что на структуру высокоскоростных потоков вблизи орби-
ты Земли наибольшее влияние оказывают возмущения температуры
при г = rQ. Фазы ожидаемой плотности, скорости течения и темпера-
турных вариаций, порождаемых вблизи орбиты Земли начальным возму-
щением температуры, хорошо согласуются с наблюдениями.
12 - 847
178
Глава V
Линеаризация, подразумеваемая в описанных выше моделях, огра-
ничивает их детальное применение к высокоскоростным потокам плаз-
мы, реально наблюдаемым в солнечном ветре вблизи орбиты Земли.
Не вызывает сомнений, что во многих потоках, различимых на рис. 1.5
равно как и в потоке, специально выделенном на рис. 5.1, содержатся
вариации всех гидродинамических параметров, причем эти вариации
равны или превышают значения параметров окружающего солнечного
ветра. Наблюдения убедительно свидетельствуют о существовании не-
линейных явлений. Нелинейную эволюцию возмущений, показанных на
рис. 5.13, можно качественно предсказать. Симметричное возмущение
радиальной скорости должно становиться более крутым, причем крутой
рост должен сопровождаться более плавным спадом. Сжатие плотности
будет становиться более сильным, но менее длительным; его длитель-
ность будет ограничена крутым восходящим участком вариации ради-
альной скорости- Аналогично разрежение должно становиться менее
выраженным, но более длительным. Вариации азимутальной скорости
также должны искажаться при росте крутизны профиля радиальной
скорости. Ожидаемые изменения всех указанных параметров,, по-види-
мому, могут улучшить согласие модели с наблюдениями.
Нелинейная эволюция локализованного высокоскоростного потока
была проанализирована лишь в последнее время. Голдстейн [5.22] про-
интегрировал нелинейные уравнения движения (5.1) — (5.3) в экватори-
альной плоскости Солнца. Гидродинамические параметры были снова
взяты в виде периодических функций гелиодолготы при г = г0 = 10 г0
(в сверхзвуковом режиме течения), на которые налагалось также тре-
бование периодичности при большом г. На рис. 5.14 показана эволю-
ция высокоскоростного потока, вызванная малым возмущением ско-
рости (аналогично тому, как предполагали Каровиллано и Сиско [5.15])
при г0 (нижняя часть рисунка). Абсциссой является гелиодолгота во вра-
щающейся системе отсчета; по эквивалентной временной шкале непод-
вижный наблюдатель двигался бы справа налево (т.е. противоположно
тому, как было принято на рис. 5.13). Изменение положения высоко-
скоростного потока по гелиодолготе на различных гелиоцентрических
расстояниях является лишь отражением исходной спиральной конфигу-
рации поля, показанной на рис. 5.10. Изменения формы профилей для
плотности и скорости соответствуют ожидаемой качественной картине,
обрисованной выше. При г - 155 г® = 3/4 а.е. более крутой профиль
скорости и кратковременное сильное сжатие, сопровождаемое длитель-
ным неглубоким разрежением, подобны профилям, наблюдаемым в сол-
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
179
Рис. 5.14. Нелинейная эволюция непрерывного, локализованного
высокоскоростного потока солнечного ветра [5.22].
нечном ветре. При небольших начальных отклонениях возникают воз-
мущения, которые отличаются от приведенных на рис. 5.14 главным
образом в деталях. Мацуда и Сакураи [5.23] провели аналогичное ис-
следование, включив в уравнения движения магнитную силу, но без
учета силы тяжести. Они проинтегрировали полученные уравнения для
тех (достаточно больших) гелиоцентрических расстояний, где звуковое
и альвеновское числа Маха значительно превышают единицу. Ожидае-
мая картина нелинейной эволюции высокоскоростных потоков оказа-
лась по существу такой же, как и на рис. 5.14.
Другой вариант нелинейного подхода был предложен для анализа
наблюдаемого повышения температуры протонов в высокоскоростных
потоках [5.3]. В этой работе предпринята попытка построить прибли-
женную модель высокоскоростного потока, рассматривая неустановив-
шееся адиабатическое движение сферически-симметричного возмуще-
ния, т.е. пользуясь методом, первоначально развитым для изучения
распространения межпланетных ударных волн, генерированных вспыш-
ками (мы подробнее обсудим этот вопрос в гл. VI ). Применение такой
модели к вращающимся потокам вполне оправдано из-за малости их
отклонений от радиального направления, поскольку уравнения сохранения в
данном случае отличаются от (5.1) - (5.3) только членами, пропорционапь-
ными Uy (здесь снова рассматривают движения только в экваториальной
плоскости Солнца). На рис. 5.15 показаны временные вариации гидро-
динамических параметров около ведущего края возмущения, возникшего
180
Глава V
П'СлГ* и, км/с TJOK
Р и с. 5.15. Нелинейное кратко-
временное сферически-симмет-
ричное возмущение солнечного
ветра, вызванное вблизи орбиты
Земли кратковременным возму-
щением температуры при г = 0,1 а.е.
(вставка справа вверху) [5.3].
вблизи орбиты Земли за счет возмущения температуры на расстоянии
г ~ г0 = 1/10 а.е. (показано во вставке справа вверху). Эти вариации
и в данном случае подобны наблюдаемым в солнечном ветре. В част-
ности, анализируя совпадение ожидаемого и наблюдаемого профилей
протонной температуры, Берлага и др. [5.3] пришли к выводу, что
нагревание протонов внутри потока можно объяснить простым адиаба-
тическим сжатием (фактически превращением кинетической энергии
высокоскоростного потока в тепловую энергию) без привлечения волно-
вой диссипации или неустойчивостей*.
На рис. 5.16 общая картина возмущения солнечного ветра, соответ-
ствующая рассмотренной выше модели, непосредственно сравнивается
с данными наблюдений на космическом аппарате "Вела-3", уже приво-
дившимися на рис. 5.1. Чтобы добиться достаточного согласия между
ожидаемыми и наблюдаемыми профилями соответствующих параметров,
были вычислены амплитуда и длительность возмущения температуры
при г0 = 0,13 а.е. Может показаться удивительным, что ожидаемые ва-
*В настоящее время не исключается [5.58*, 5.65*, 5.66*], что по-
вышение температуры приблизительно на половину обусловлено коро-
нальным источником. - Прим. ред.
Рис. 5.16. Нелинейное, кратковременное, сферически-симметричное
возмущение солнечного ветра вблизи орбиты Земли (как на рис. 5.15).
Для сравнения приведены данные наблюдений (с рис. 5.1) с помощью
космического аппарата "Вела-J”.
Рис. 5.17. Пространственная конфигурация вращающегося аналога
возмущения, показанного на рис. 5.16, очерченная контурами скоростей
335 и 475 км/с.
Тонкими линиями показаны спирали, соответствующие магнитным сило-
вым линиям в невозмущенном потоке плазмы.
182
Глава V
риации всех параметров (плотности, скорости течения и температуры)
очень хорошо согласуются с наблюдениями. В частности, ожидаемые
и наблюдаемые вариации плотности соответствуют друг другу без
предположений о каких-либо возмущениях плотности потока в его ис-
точнике. На рис. 5.17 показана конфигурация вращающегося высоко-
скоростного потока,- который эквивалентен возмущению, показанному
на рис. 5.16 (эту конфигурацию можно получить при <р =coz ). Контура-
ми, соответствующими скоростям 335 и 475 км/с, по существу опреде-
ляются протяженность и максимальная амплитуда вариации скорости.
Перемещение пика скорости от центра потока вблизи Солнца к фронту
потока на расстоянии г = 1 а.е. и в этом случае представляет собой
нелинейный эффект роста крутизны профиля, что в свою очередь при-
водит к сжатию вблизи ведущего края и сильному разрежению на от-
стающем участке возмущения.
Можно ожидать, что результатом эволюции высокоскоростного
потока будет образование ударного фронта. Из трех нелинейных моде-
лей, описанных выше, лишь последняя — приближение с учетом пере-
ходных процессов - содержала такую возможность? Рис. 5.18 иллю-
стрирует положение прямой и обратной ударных волн в модели высоко-
скоростного потока, показанной на рис. 5.16 и 5.17. Эти ударные вол-
ны образуются на ведущем и отстающем краях области уплотнения в
окрестности земной орбиты. Фактически обратная ударная волна появ-
Р и с. 5.18. Положение пря-
мой и обратной ударных волн
в потоке, изображенном на
рис. 5.17.
ляется на меньшем гелиоцентричес-
ком расстоянии (хотя почти на той
же долготе), чем прямая волна. Ука-
занное расположение ударных фрон-
тов не противоречит тому факту, что
вблизи г » 1 а.е. они не наблюдаются
в очень высокоскоростных потоках
(включая те, которые показаны на
рис. 5.1 и 5.16) [5.24, 5.25]. Фактиче-
ски предположение о том, что пре-
небрежимо мало, принятое в этой мо-
дели, хуже всего выполняется вблизи
ударного фронта. Учет в вычисле-
* Нелинейные решения гидродинамических уравнений для квазиста-
ционарных потоков вблизи плоскости эклиптики рассматриваются в не-
давних работах [5.67* - 5.72*], причем в [5.68*, 5.72*] с учетом удар-
ных волн. - Прим. ред.
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
183
ниях должен уменьшить степень уплотнения и передвинуть место фор-
мирования ударной волны еше дальше от Солнца.
Во всех теоретических моделях высокоскоростных потоков, описан-
ных выше, не учитывались теплопроводность и "двухжидкостная” при-
рода межпланетной плазмы (разд. III.5). Легко показать, что время
тепловой релаксации (необходимое для того, чтобы за счет теплопро-
водности сгладить любые температурные возмущения) в проводящей
среде равно тг » пк\2с/к [5.16, 5.26]*, где Ас - характерный масштаб
теплового градиента и к - теплопроводность. Если Хс = 1 а.е. (ха-
рактерный размер потока), то тг » 4-104 с, или 10 ч. Поскольку для
прохождения расстояния -1 а.е. высокоскоростному потоку требует-
ся несколько дней, не вызывает сомнений, что рассеяние энергии пу-
тем теплопроводности происходит чрезвычайно эффективно и может
быть важным механизмом энергетических потерь для высокоскорост-
ного потока. Поэтому не следует ожидать, что электронная темпера-
тура будет существенно изменяться за счет нагревания при сжатии,
которое имеет место в высокоскоростном потоке. В противоположность
этому температура протонов при их гораздо более низкой теплопровод-
ности и слабой связи с электронами значительно повысится. Тот факт,
что в областях с повышенными протонными температурами, связанных
с высокоскоростными потоками (разд. V.2), наблюдаются нормальные
электронные температуры, позволяет предположить [5.26], что в сол-
нечном ветре действительно работает какой-то механизм быстрого
рассеяния тепловой энергии электронов, по всей вероятности, за счет
теплопроводности.
Количественные модели, описанные выше, дополняют нашу перво-
начальную интерпретацию долгоживущего высокоскоростного потока
как волны в плазме солнечного ветра в неподвижной системе отсчета.
Пространственная структура, связанная с потоком, перемещается во-
круг Солнца против часовой стрелки, как это показано на рис. 5.11.
Движение плазмы происходит по существу по радиусу от Солнца, так
что эта структура аналогична поперечной волне. Мы еще раз подчерки-
ваем, что высокоскоростные потоки представляют собой нелинейные
явления, так что профили возмущений за счет влияния окружающей
среды и относительная фаза различных возмущений являются функция-
ми гелиоцентрического расстояния. Учет нелинейного роста крутизны
профиля радиальной скорости приобретет большое значение в дальней-
шем, когда мы перейдем к обсуждению солнечного происхождения вы-
сокоскоростных потоков.
* Роль теплопроводности в высокоскоростных потоках подробнее
обсуждается в последующей работе автора [5.73*]. - Прим. ред.
184
Глава V
V.6. Теоретические модели неоднородного
магнитогидродинамического расширения короны
В теоретических моделях, описанных в разд. V.5, рассматрива-
лась только эволюция в межпланетном пространстве высокоскорост-
ных потоков, заданных в виде начального возмущения на поверхности
некоторого источника вблизи Солнца. В этих моделях почти не затра-
гивался вопрос о происхождении потоков в связи с неоднородным рас-
ширением, вызванным реальными, физическими неоднородностями ко-
роны, т.е. о физической связи между плазменными потоками и магнит-
ными секторами. Модели, имеющие отношение к этим проблемам, долж-
ны объяснить взаимодействие между плазмой и магнитными полями
в короне, где магнитные силы имеют достаточно большую величину
для того, чтобы оказывать существенное влияние на движение плазмы.
Ниже мы описываем две разновидности таких моделей. В первой из
них взаимодействие рассматривается с детальной точностью, однако
ради этого она ограничивается простыми конфигурациями магнитного
поля. В другой формулировке модель представляет собой грубое при-
ближение к взаимодействию, однако в этом варианте ее можно приме-
нить к более сложным и реальным конфигурациям поля.
Для точного описания стационарного коронального расширения в
присутствии сильного магнитного поля (первая из указанных форму-
лировок) необходимо проинтегрировать уравнения сохранения массы,
импульса и энергии вместе с законом Ампера, связывающим поле с
плотностью тока j. При этом к граничному условию, соответствующе-
му плазме (и рассмотренному в разд. III.4 и III.5), следует добавить
условие, учитывающее магнитное поле. Это дополнительное граничное
условие обычно задается выбором радиальной компоненты поля на
поверхности отсчета г = rQ, т.е. у основания модельной короны. Реше-
ние этой сложной граничной задачи различные авторы [5.27 — 5.31]
искали в виде ряда приближений для расширения в дипольном поле и
в окрестности корональных лучей (стримеров). Мы опишем детально)
лишь самые последние и наиболее изящные из этих решений.
Пнойман и Копп [5.31] рассмотрели уравнения сохранения массы
и импульса (5.1) и (5.2) для изотермической короны с дипольным маг-
нитным полем при г = г0 = rQ . Пренебрегая солнечным вращением
(это вполне обоснованное допущение вблизи Солнца), можно уверенно
утверждать, что линии тока совпадают с силовыми линиями магнитно-
го поля. Уравнение сохранения массы вдоль трубки тока, концентрич-
ной какой-нибудь линии тока, можно записать в виде
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
185
— [pu4(s)] = 0,
ds
(5.7)
где s — длина дуги вдоль линии тока и Я($) —(переменное) поперечное
сечение трубки тока. Уравнение сохранения импульса вдоль линии то-
где - угол между линией тока и радиальным направлением. Магнит-
ная сила j ли В не имеет компоненты вдоль линии тока (параллельно В)
и поэтому в (5.8) не появляется. Уравнение движения поперек линии
тока получается векторным умножением В на уравнение-аналог (5.2)
GA/q р ~
p(u* v) u + VP + ----------i
2
хВ = — (jxB)xB ж— В2\, (5.9)
где 1г - единичный радиальный вектор и В = | В|. Уравнение (5.9) мож-
но преобразовать следующим образом:
СЛ/ф р
С1х
dz + г2
sin § + ----
R
(5.10)
где iz - единичный вектор, перпендикулярный линии тока и лежащий
в плоскости оси предполагаемого магнитного диполя, dP/dz - градиент
давления вдоль iz и Л - локальный радиус кривизны линии тока. Урав-
нение (5.10) описывает просто плотность тока, необходимого для того,
чтобы сбалансировать поперечный градиент давления, гравитационную и
центробежную силы. Уравнения движения плазмы (5.7) и (5.8) можно
проинтегрировать численно для любой специально выбранной конфи-
гурации поля. Уравнения (5.10) можно затем использовать для то-
го, чтобы вычислить распределение тока, которое необходимо для
поддержания течения вдоль линий тока. Далее из закона Ампера (пре-
небрегая током смещения) с
----- V х в = j
4тг
получим конфигурацию поля, соответствующую вычисленному распре-
делению тока. Пнойман и Копп решали полную систему уравнений ме-
тодом последовательных приближений. Первый цикл начинался с реше-
ния уравнений при заданной конфигурации способом, описанным выше,
а заканчивался получением новой конфигурации. Последняя использо-
валась для начала нового циклами такой процесс итерации повторялся
186
Глава V
Рис. 5.19. Конфигурация
силовых линий для магнит-
ного диполя (пунктир) и рас-
ширяющейся изотермической
короны с дипольным полем
при г = г0 [5.31].
Рис. 5.20. Скорость рас-
ширения короны и(г) в еди-
ницах (2 кТвблизи оси
диполя и дипольного эквато-
ра,согласно модели Пнойма-
на и Коппа [5.31].
до тех пор, пока разница между предполагаемой и получаемой конфигу-
рацией поля становилась незначительной.
На рис. 5.19 сплошными линиями показано окончательное решение
для конфигурации магнитного поля с линиями тока в плоскости, содер-
жащей ось диполя. Для сравнения пунктиром показаны силовые линии
чисто дипольного поля. На высоких дипольных широтах давление коро-
нальной плазмы преобладает, заставляя магнитные силовые линии раз-
мыкаться и открывать дорогу расширению плазмы. Вблизи дипольного
экватора имеется некоторое количество замкнутых силовых линий; в
этой области плазма должна находиться в статическом равновесии.
Однако даже эти замкнутые силовые линии за счет давления плазмы
несколько вытянуты по сравнению с линиями для чистого диполя. Пе-
реход от открытой конфигурации силовых линий вблизи полюсов к зак-
рытой на экваторе диполя происходит в том месте (на линии тока, бли-
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
187
жайшей к закрытой области), где скорость течения становится равной
альвеновской скорости. Для поддержания баланса давлений ток должен
протекать вдоль границы закрытой области и вдоль экватора в откры-
той области.
На рис. 5.20 показана скорость расширения (в единицах [2 kT /т]'/г)
как функция гелиоцентрического расстояния для двух случаев - вдоль
оси диполя и на незамкнутой силовой линии вблизи токового слоя у
экватора диполя. Для г > 2 rg скорость расширения выше вблизи оси
диполя. В рамках этой частной модели магнитное поле короны облада-
ет двумя важными особенностями: оно не допускает расширения неко-
торых корональных областей (на замкнутых силовых линиях) и вызы-
вает неоднородное расширение на больших гелиоцентрических расстоя-
ниях (на значительном расстоянии от самой удаленной замкнутой си-
ловой линии). Этот последний эффект в изотермической модели должен
возникать из-за канализации расширения магнитным полем.
Приближенное описание непрерывного коронального расширения
в присутствии сильного магнитного поля (вторая из формулировок рас-
сматриваемой задачи) связано с одним чрезвычайно сильным упроще-
нием. Предполагается, что в сферической оболочке rQ < г < г* плот-
ность тока равна нулю. Поэтому v х В = 0 и В может быть получено
из скалярного магнитного потенциала. Предполагается далее, что при
г > rg магнитное поле за счет расширения плазмы принимает обычную
спиральную конфигурацию. По существу в этой модели переменное
в пространстве влияние плазмы на магнитную конфигурацию за счет
электрических токов заменяется предположением о том, что при г < гв
подобного влияния нет, а при г > rs оно преобладает. Решение потен-
циальной задачи в оболочке rQ < г < rs требует выбора подходящих
граничных условий. Для г = г0 можно принять любое распределение
радиальной компоненты поля Вг: фактически для описания реальных
свойств Bf (гор, ф) можно использовать данные фотосферных магнит-
ных наблюдений. Вюлне осуществимое граничное условие для г « г8
сводится к требованию, чтобы на этой поверхности магнитный потен-
циал был постоянным, т.е. чтобы поле было чисто радиальным. Таким
условием широко пользовались Шаттен и др. [5.32]. Полное распреде-
ление токов, необходимое для детального описания взаимодействия
плазмы с полем, было успешно заменено токовым слоем при г ~ rs.
Эта так называемая "модель с поверхностью источника "схематич-
но изображена на рис. 5.21. Область 1 соответствует фотосфере со
сложной магнитной конфигурацией, показанной знаками "плюс" и "ми-
нус". Область 2 - это сферическая оболочка rg < г < гs, внутри кото-
188
Глава 5
Рис. 5.21. Чертеж, иллюстрирующий расчеты конфигурации магнит-
ного поля в короне,согласно модели с поверхностью источника [5.32].
1 - фотосферное магнитное поле по наблюдениям на Маунт Вилсон;
2 - магнитное поле, вычисленное по теории потенциала V2 q> » 0; 3 -
магнитное поле, переносимое солнечным ветром db/dt « - B(v • v) +
+ ГВ* v) v ( по наблюдениям с помощью космических аппаратов вблизи
орбиты Земли).
рой поле вычисляется из скалярного потенциала. Внутри этой области
магнитные силовые линии, по-видимому, будут замкнутыми, в частно-
сти, над фотосферными областями со сложной магнитной полярностью.
Становясь радиальными на "поверхности источника" r « г , силовые ли-
нии затем в области 3 принимают спиральную форму, которая опреде-
ляется общим радиальным расширением. Ни одна силовая линия не мо-
жет замыкаться в области 3.
Для количественного применения модели с поверхностью источни-
ка необходимо обосновать выбор радиуса rs . Было бы логично в ка-
честве г9 выбрать гелиоцентрическое расстояние, на котором энергия
поперечной компоненты магнитного поля (способной воздействовать
на расширение короны в радиальном направлении) становится меньше,
чем энергия плазмы. На рис. 5.22 приведены вычисленные плотности
энергии коронального магнитного поля и плазмы как функции расстоя-
ния над фотосферой [5.32]. На основе критерия, принятого выше, полу-
чаем rs « 1,6 tq . Шаттен и др. [5.32] установили, что при таком выбо-
ре rs достигается также разумное соответствие между величиной сред-
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы 189
Рис. 5.22. Оценки плот-
ности энергии магнитного
поля и плазмы в короне
и межпланетном простран-
стве [5.32].
1 - суммарная плотность
магнитной энергии; 2 -
плотность тепловой энер-
гии; 3 - плотность энер-
гии потока солнечного вет-
ра; 4 - плотность энергии
поперечного магнитного
поля.
Рис. 5.23. Конфигурация
магнитного поля, ожидаемая
из детальной модели корональ-
ного расширения Пноймана и
Коппа (сплошные линии) и из
модели с поверхностью источ-
ника (пунктир) с дипольным по-
лем при г « Гф [5.34].
него поля и частотным спектром, вычисленным для поверхности источ-
ника, и спектром, наблюдаемым вблизи орбиты Земли. Альтшулер и
Ньюкирк [5.33] показали, что наилучи!ее согласие между вычисленной
конфигурацией поля и корональной структурой, наблюдавшейся во вре-
мя солнечного затмения в ноябре 1966 г., достигалось при другом вы-
боре г8 , а именно rg - 2,5 г0.
Точность, с которой модель с поверхностью источника дает при-
ближенное описание конфигурации магнитного поля в короне, может
190
Глава V
быть проверена путем сравнения с точным решением для дипольного
случая, уже описанным выше. На рис. 5.23 конфигурация силовых ли-
ний, полученная в расчетах Пноймана и Коппа [5.31], сравнивается с
результатами расчетов для диполя при г = г0 и поверхности источника
при г = 2,49 г0 [ 5.34] • Согласие оказалось очень хорошим, особенно
вблизи области с замкнутыми силовыми линиями. Что касается этого
частного случая, то здес^ не возникает сомнении, что модель с поверхностью
источника (при тщательном выборе радиуса г s ), несмотря на приближенное
описание взаимодействия плазмы с полем, действительно
дает приемлемое представление для конфигурации магнитно-
го поля, Преимуществом этой модели в данном случае становится ее гиб-
кость. Ее можно применять к сложным реальным полям при г = г0 , надеясь
при этом получить разумное описание корональных полей, но без обязательно-
го решения связанной системы гидродинамических уравнений и закона Ампера.
Недостаток модели состоит в том, что она не дает никакой информа-
ции о характеристиках потока плазмы вдоль разомкнутых силовых
линий.
Практическое применение модели с поверхностью источника для
вычисления характеристик коронального и межпланетного поля будет
проиллюстрировано для периода 30 июля — 25 августа 1965 г. На
рис. 5.24 показана синоптическая карта фотосферного магнитного
поля, измеренного солнечным магнитографом обсерватории Маунт
Вилсон [5.35]. Темно-серые области соответствуют полям, силовые
линии которых, согласно наблюдениям, направлены к Солнцу, тогда
как светло-серые области - это поля противоположного направления.
Контуры фотосферных полей равной напряженности для 6, 12,20 и
30 Гс показаны тонкими линиями внутри заштрихованных областей.
Толстыми линиями показаны контуры магнитных полей с напряжен-
ностью 0,25 и 0,75 Гс, вычисленных на поверхности источника с
г « 1,6 Гф. Сплошные контуры поверхности источника соответствуют
полям, направленным от Солнца, тогда как пунктиром изображены по-
ля, направленные к Солнцу [5.36]. Конфигурация поля поверхности ис-
точника наглядно отражает общие характеристики фотосферной конфи-
гурации, но обладает большей простотой по сравнению с последней.
Например, небольшая область направленного наружу фотосферного по-
ля на долготе около 250° в северном полушарии Солнца не создает на
поверхности источника область с полем того же направления. Поляр-
ность межпланетного магнитного поля, полученная по наблюдениям
на спутнике ИМП-3, указана в нижней части синоптической карты (свет-
лой штриховкой показаны секторы с полем, направленным от Солнца,
Июль 1965г. Авдст1965г
$ $ 9
ю
о
Напряженность межпланетного магнитного паля, f
Рис. 5.24. Синоптическая карта фотосферного магнитного поля (по аналогии с рис. 5.5), наблюдавшегося меж-
ду 30 июля и 25 августа 1965 г., вместе с контурами расчетного поля на поверхности источника при г « 1,6 г0.
Сплошные контуры соответствуют положительной полярности, а пунктирные - отрицательной полярности (точеч-
ными линиями показаны контуры нулевого поля). Полярность и напряженность межпланетного магнитного поля
(по наблюдениям на спутнике ИМП-3) показаны в нижней части рисунка в проекции на Солнце в предположении,
что время распространения составляло -5 сут [5.36].
192
Глава V
а темной штриховкой - секторы с полем, направленным к Солнцу) со
сдвигом на 5 дней, чтобы учесть время перехода магнитной особеннос-
ти от Солнца к орбите Земли (разд. V.3). Полярности на поверхности
источника вблизи гелиошироты -30° N и в межпланетном магнитном
секторе находятся в хорошем согласии друг с другом. Отсюда следу-
ет, что магнитное поле из этой корональной области (вблизи гелиоши-
роты 30° N) было вынесено в межпланетное пространство почти без
каких-либо изменений его основной топологии в дальнейшем. Большие
области с преобладающей полярностью в солнечной фотосфере снова
выступают на передний план в качестве возможных источников межпла-
нетного магнитного поля.
Поскольку между высокоскоростными плазменными потоками и
магнитными секторами существует определенная связь, обсуждавшая-
ся в разд. V.4, то высокоскоростные потоки также берут начало в упо-
мянутых областях фотосферы. Пользуясь уже опубликованными данны-
ми наблюдений солнечного ветра для временного интервала, указанно-
го на рис. 5.24, проверим это утверждение более детально. На рис. 5.25
приведены средние трехчасовые значения скорости солнечного ветра,
протонной плотности и протонной температуры по наблюдениям на
космическом аппарате ”Вела-3”, а также напряженности и полярности
магнитного поля по наблюдениям на спутнике ИМП-3 в интервале
15 июля - 6 сентября 1965 г. [5.5]. Секторная структура магнитного
поля (в основном такая же, как на рис. 5.24) была четко выражена в
этот период, и при изучении рис. 5.25 можно заметить, что внутри каж-
дого сектора существует высокоскоростной поток плазмы. Для этих
плазменных потоков характерны обычные вариации, в частности, сжа-
тия и разрежения плотности, уже описанные в разд. V.2. Кроме того,
14 августа наблюдался один отчетливо выраженный, но небольшой вы-
сокоскоростной поток, источник которого находился в центре большой
фотосферной области с отрицательной полярностью.
На рис. 5.26 представлены данные наблюдений Солнца и межпла-
нетной среды, проводившихся в период с 30 июля по 25 августа 1965 г.,
и результаты расчетов для модели с поверхностью источника. Вычис-
ленные силовые линии показаны на широте 30° N для интервала г® $
г < га = 1,6гф, причем сплошные линии соответствуют полям, на-
правленным от Солнца, а пунктир - полям противоположного направле-
ния [5.36]. Наглядно видно образование замкнутых силовых линий над
сложными магнитными областями. В частности, небольшая область с
полем, направленным к Солнцу, находившаяся на центральном меридиа-
не 8 августа, связана с соседними областями противоположной поляр-
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
193
*00| IT| I | 1-1 I I I ГТ1 I I Г1 I I I I I I .. I I I I I I ... I I I I I I I I I
~ 300 -
*5 • •
200 -
18-
100 - .. г
S 0 H 1 I I I I 1 1 1 1 1 1 1 1 1 I 1 1 1 1 I 1 1 1 1 I I 1 I I I 1 1 11 1 1 1 I I I I 1 1 Г I I 1 I I 1 1 L
15 20 25 30 1 5 10 15 20 25 30 1 5
P и c. 5.25. Свойства плазмы солнечного ветра и магнитного поля
по наблюдениям на космических аппаратах "Вела-3" и ИМП-З между
15 июля и 6 сентября 1965 г. [5.5].
ности с помощью низкорасположенных магнитных петель. Этим объяс-
няется уже упоминавшийся факт, что в некоторых случаях на поверх-
ности источника отсутствует поле, направленное к Солнцу. Среднесу-
точные значения радиальной компоненты магнитного поля, полученные
по данным наблюдений на спутнике ИМП-З, показаны в круге, охваты-
вающем конфигурацию поля, причем сплошными линиями снова изобра-
жено поле, направленное от Солнца, а пунктиром — ноле противополож-
---г
Рис. 5.26. Данные наблюдений Солнца и межпланетной среды для
интервала 30 июля - 25 августа 1965 г.
Данные о зеленой корональной линии (тонкая линия для умеренного из-
лучения, толстая линия - для яркого излучения) на широте 30° N при-
ведены внутри круга, обозначающего фотосферу. Конфигурация поля,
полученная для той же широты по модели с поверхностью источника,
показана для г® < г < 1,6 г@ Среднесуточные значения ради-
альной компоненты межпланетного магнитного поля (наблюдавшегося
с помощью ИМП-3) показаны вокруг карты поля; эти данные сдвинуты
на 5 дней, чтобы учесть время распространения от Солнца к орбите
Земли. Данные рис. 5.25 о скорости солнечного ветра по наблюдениям
с помощью "Вела-3" показаны вокруг самой внешней окружности; эти
данные сдвинуты на время распространения, соответствующее наблю-
даемой скорости расширения на орбите Земли.
ного направления. Указанные полярности межпланетного магнитного
поля приведены с опережением 5 дней, чтобы скомпенсировать ожидае-
мое время распространения вмороженного поля от Солнца до орбиты
Земли. Соответствие между полярностями в солнечном ветре и в моде-
ли с поверхностью исто’"!нка оказывается довольно хорошим.
Данные о скорости солнечного ветра, полученные с помощью кос-
мического аппарата "Вела-3" в период с 4 по 29 августа и уже приве-
денные на рис. 5.25, показаны на рис. 5.26 в виде непрерывной кривой
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
195
вдоль самой внешней окружности (пунктиром изображены лишь участ-
ки, где из-за отсутствия фактических данных применялась экстрапо-
ляция). Каждый участок этой кривой сдвигался во времени вперед на
величину ге/и ( где и - реально наблюдаемая скорость), чтобы ском-
пенсировать время распространения солнечного ветра от Солнца до
орбиты Земли. Например, значение скорости плазмы 550 км/с, наблю-
давшееся 20 августа, изображено над областью фотосферного поля,
пересекавшей центральный меридиан 16 августа, т.е. на 3,2 дня рань-
ше. При таком неравномерном сдвиге данных измерений наблюдаемый
профиль скорости искажается, однако общая картина высокоскорост-
ных потоков сохраняется. Полученная кривая для зависимости скорости
солнечного ветра от гелиодолготы на рис. 5.26 отражает следующую
общую закономерность: над областями с замкнутыми силовыми линия-
ми наблюдаются низкие скорости расширения, тогда как высокие ско-
рости расширения наблюдаются над большими областями с преобладаю-
щей полярностью и расходящимися силовыми линиями. Эта закономер-
ность сохраняется даже для двух областей с расходящимися силовыми
линиями, наблюдавшихся 4 и 10 августа, несмотря на тот факт, что
обе они имеют одинаковую полярность. Над промежуточной областью
с замкнутыми силовыми линиями наблюдалась низкая скорость расши-
рения, хотя эта область не порождала секторную границу. Следует под-
черкнуть, что "проекция" данных межпланетных наблюдений обратно
на Солнце с учетом времени запаздывания — это приближенный метод,
основанный на сомнительном предположении о постоянной радиальной
скорости расширения. Тем не менее рассмотренный пример подкрепля-
ет концепцию о канализации расширяющейся плазмы корональным маг-
нитным полем, в котором генерируются высокоскоростные потоки плаз-
мы с упорядоченной магнитной полярностью.
На рис. 5.26 внутри окружности, изображающей фотосферу, пока-
заны также области свечения зеленой корональной линии на гелиоши-
роте 30° N. Тонкими линиями обозначены области с умеренной интен-
сивностью, тогда как более толстые линии соответствуют областям
мощного излучения. Символы Е и W означают, что это излучение на-
блюдалось, когда область была либо на восточном, либо на западном
лимбе Солнца. Излучение зеленой линии генерируется ионами Fe+ 13
и свидетельствует об умеренном повышении корональной температуры,
которое обычно связано с областями умеренной солнечной активности.
Хотя было бы заманчиво связать высокоскоростные плазменные пото-
ки с активными областями, из данных рис. 5.26 трудно извлечь убеди-
тельные аргументы в пользу этой идеи. Самое мощное излучение зеле-
196
Глава V
ной линии, по-видимому, имеет место в областях с замкнутыми сило-
выми линиями. Наличие излучения зеленой линии в униполярной области,
наблюдавшейся около 10 августа, не привело к генерации высокоско-
ростного потока с необычной мощностью или длительностью (хотя на-
блюдения излучения как на восточном, так и на западном лимбах указы-
вают на то, что соответствующее повышение температуры было дли-
тельным). Поскольку зеленая линия служит индексом повышенной сол-
нечной активности или повышенной температуры короны, приведенный
пример свидетельствует о слабой связи между указанными эффекта-
ми и источниками высокоскоростных плазменных потоков.
Опираясь на этот пример, мы приходим к предварительному выво-
ду о том, что высокоскоростные плазменные потоки испускаются из
корональных областей с расходящимися силовыми линиями, располо-
женных над обширными зонами фотосферного поля с преобладающей
магнитной полярностью. Такая концепция, основанная на эмпирических
данных, качественно согласуется с широтной вариацией скорости рас-
ширения, которая вытекает из дипольной модели Пноймана и Коппа
[5.31]. Эта концепция занимает промежуточное положение между гипо-
тезой "сопла" и гипотезой "отображения" (разд. V.3), но ближе к по-
следней. Шаттен [5.36] вычислил, что при г = 1,6 rQ на поверхность
источника можно отобразить * 1 /3 фотосферы. В конце этой главы
(разд. V.9) мы попытаемся связать наш предварительный вывод об
источнике высокоскоростных потоков с более общими представления-
ми по этому вопросу.
V.7. Влияние высокоскоростных плазменных потоков
на средние характеристики солнечного ветра
Присутствие высокоскоростных плазменных потоков, вызывающих
большие вариации всех свойств плазмы, за исключением электронной
температуры, должно оказывать определенное воздействие на характе-
ристики солнечного ветра, полученные на основании длительного ста-
тистического анализа данных наблюдений в межпланетном простран-
стве. Сильнее всего этот эффект сказывается, по-видимому, на зна-
чениях параметров, усредненных за большой период. Например, если
из данных наблюдений не исключать высокоскоростные потоки, то сред-
няя скорость течения и протонная температура будут повышаться по
сравнению со значениями, соответствующими гипотетическому стацио-
нарному сферически-симметричному расширению короны. В своей по-
пытке (разд. III.2 и III.3) тщательно определить бесструктурное состоя-
ние солнечного ветра мы исходили из признания этих фактов. При по-
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
197
иске статистических связей между различными свойствами солнечно-
го ветра можно обнаружить и другие, более тонкие эффекты.
При анализе данных наблюдений стало почти общепринятым счи-
тать скорость солнечного ветра "независимым” параметром и искать
связи между скоростью течения и другими "зависимыми" параметра-
ми. Такой подход определяется, несомненно, тем фактом, что скорость
течения используется в качестве критерия спокойных или возмущенных
условий. "Зависимость" плотности, направления течения, протонной
и электронной температур, напряженности и направления магнитного
поля от скорости течения рассматривалась всеми авторами именно
в этом смысле [5.1 - 5.3, 5.37 - 5.40]*. Например, на рис. 5.27 при-
ведены значения протонной плотности по наблюдениям с помощью кос-
мического аппарата "Вела-3", усредненные в пределах интервалов ско-
рости солнечного ветра 250 < и < 275 км/с, 275 < и < 300 км/с и т.д.
[5.39]. Средняя плотность находится в обратной зависимости от скоро-
сти течения, уменьшаясь от -9 см-3 при и = 300 км/с до -6 см~3
при и = 700 км/с. На рис. 5.28 приведены среднеквадратичные значе-
ния протонной температуры по измерениям на космическом аппарате
"Эксплорер-34" для интервалов скорости течения 250 < и < 300 км/с,
300 < и < 350 км/с и т.д. [5.2]. Протонная температура изменяется
пропорционально скорости течения, поднимаясь от -2,5-104 К при
и = 300 км/с до 4*105 К при и = 700 км/с. Прямая линия на рис. 5.28
может служить эмпирическим представлением этой зависимости, пред-
ложенной Берлагой и Огилви [5.2],
/т ’
/_К = 0,036 и - 5,44, (5.11)
V Ю3
где и выражено в км/с. На рис. 5.29 показано среднее направление
течения по наблюдениям на спутнике "Вела-2" для тех же интервалов
скорости течения, которые использовались выше для анализа зависи-
мости плотности от скорости [5.38]. Солнечный ветер меняет свое
направление с восточного при низкой скорости ветра на западное при
высокой скорости (см. рис. 3.20).
Законченная теория расширения короны должна давать физическое
объяснение указанным выше закономерностям. Некоторые попытки
в этом направлении были предприняты на основе моделей, в которых
*В [5.74*] исследовалась зависимость магнитного поля от ско-
рости деформации, а в [5.65*, 5.66*] — зависимость концентрации и
температуры от градиента скорости. — Прим. ред.
10
8
6
4
2
° 300 400 500 600 700
Скорость, км/с
Рис. 5.27. Средняя плотность протонов для интервалов скорости
солнечного ветра 25 км/с по данным наблюдений на космическом ап-
парате "Вела-3" [5.39].
Р и с. 5.28. Протонные температуры для интервалов скорости солнеч-
ного ветра 50 км/с (светлые кружки) по измерениям на космическом
аппарате "Эксплорер-34" [5.2].
Прямая линия, проведенная через экспериментальные точки, отражает
эмпирическую зависимость, предложенную Берлагой и Огилви (см.
текст). Для сравнения, показаны результаты расчетов по изотермиче-
ской модели Паркера (см. рис. 1.2).
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
199
Рис. 5.29. Среднее направление течения для интервалов скорости
25 км/с по наблюдениям на космическом аппарате "Вела-2" [5.38].
расширение короны предполагалось стационарным и сферически-сим-
метричным. Например, при подходящем выборе параметров в выраже-
нии для протяженного энергетического источника, включенного Харт-
лом и Барнесом в модифицированную двухжидкостную модель солнеч-
ного ветра (разд. III.8), можно последовательно получить ряд моделей,
которые дают значения скорости и температуры при г = 1 а.е., соответ-
ствующие ожидаемым из (5.11) [5.41]. Аналогично вариация потока маг-
нитогидродинамических волн при г = 2 rQ в модели Барнеса и др. [5.42]
приводит к ряду моделей, которые находятся в приблизительном согла-
сии с (5.11). Это согласие считается доказательством того, что высоко-
скоростные потоки солнечного ветра генерируются за счет усиленного
притока энергии от протяженного энергетического источника, привле-
каемого в этих моделях для объяснения свойств однородного солнечно-
го ветра.
Поскольку дискуссия вокруг временных масштабов вариаций сол-
нечного ветра и применимости моделей стационарного сферически-сим-
метричного расширения к интерпретации этих вариаций продолжается
уже длительное время (разд. II.2, II.3, III.2), то у читателя не должен
вызывать особого удивления тот факт, что автор относится к аргумен-
там, приведенным в предыдущем разделе, с заметной долей скептициз-
ма. Как следует из наблюдений, вариации свойств солнечного ветра оп-
ределяются динамическими процессами с характерными временами,
сравнимыми с временными масштабами коронального расширения. По-
этому доказательство применимости моделей стационарного сфериче-
ски-симметричного расширения к интерпретации данных наблюдений
должно оставаться уделом сторонников этих моделей. Пи одного убе-
200
Глава V
дительного доказательства в пользу стационарного расширения коро-
ны не было получено.
Не вызывает сомнений, что все известные соотношения между
скоростью и плотностью солнечного ветра, направлением течения, про-
тонной температурой качественно согласуются с наблюдаемой карти-
ной в заимосвлзанных вариаций в высокоскоростных плазменных по-
токах (разд. V.2), а также с вариациями, ожидаемыми из теоретических
моделей таких потоков (разд. V.5Вариации направления солнечного
ветра были фактически интерпретированы на основе модели, в которой
временно допускалась неоднородность течения [5.4]. Разработка по-
добных моделей, дающих адекватное количественное объяснение наблю-
даемых соотношений между параметрами, представляет собой более
трудную задачу, чем формулировка моделей стационарного сферически-
симметричного расширения. Тем не менее даже рассматривая в каче-
стве приближения для высокоскоростного потока нестационарное.возму-
щение, показанное на рис. 5.15 и 5.16, мы получаем низкие плотности
и высокие температуры при высоких скоростях течения.
На рис. 5.30 показана связь между протонной температурой (усред-
ненной по времени) и скоростью течения для модели высокоскоростного
потока, использованной при построении рис. 5.16 (включая аналогичные
вычисления, приводящие к более высокой скорости) [5.43]. Для сравне-
ния приведены также средние протонные температуры для 25-километ-
ровых интервалов скорости течения по наблюдениям с помощью косми-
Р и с. 5.30. Ожидаемая связь
между температурой и скоростью
солнечного ветра согласно двум
моделям короткоживущих высо-
коскоростных потоков (как на
рис. 5.16) и модели непрерывно-
го адиабатического расширения
для г > 0,13 ге , а также данные
наблюдений на космическом ап-
парате "Вела-3" [5.43].
1 - поток со скоростью 500 км/с
(расчет); 2 - поток со скоростью
700 км/с (расчет); 3 - непрерыв-
ное адиабатическое расширение
(расчет); 4 - данные наблюдений
на космическом аппарате "Вела-3".
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
201
ческого аппарата "Вела-3”. В указанной модели высокоскоростного
потока молчаливо предполагается, что связь между температурой и
скоростью течения весьма близка к реально наблюдаемой. Действи-
тельно, усредненное по времени распределение температуры в этих
потоках не очень сильно отличается от ожидаемого из модели стацио-
нарного адиабатического расширения, которая справедлива в том же
интервале гелиоцентрических расстояний 0,15 - 1 а.е. Существенное
различие между предсказаниями стационарной и "динамической” моде-
лей состоит в том, что в последней самые высокие температуры име-
ют место на восходящем участке вариации скорости. Из рис. 5.30 вид-
но, что наблюдаемая связь между Тр и и поддается динамической ин-
терпретации. Поэтому отпадает всякая необходимость предполагать,
что в потоке существует особый источник дополнительной энергии,
как это делается в моделях с протяженным источником нагрева короны.
V.8. Перенос энергии в высокоскоростных потоках
солнечного ветра
Повышенные плотности и скорости течения, наблюдаемые вблизи
ведущих краев высокоскоростных плазменных потоков, свидетельству-
ют об усиленном выносе энергии из короны. Таким образом, мы снова
возвращаемся, хотя и с другой стороны, к обсуждению проблемы энер-
гетики солнечного ветра. При этом возникают два главных вопроса:
1) Является ли протяженный энергетический источник, используемый
в некоторых моделях стационарного сферически-симметричного рас-
ширения короны (разд. III.7 и III.8), необходимым для генерации высо-
ких скоростей расширения, характерных для потоков? 2) Насколько
существенна роль высокоскоростных потоков в общей утечке энергии
из солнечной короны?
Напомним читателю, что из нашего пространного обсуждения ро-
ли протяженного источника нагрева в однородном расширении короны
не удалось получить каких-либо окончательных выводов. Поэтому он
не должен удивляться, узнав о том, что энергетика высокоскоростных
потоков изучена еще хуже. Аргументы в пользу существования протя-
женных источников тепла в потоках аналогичны тем, которые уже ис-
пользовались применительно к однородному солнечному ветру. Паркер
[5.44] показал, что высокие скорости расширения, наблюдаемые в по-
токах, скажем 600 км/с, нельзя объяснить на основе одножидкостной
модели расширения проводящей короны без предположения об очень
низкой корональной плотности (-107 см“3). Хартл и Стэррок [5.45]
утверждали, что скорость солнечного ветра около 750 км/с будет тре-
202
Глава V
бовать нереально высокой температуры в короне, вплоть до 7,7*10® К
в основной двухжидкостной модели, и, кроме того, приведет к плот-
ности солнечного ветра ~103 см”3, что гораздо больше действитель-
но наблюдаемого значения. Поэтому в работе [5.45] для увеличения
энергии (и скорости) коронального расширения вновь постулировался
протяженный энергетический источник, обусловленный, вероятно, дис-
сипацией энергии, переносимой волнами. Хотя эти аргументы вполне
приемлемы, их ни в коей мере нельзя считать неопровержимыми. При-
менение моделей, в которых предполагается стационарное сферически-
симметричное течение, для интерпретации сложных свойств высоко-
скоростных потоков остается весьма сомнительным. Нелинейная эво-
люция потока за время его движения от Солнца до орбиты Земли
(разд. V.5) может нарушать первоначальное распределение плотности.
Магнитная канализация расширения в нижней короне (разд. V.6) может
привести к тому, что отношение плотностей в короне и межпланетном
пространстве будет весьма существенно отличаться от ожидаемого
в случае сферически-симметричного расширения. Таким образом, ос-
Июнь 1967 Июль
----„Вела-4*
----„Эксплорер-34
Рис. 5.31. Плотность про-
тонов, скорость солнечного вет-
ра, плотность потока массы
и плотность потока энергии для
одного оборота Солнца в середи-
не 1967 г. по данным наблюде-
ний на космических аппаратах
"Вела-4" и "Эксплорер-34" [5.46].
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
203
новной вопрос о том, есть ли необходимость привлекать протяженный
источник для объяснения нагревания короны, остается неясным.
Некоторая количественная информация об энергетике высокоско-
ростных потоков была получена совсем недавно. На рис. 5.31 приведе-
ны данные о протонной плотности и скорости течения для одного 27-днев-
ного оборота Солнца в середине 1967 г. по наблюдениям на космиче-
ских аппаратах ”Вела-4” и "Эксплорер-34" [5.46]. Кроме этих основных
гидродинамических параметров, показаны также плотность потока мас-
сы тпи и плотность потока энергии У2 тпи3. Мощный высокоскорост-
ной поток появился 11 июля, причем его скорость в течение одних су-
ток возросла от 320 до ^700 км/с, а затем последовал типичный мед-
ленный спад. Вблизи ведущего края этого потока наблюдались крайне
высокие плотности (примерно в 7 раз выше видимого уровня до прихо-
да потока). Однако эти высокие плотности сохранялись лишь в тече-
ние ~ 1 сут, а затем следовало очень сильное разрежение. Плотности
потоков массы и энергии были высокими только в период сильного
сжатия, а затем падали до умеренных значений при разрежении, не-
смотря на то что скорости течения оставались высокими. Таким обра-
зом, повышенные потоки массы и энергии, связанные с этим плазмен-
ным потоком, были сконцентрированы вблизи его ведущего края» Это,
очевидно, есть другое проявление "роста крутизны" в характере вы-
сокоскоростных потоков, наблюдаемых в межпланетном пространстве.
Вычисление потока энергии в таком потоке требует некоторых
предположений относительно площади, в пределах которой плотность
2
Рис. 5.32. Предполагаемая геометрия высокоскоростного потока
солнечной плазмы при вычислении его энергии.
7 — область увеличенного потока энергии; 2 - поперечное сечение по-
тока на сферической поверхности с радиусом 1 а.е.
204
Глава V
потока повышена. Мы будем предполагать, что протяженность этой
плошади по широте и долготе одинакова, как показано на рис. 5.32,
а ее размер получим из ширины временного интервала, в течение ко-
торого наблюдаемая плотность потока была максимальной. В рассмат-
риваемом случае величина потока энергии через сферическую поверх-
ность с радиусом г = 1 а.е. составляет ~2*1025 эрг/с. Для сравнения
напомним, что при плотности потока энергии, характерной для низко-
скоростного солнечного ветра (табл. 3.2), суммарный поток энергии
через всю сферическую поверхность с радиусом г = 1 а.е. равен
6* 1026 эрг/с. Несмотря на большое возрастание плотности потока
энергии вблизи ведущего края этого необычного высокоскоростного
потока, из-за незначительной длительности этого возрастания полный
поток энергии в таком потоке составляет лишь несколько процентов
от суммарного потока энергии в спокойном солнечном ветре.
Пример, описанный выше, является весьма типичным. Анализ дан-
ных наблюдений космических аппаратов "Вела-З" и"Вела-4" по десяти
оборотам Солнца в течение интервала октябрь 1965 г. - декабрь 1967 г.
показал, что суммарный поток энергии во всех наблюдаемых высоко-
скоростных потоках (в предположении, что они существуют в течение
полного оборота Солнца) в среднем составляет около 20% от потока
энергии, содержащейся в низкоскоростном солнечном ветре [5.46].
Вытекающие отсюда выводы могут показаться несколько неожиданными.
Наблюдения не дают указаний о том, что для генерации высокоскорост-
ных потоков солнечного ветра необходим большой поток энергии. Хотя
потоком энергии в таких плазменных потоках пренебрегать никоим об-
разом нельзя, его величина, по-видимому, никогда не превосходит сум-
марного потока энергии при расширении короны.
V.9. Солнечные источники высокоскоростных потоков
Ранее при обсуждении моделей, описывающих взаимодействие
плазмы и магнитных полей в короне (разд. V.6), мы пришли к предва-
рительному выводу, что большие фотосферные области с преобладаю-
щими магнитными полярностями (и конфигурациями магнитных полей
с расходящимися силовыми линиями над ними) являются возможными
источниками межпланетных магнитных секторов и соответствующих
высокоскоростных потоков плазмы. Эти межпланетные образования
в период первых наблюдений на космических аппаратах "Маринер-2"
и 1962 г. (рис. 5.6) и ИМП-1 в 1963 г. (рис. 5.4) были связаны с рекур-
рентными геомагнитными возмущениями. Отсюда могло возникнуть
впечатление, что источники потоков и секторов связаны с Af-областя-
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы 205
ми 15.47], которые долго считались основной причиной рекуррентных
геомагнитных возмущений, однако ни разу не были однозначно отож-
дествлены с каким-либо наблюдаемым явлением на диске Солнца. Мы
закончим обсуждение высокоскоростных потоков и секторов, включив
наше предварительное заключение относительно их происхождения в
общую ’’проблему Л/-областей”.
В попытках идентифицировать М-области исторически сформиро-
вались две различных школы. Одна из них попыталась связать рекур-
рентные геомагнитные возмущения со специфическими центрами сол-
нечной активности. Яркие лучи (стримеры), наблюдаемые во время
солнечных затмений, часто рассматривались как корональные струк-
туры, которые указывают на существование локализованного выброса
вещества из активных областей [5.48]*. Вторая школа пыталась свя-
зать рекуррентные геомагнитные возмущения со ’’спокойными” облас-
тями Солнца, выдвигая аргументы в пользу "конуса убегания” солнеч-
ной корпускулярной радиации над активными областями [5.49, 5.50].
Биллингс и Робертс [5.51], считали, что корональная структура над
относительно стабильной активной областью имеет такой вид, как по-
казано на рис. 5.33. В проводящей короне из-за нерадиального харак-
тера сильно расходящихся силовых линий вблизи активной области долж-
Р и с. 5.33. Структура магнитного поля и распределение температу-
ры в короне, предложенные Биллингсом и Робертсом [5.51] для объяс-
нения ’’конуса убегания”.
* О тесной связи между активными областями и квазистационар-
ными потоками говорят результаты работ [5.75*- 5.78*]. - Прим. ред.
206
Глава V
на происходить депрессия изотерм, показанная на рисунке. В соответ-
ствии с моделями коронального расширения Паркера [5.44] более кру-
той радиальный градиент температур в свою очередь будет приводить
к испусканию низкоскоростного солнечного ветра над активной областью.
Было сделано несколько попыток связать высокоскоростные пото-
ки, наблюдаемые в солнечном ветре, с отдельными проявлениями сол-
нечной активности. Снайдер и Нойгебауэр [5.52] проецировали обратно
на диск Солнца те характеристики межпланетной плазмы, которые на-
блюдались с помощью космического аппарата "Маринер-2". Считая рас-
ширение радиальным при измеренной скорости солнечного ветра (как
и при построении рис. 5.26), авторы [5.52] сопоставили полученные ис-
точники высокоскоростных потоков с положением наблюдаемых каль-
циевых областей. Однозначной связи между ними установлено не было.
Позднее Кутюрье и Леблан [5.53] утверждали, что существует тесная
связь между проекцией на Солнце высокоскоростных потоков, наблю-
давшихся с помощью "Маринера-2", и областями усиленного электро-
магнитного излучения короны, которое наблюдалось в виде радиоизлу-
чения метрового диапазона и излучения зеленой корональной линии.
Эти области, более плотные и горячие, чем окружающая корона, рас-
сматриваются как источники высокоскоростных потоков, поскольку
над каждой такой областью наблюдается локальное расширение, прини-
мающее форму узкого луча (стримера). Однако некоторые стороны этой
работы не вполне убедительны. Хотя число корональных конденсаций
и высокоскоростных потоков, наблюдаемых в течение каждого солнеч-
ного оборота, почти одно и то же, конденсации, по-видимому, чаще сов-
падают не с проекциями самих потоков, а с проекциями минимумов ско-
рости на диск Солнца. Кроме того, остается неясным, возможно ли
сверхзвуковое расширение стримеров при тех высоких плотностях
(-7,5* 107 см“3 при г « 2 tq), которые получаются по радионаблюдени-
ям корональных конденсаций [5.30].
Наиболее существенным возражением против связи высокоскорост-
ных солнечных потоков с активными областями Солнца служит тот факт,
что по наблюдениям на восходящем участке нынешнего цикла солнечной
активности, вопреки ожиданиям, не было обнаружено каких-либо значи-
тельных изменений средних характеристик солнечного ветра. Гослинг
и др. [5.54]* сопоставили данные о скорости солнечного ветра, получен-
ные по наблюдениям на многочисленных космических аппаратах в
1962 - 1969 гг. Несмотря на большое изменение уровня солнечной актив-
*См. также [5.79*]. - Прим. ред.
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы 207
ности в течение этого интервала (включая двукратное усиление интен-
сивности белого свечения короны), в поведении скорости течения не
было замечено какой-либо определенной тенденции. На рис. 5.34 при-
ведены средние 27-дневные характеристики солнечного ветра (вклю-
чая плотности потока массы и энергии) по наблюдениям на космиче-
ских аппаратах "Вела-3" и "Вела-4” в 1965 - 1969 гг. [5.46] вместе
с несколькими индексами солнечной активности. Данные рис. 5.34 сви-
детельствуют об отсутствии какой-либо определенной связи между
повышением уровня солнечной активности и значениями параметров
солнечного ветра, которые остаются почти постоянными. Этот факт,
по-видимому, служит аргументом против предположения о том, что
области повышенной солнечной активности могут быть источниками
каких-либо характерных явлений солнечного ветра.
Рис. 5.34. Средние 27-дневные значения параметров солнечного вет-
ра по наблюдениям на космических аппаратах "Вела-3" и "Вела-4" меж-
ду 1965 и 1969 гт. вместе с двумя индексами солнечной активности
[5.46].
1 — число пар солнечных радиовсплесков 11 — IV типов (нижняя кривая);
2 - плотность потока массы(х 10у6), г/(см2*с); 3 - плотность потока
энергии, эрг/(см2*с); 4 — средняя протонная плотность, см~3; 5 — сред-
няя скорость солнечного ветра, км/с; 6 — доля времени, перекрывае-
мого наблюдениями на аппаратах типа "Вела”, %; 7 - сглаженные чис-
ла солнечных пятен (верхняя кривая).
208
Глава V
Р и с. 5.35. Структура магнитного поля и распределение температуры
в короне вблизи границы сектора по модели Вилкокса [5.12].
1 - передняя часть "уходящего” сектора; 2 - отстающая часть "при-
ходящего" сектора.
В настоящее время источником межпланетных секторов [5.10 - 5.12]
обычно принято считать большие фотосферные области с преобладаю-
щей магнитной полярностью. Такой подход в обших чертах согласуется
с основными концепциями школы ’’конуса убегания”. На рис. 5.35 изоб-
ражена полученная Вилкоксом [5.12] по данным рис. 5.33 структура ко-
роны вблизи границы двух униполярных областей на Солнце (солнечных
секторов). Показаны вариации скорости расширения, подобные вариа-
циям скорости в модели Биллингса и Робертса. Однако для объяснения
того факта, что самые высокие скорости течения наблюдаются в веду-
щей части межпланетных секторов, в [5.12] использовалось предполо-
жение, что между течениями по обеим сторонам границы имеется оп-
ределенное различие. К подобной конфигурации течения пришли недавно
Сакураи и Стоун [5.55] в связи с обнаружением центров радиоизлуче-
ния I типа вблизи границ солнечных секторов. Авторы [5.55] утвержда-
ли, что это радиоизлучение берет начало на замкнутых силовых линиях
над активными областями.
Корональные области с расходящимися силовыми линиями над ак-
тивными фотосферными областями мы предварительно отождествили
с источниками высокоскоростных плазменных потоков. Такая идентифи-
кация согласуется с идеями Вилкокса [5.12] и Сакураи и Стоуна [5.55]
и, с другой стороны, соответствует концепциям школы ’’конуса убега-
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
209
Рис. 5.36. Схематическая комбинация модели коронального расши-
рения Пноймана и Коппа (рис. 5.19 и 5.20) вблизи Солнца с нелинейной
моделью потока (рис. 5.14 и 5.16) на больших гелиоцентрических рас-
стояниях.
Более высокая скорость расширения вблизи осей диполя приводит к
двум высокоскоростным потокам солнечного ветра, каждый из которых
находится внутри магнитной униполярной области или сектора. В про-
цессе распространения от Солнца на большие гелиоцентрические рас-
стояния высокоскоростные потоки переместились к ведущим частям
секторов.
ния". Основой этой идентификации являются лучшие из имеющихся фи-
зических моделей магнитной канализации коронального расширения,
а также несколько ненадежный метод проекции наблюдаемых характе-
ристик межпланетной среды обратно на диск Солнца. Объединяя модель
магнитогидродинамического расширения Пноймана и Коппа [5.31] (спра-
ведливую лишь вблизи Солнца из-за ее изотермического характера и неучета
вращения Солнца) с моделями нелинейного взаимодействия потоков из разд. V.5
(справедливыми только на большом удалении от Солнца и>за неучета магнит-
ной канализации), можно нарисовать простую картину вариаций межпланетного
магнитного поля и плазмы, в общих чертах близкую к ресыыю наблюдаемой
картине. На рис. 5.36 показана модель Пноймана и Коппа [5.31], причем пред-
14 - 847
210
Глава V
полагается, что ось диполя лежит в плоскости солнечного экватора. В резуль-
тате возникают две области долгот с однородной магнитной полярностью.
Скорость расширения вблизи оси диполя оказывается выше, чем на
экваторе диполя на тех долготах, где имеются области с замкнутыми
силовыми линиями (см. рис. 5.20). Эта долготная вариация скорости
расширения, по-видимому, будет усиливаться в модели, где учитыва-
ется теплопроводность (как показано на рис. 5.33 и 5.35, сходство
которых с рис. 5.36 не вызывает сомнений). Последующая модифика-
ция этой долготной вариации за счет ее нелинейного роста крутизны
и вращения Солнца должна сильно напоминать картину, показанную
на рис. 5.14. Ожидаемая структура скоростей и полярностей вблизи ор-
биты Земли показана вдоль внешней части рис. 5.36. Из рисунка видно,
что в межпланетном пространстве, согласно рассматриваемой модели,
должны наблюдаться два магнитных сектора, причем каждый из них
содержит высокоскоростной поток с асимметричным профилем скоростей.
Мы ввели бы читателя в заблуждение, слишком подчеркивая досто-
верность вывода относительно источника высокоскоростных потоков
исходя из ограниченных современных представлений о структуре коро-
ны и межпланетного пространства. Тем ее менее, по мнению автора,
изложенная выше точка зрения, которая в общих чертах согласуется
с гипотезой о "конусе убегания", в наибольшей степени соответствует
теории солнечного ветра и подкрепляется наблюдениями*. Отметим,
что при такой точке зрения особое внимание обращается на изменение
скорости расширения поперек униполярной области с расходящимися
силовыми линиями в короне. Такая структура, по-видимому, могла бы
существовать независимо от каких-либо различий в полярности между
соседними областями источников (как, например, в показанной на
рис. 5.26 области с дважды замкнутыми силовыми линиями, которая
наблюдалась около 10 августа 1965 г.). Поэтому потоки можно считать
более фундаментальными образованиями, чем магнитные секторы. Мы
вновь подчеркиваем, что для объяснения асимметричного профиля ско-
рости, наблюдаемого в межпланетном пространстве, никакой асиммет-
рии для вариации скорости поперек области источника не требуется,
если признается факт нелинейной эволюции этого возмущения по мере
его распространения в межпланетной среде.
Даже если такой вывод относительно пространственного источни-
ка высокоскоростных плазменных потоков считать приемлемым, то
*В [5.80*] приводятся новые аргументы в пользу связи между
квазистационарными потоками и "открытыми" конфигурациями магнит-
ного поля в короне (корональными "дырами"). - Прим. ред.
Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные секторы
211
остается еще несколько возможностей для энергетического источни-
ка потоков. Вариация скорости расширения, показанная на рис. 5.20
и 5.36, в целом обусловлена воздействием магнитных сил на плазму.
Влияние магнитного поля на температурный градиент в проводящей
короне (рис. 5.33 и 5.35) было подтверждено непосредственным инте-
грированием уравнения переноса тепла [5.56], так что можно ожидать
дальнейшего увеличения амплитуды вариации скорости расширения.
Проблемы энергии и массы будут приобретать новые аспекты в струк-
туре с расходящимся течением, предполагаемой здесь (см., например,
статью Паркера [5.44]). Поэтому при анализе вопроса об адекватности
проводящей короны или о необходимости привлекать протяженный ис-
точник энергии необходимо опираться на более сложные модели, чем
имеются в настоящее время. Неясно даже, можно ли по наблюдениям
короны определить физические условия, соответствующие предпола-
гаемым областям источников. Вполне возможно, что механизм нагре-
вания короны (либо в виде тонкой оболочки, либо в виде протяженного
источника) связан со структурой магнитного поля в короне. Поэтому
его эффективность будет изменяться в зависимости от пол’ожения по-
перек магнитно-упорядоченной области источника. Такую гипотезу
можно предложить, опираясь на данные наблюдений о концентрации
альвеновских волн в межпланетном пространстве (разд. II.3 и III.8)
вблизи или внутри ведущей части высокоскоростных потоков [5.57].
Совершенно очевидно, что наши новые физические представления о
неоднородном корональном расширении и происхождении высокоско-
ростных потоков и магнитных секторов, несмотря на их несовершен-
ство, открыли некоторые интересные возможности.
Глава VI
МЕЖПЛАНЕТНЫЕ УДАРНЫЕ ВОЛНЫ,
ГЕНЕРИРОВАННЫЕ СОЛНЕЧНЫМИ ВСПЫШКАМИ
VI. 1. Введение
Тот факт, что через один или несколько дней после некоторых
мощных солнечных вспышек на Земле наблюдаются магнитные бури,
длительное время приписывали приходу к Земле вещества, выброшен-
ного вспышкой. Рассмотрим элементарный объем этого вещества
(предположительно плазмы из хромосферы или нижней короны), кото-
рый быстро движется от Солнца внутрь более медленной плазмы не-
возмущенного солнечного ветра (структура которого предполагается
такой, как показано на рис. 5.9). На рис. 6.1 показано гипотетическое
поперечное сечение (в плоскости солнечного экватора) возмущения
солнечного ветра в момент, когда оно уже ушло далеко в межпланет-
ное пространство*. Приведенная на рисунке форма возмущения при
удалении от Солнца приобретает тенденцию к некоторому боковому
расширению. Теоретические и экспериментальные аргументы в пользу
этого эффекта буду’!’ представлены в разд. VI. 3 и VI. 8. Плазма не-
возмущенного солнечного ветра и магнитные силовые линии должны
сжиматься и выталкиваться в стороны расширяющимся вспышечным
выбросом (высокая проводимость плазмы предотвращает их быстрое
взаимное проникновение). Если скорость выброшенного вещества пре-
вышает скорость окружающего (невозмущенного) солнечного ветра
больше, чем на локальную скорость звука (или альвеновскую ско-
рость), то на ведущем крае слоя сжатой окружающей плазмы обра-
зуется ударный фронт [ 6.2 ].
Характер границы между сжатым окружающим солнечным вет-
ром и вспышечным выбросом в какой-то степени зависит от особен-
ностей процесса вспышки. Если область вспышки была, кроме того,
источником невозмущенного солнечного ветра, то магнитные силовые
*К настоящему времени структура такого возмущения сущест-
венно уточнена [ 6.73* ]; см. также предисловие радактора перевода. -
Прим. ред.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 213
Рис. 6.1. Качественное изображение (в экваториальном попереч-
ном сечении) ударной волны от солнечной вспышки. Волна распрост-
раняется в невозмущенный солнечный ветер, подобный солнечному
ветру на рис. 5.9.
Стрелками показана скорость потока плазмы, а тонкими линиями -
магнитное поле [6.1].
линии во вспышечной плазме должны быть соединены с силовыми
линиями невозмущенного поля. Однако в случае пространственной
конфигурации, показанной на рис. 6.1, эта связь, очевидно, будет иметь
место только на небольшом участке границы — непосредственно над
вспышкой и правее от нее. Большая часть граничной поверхности бу-
дет образована потоками плазмы от различных солнечных источни-
ков. Поэтому можно ожидать, что вещество по обе стороны границы
будет иметь различные термодинамические и химические свойства.
Кроме того, магнитные силовые линии не будут пересекать этот
участок границы. Следовательно, на границе должен возникать тан-
генциальный разрыв в межпланетной плазме и магнитном поле
(разд. II. 3).
Если область вспышки не являлась источником невозмущенного
солнечного ветра, то вся граничная поверхность будет образована
потоками плазмы от различных источников и, по-видимому, будет
представлять собой тангенциальный разрыв. (Эта ситуация совершен-
214
Глава VI
но отлична от описанной Паркером [6.3] для сферически-симметрич-
ной волны, когда вся граница пронизана силовыми линиями; см. так-
же [6.4].) Из-за малой частоты столкновений между частицами в
разреженной межпланетной плазме их диффузия поперек магнитных
силовых линий происходит крайне медленно (разд. III. 10). Поэтому
тангенциальный характер ожидаемого граничного разрыва будет спо-
собствовать сохранению термодинамических или химических разли-
чий между невозмущенной и вспышечной плазмой.
Структура магнитного поля и плазмы в веществе, выброшенном
вспышкой, сильно зависит от особенностей вспышечного процесса.
Магнитные силовые линии вспышечного выброса должны замыкаться
обратно в области вспышки (причем токовый слой будет простираться
через весь вспышечный выброс, а также вдоль его границы), если
только не происходит диффузии плазмы относительно силовых линий,
т.е. "пересоединения" силовых линий [6.5] . Пересоединение откры-
вает большие возможности для интерпретации плазменных явлений.
В некоторых теориях солнечных вспышек начиная с 50-х годов этот
процесс используется в качестве основного механизма вспышек. За
счет пересоединения силовых линий в выброшенном вспышкой вещест-
ве будут возникать замкнутые магнитные петли, как это показано
на рис. 6.1 пунктирной силовой линией . Такую конфигурацию отстаи-
вал Голд (см. многочисленные дискуссии, сопровождающие соответст-
вующие статьи в сборнике [6.6]). Если какое-то количество выбро-
шенного вещества движется от СЬлнца быстрее, чем плазма вбли-
зи тангенциального разрыва (благодаря ускорению первого или за-
медлению последней), то в плазме, выброшенной вспышкой, может
образоваться второй ударный фронт. Это будет обратная ударная вол-
на, которая движется относительно плазмы к Солнцу, но при этом
сносится от Солнца быстрым движением плазмы [ 6.4, 6.7 ].
Пример ударной волны в солнечном ветре был показан на рис.
2.1 и 2.2 и описан в разд. II. 3. Такие ударные волны обычно на-
блюдаются вблизи ведущего края возмущения солнечного ветра,
которое включает повышение скорости течения, протонной темпера-
туры и напряженности магнитного поля, а также сжатие (и последу-
ющее разрежение) наблюдаемой плотности. Эти вариации качественно
соответствуют структуре возмущения, показанного на рис. 6.1. В
целом возмущение, наблюдаемое после ударного фронта (мы будем
называть его ’’ударной волной”), сохраняется в течение 1—2 дней
(разд. II. 3). При таком временном масштабе это явление можно вклю-
чить в классы 2 или 3 схемы классификации, описанной в гл. II.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 215
В настоящей главе мы сосредоточим внимание в основном на
описании крупномасштабных характеристик межпланетных ударных
волн. Данные наблюдений о движениях и форме ударных волн, струк-
туре течений и химических свойствах плазмы мы будем обсуждать,
руководствуясь качественной картиной явления, показанной на рис. 6.1.
Одна из главных задач этого обзора будет состоять в том, чтобы
установить различие между ударными волнами, генерированными
вспышками, и теми ударными волнами, которые могут формировать-
ся на фронтах высокоскоростных плазменных потоков, как об этом
уже упоминалось в связи с рис. 5.10 и 5.11 в разд. V. 5. Мы надеемся
в процессе такого обсуждения выделить класс ударных волн, генери-
руемых вспышками. Будут описаны теоретические модели распрост-
ранения ударных волн в солнечном ветре, которые затем используют-
ся для классификации и интерпретации результатов наблюдений. Осо-
бое внимание будет уделено оценкам количества вещества и энер-
гии, переносимых межпланетными ударными волнами. Этот вопрос
будет рассматриваться в рамках общей проблемы энергетики коро-
нального расширения и с учетом физических процессов, протекающих
в солнечной вспышке.
VI. 2. Движения межпланетных ударных волн,
обнаруженные по наблюдениям плазмы
Изменения свойств солнечного ветра, связанные с прохождением
ударного фронта, происходят так быстро,что кажутся "внезапными"
при наблюдениях с помощью современных детекторов плазмы. В ка-
честве примера таких изменений на рис. 6.2 приведены данные о
скорости солнечного ветра, протонной плотности, протонной и
электронной температурах по наблюдениям на космическом аппарате
"Вела-4" (из-за наличия тепловой анизотропии даны по два значе-
ния каждой температуры). Увеличение всех четырех параметров око-
ло 19. 15 UT 5 июня 1967 г. сигнализировало о прохождении ударно-
го фронта*. Наблюдаемые свойства солнечного ветра перед прохож-
дением ударного фронта и после него приведены в табл. 6.1. Тот
же ударный фронт наблюдался на спутнике "Эксплорер-34", по дан-
* Необходимо [6.74*, 6.75*] применение более строгих методов
идентификации, позволяющих различать быстрые коллинеарные удар-
ные волны, с одной стороны, и анизотропные вращательные ударные
волны и тангенциальные разрывы, с другой. - Прим. ред.
3
f
§
500-
зоо-
ТЪловная ! I
.волна <1 I
сжатия |Н
М~8 U
!• |-
Межпланетная
ударная волна
60
40
20-
10
2*106
106
Электроны ветра
Протоны ветра _
Т
Протоны I
магнитосферы i
~Электроны' 1
§5 5*105
-Электроны
ветра
2Х105-
105£^роупоны
МО4
1700
1800 1900 2000 2100 2200 2300 2400
J *
т
►
5 июня 1967г.
ОТ
Р и с. 6.2. Характеристики солнечного ветра по наблюдениям на кос-
мическом аппарате "Вела-4В" 5 июня 1967 г.
Таблица 6.1
Параметры солнечного ветра вблизи ударного фронта
по наблюдениям на космическом аппарате "Вела- 4" 5 июня 1967 г.
Параметры До прохождения ударного фронта После прохожде- ния ударного фронта
Скорость течения, км/ с 400 450
Протонная плотность, см”3 22 39
Протонная температура, К 7 • 104 1,8 • 10s
Электронная температура, К 1,7 * Ю5 2" 105
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 217
ним которого Огилви и др. 16.9 ] обнаружили аналогичные изменения
в характеристиках протонов.
Данные об ударных фронтах с такими характеристиками, как ука-
зано в табл. 6.1, интерпретируются большей частью на основе так на-
зываемых соотношений Рэнкина - Гюгонио, которые описывают сох-
ранение массы, импульса, энергии и магнитного потока для плазмы,
движущейся через ударный фронт. Если считать функции распределе-
ния главных составляющих солнечного ветра изотропными и максвел-
ловскими (в системе отсчета, движущейся вместе с плазмой), то эти
законы сохранения приобретают вид [6.10]*
р1”1п= P2v2n, (6.1)
2d1 В2
₽’”'” ' '1 ,6-2)
V,, "-Л'
Р| vu + ~ = Р2 v2n V + -, (6.3)
4" 4к
б б„
п п
----- v
4п 1
б. = б = В
' п 2п п
(6.4)
(6.5)
где скорость течения v дана в системе отсчета, движущейся
вместе с ударным фронтом, индексами п и t обозначены компонен-
ты, нормальные и параллельные локальной поверхности ударного
фронта, а цифрами 1 и 2 отмечены состояния до и после прохождения
ударного фронта. Если В = 0, то из полученных магнитогидродинами-
ческих уравнений можно найти единственный тип ударной волны, для
которой нормальные компоненты скорости и v2n для втекающего
* Это справедливо лишь для перпендикулярных ударных волн, для
наклонных ударных волн условия имеют более общий вид [6.76*].
Прим. ред.
218
Глава VI
и вытекающего вещества соответственно больше или меньше, чем
скорости звука в газе до и после прохождения фронта. В присутствии
магнитного поля из полных магнитогидродинамических уравнений мож-
но получить сложный набор возможных типов ударных волн. Краткая
сводка типов ударных волн содержится в недавнем обзоре Берлаги
[6.10]. Здесь мы будем иметь дело с прямым аналогом гидродина-
мической ударной волны, так называемой ’’быстрой ударной волной”.
Нормальные компоненты ее скорости v и v для втекающего и вы-
текающего вещества соответственно больше или меньше, чем скорость
быстрой волны = (с* + 0 , где с* - скорость звука, сА - аль-
веновская скорость, однако и v1n , и больше, чем альвеновские
скорости в плазме до и после прохождения ударного фронта. Если в
области предполагаемого ударного фронта измеряется достаточное
количество параметров плазмы и магнитного поля, то уравнения
(6.1) - (6.5) можно использовать для того, чтобы зафиксировать дви-
жение ударного фронта [ т. е. системы отсчета, в которой выполняет-
ся условие (6.1)] и согласовать наблюдаемые изменения термодина-
мических и магнитных параметров с их ожидаемыми вариациями в об-
ласти фронта. Тем самым, очевидно, проверяется правильность ин-
терпретации наблюдаемого явления как магнитогидродинамической
ударной волны. В результате такой проверки обычно подтверждается
согласие с указанными выше соотношениями для быстрой ударной вол-
ны в пределах точности (и полноты) наблюдательных данных.
В качестве простого примера использования соотношений Рэнки-
на — Гюгонио для обнаружения движения ударного фронта рассмотрим
данные, показанные на рис. 6.2. Если предположить^ что нормаль к
поверхности фронта направлена радиально от Солнца*, то закон сохра-
нения массы в неподвижной системе отсчета (если пренебречь мас-
совой плотностью всех других ионов, кроме 1Н+) принимает вид
Ц - U) = п2 (и2 -U),
где U - скорость распространения ударного фронта относительно
неподвижного наблюдателя, которая в этом случае описывается соотно-
шением пи „
U = ------------ . (6.6)
П2 ~пу
♦Нормаль к фронту может существенно отклоняться от радиаль-
ного направления [6.77* - 6.79*]. - Прим, ред.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 219
Пользуясь данными наблюдений на спутнике "Вела-4" (или^Экспло-
рер-34") для ударного фронта 5 июня 1967 г., получаем U = 5Ю км/с.
В системе отсчета, движущейся вместе с ударным фронтом, плазма,
находящаяся "вверх по течению", втекает в область фронта со ско-
ростью ПО км/с. Скорость звука в области перед ударным фронтом,
согласно вычислениям, составляет 58 км/с, что соответствует зву-
ковому числу Маха для входящего потока около 1,9.
Возмущение солнечного ветра, наблюдавшееся на г « 1 а . е.
5 июня 1967 г. [6.8] в виде ударного фронта, могло быть вызвано
солнечными вспышками, которые произошли несколькими днями ранее.
Огилви и др. [6.9] показали, что указанный ударный фронт, скорее
всего, связан со вспышкой, наблюдавшейся около 08 00 UT 3 июня.
В этом случае время прохождения от Солнца к Земле составляло бы
примерно 59,5 ч при средней скорости распространения около 700 км/с,
что значительно выше скорости 510 км/ с, полученной из наблюдений
вблизи орбиты Земли. Такое различие, по-видимому, указывает на за-
медление ударной волны в межпланетном пространстве [6.14]*. По-
добное расхождение, однако, могло бы появиться также, если бы нор-
маль к поверхности фронта в действительности не совпадала с ра-
диальным направлением, как это предполагалось выше,
В табл. 6.2 дана сводка параметров ударных волн, полученных
либо с применением закона сохранения массы (как сделано выше),
либо с учетом временных интервалов между наблюдениями одного и
того же ударного фронта на двух разнесенных космических аппара-
тах для 27 ударных волн (все они, по-видимому, были быстрыми), о
которых сообщалось в литературе [ 6.11 ]. Для вычисления большин-
ства параметров ударных фронтов, интересующих нас, достаточно
иметь данные наблюдений плазмы. Однако для более полного анализа
этих явлений были привлечены также данные, полученные магнито-
метром спутника ИМП-3 [6.15], поскольку из всех видов наблюдений
они дают лучший образец связи со вспышками. В соответствующих
колонках таблицы приведены следующие данные: 1) дата наблюдения
ударного фронта; 2) источник информации; 3) скорость распростра-
нения ударной волны; 4) угол между радиальным направлением и нор-
малью к поверхности наблюдаемого ударного фронта; этот угол опре-
деляется по измерениям скачка в магнитном поле методом, который
будет описан в разд. VI. 3 (для тех случаев, когда угол не приводит-
* На замедление ударных волн по мере распространения от Солн-
ца впервые обратили внимание советские ученые [6.80*, 6.81*]. —
Прим. ред.
Таблица 6.2
Параметры межпланетных ударных волн цо данным прямых измерений на космических аппаратах
Дата Источник Скорость ударного фронта, км/с Угол между нормалью к фронту и ра- диальным на- правлением Звуко- вое чис- ло Маха Альвенов- ское число Маха Время распро- странения от Солнца к Земле, ч Средняя скорость, км/ с
7 окт. 1962 г. Сонетт и др.
[6.12, 6.13] 510 9°
5 окт. 1965 г. Гослинг и др.
[6.14] 420 3,0 17,2 или 71* 2500 или 590*
7 окт. 1965 г. Тэйлор [6.15] 49,5 840
20 янв. 1966 г. Гослинг и др.
[6.14] 410 2,3 27,3 или 63,5 1670 или 650
22 марта 1966 г. Тэйлор [6.15] 63,5 650
23 марта 1966 г. Чао [6.16] 480 33 5,5
560 49 9,2
8 июля 1966 г. Тэйлор [6.15] 44,6 930
Лазарус и Бинсак
[6.17] 750
9 июля 1966 г. То же 500
10 июля 1966 г. If п 830
15 июля 1966 г. Тэйлор [6.15] 102 400
29 авг. 1966 г. ft ft 67,2 620
Чао [6.16] 470 15 4,8
3 сент. 1966 г. Тэйлор [6.15]
6 янв. 1967 г. н н
7 янв. 1967 г. ft ft
13 янв. 1967 г. Бэйм и др. [6.18] 430* 70
15 фев. 1967 г. Хиршберг и др.
[6.19] 480* 60
1 мая 1967 г. Хонес [ 6.20] 510*
30 мая 1967 г. Огилви и др.
[6.9]
5 июня 1967 г. То же 510
Хундхаузен[ 6.8] 510
25 июня 1967 г. Огилви и Берлага
[6.21], 350
Лазарус и др.
[6.22]
26 июня 1967 г. Огилви и Берлага
[6.21] 480 8
Чао [6.16] 420 33
11 авг. 1967 г. Лазарус и др.
[6.22] 85
39,5 1050
55,7 740
45,6 910
4* 58 720
4,5* 53,5 660
3* 56.2 730
59,5 700
1,5 ? ?
3,1
8,4
Продолжение табл. 6.2
Дата Источник Скорость ударного фронта,км/с Угол между нормалью к фронту и ра- диальным на- правлением Звуко- вое чио ло Маха Альвенов- ское число Маха Время распро- странения от Солнца к Земле, ч Средняя скорость км/с
29 авг. 1967 г. Огилви и Берлага
[6.21] 500 22 15
Чао [6.16] 340 47 L5
13 сент. 1967 г. Огилви и Берлага
[6.21] 420 6 1,0
19 сент. 1967 г. То же 500 27 1,7
11 янв. 1968 г. tt tt 520 30 • 1,3
26 февр. 1968 г. Бонетти и др.
[6.23] 600
Хундхауэен и др.
[6.24] 570 2,0 ? ?
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 223
ся, при вычислении скорости распространения предполагается, что
нормаль к фронту совпадает с радиальным направлением); 5) звуко-
вое число Маха для фронта; 6) альвеновское число Маха, найденное
по измерениям компоненты магнитного поля, совпадающей с нормалью
к фронту; 7) интервал времени, необходимого фронту для прохожде-
ния к орбите Земли с учетом связи со вспышками; 8) средняя скорость
распространения, соответствующая этому интервалу. Звездочками в
табл. 6.2 помечены значения некоторых параметров, либо вычислен-
ные автором настоящей монографии по данным, приведенным в ори-
гинальном источнике, либо предлагаемые им в качестве альтерна-
тивных значений.
Данные для 27 ударных фронтов, приведенные в табл. 6.2, обра-
зуют приемлемый статистический ряд, из которого можно получить
некоторые усредненные характеристики волн. Следует, однако, под-
черкнуть, что все приведенные случаи, за исключением одного, отно-
сятся к восходящему участку нынешнего солнечного цикла, так что
характеристики, полученные из этих данных, могут быть типичными
только для указанного периода. Средняя скорость распространения
ударных волн равнялась 500 км/ с, т. е. была на 100 км/ с выше, чем
средняя скорость солнечного ветра. Нормали к поверхности ударных
фронтов отклонялись от радиального направления в среднем на угол
30° (если учитывать крайний случай 11 августа 1967 г.). Поэтому
предположение о совпадении нормали с радиальным направлением при
вычислении скорости фронта приводит к завышению результата в
среднем на -*-15%. Значение, полученное при не очень больших от-
ступлениях от этого предположения, по существу соответствует ра-
диальной компоненте истинной скорости фронта. Звуковое число Маха
было в основном близким к 3. Отсюда следует, что в течение указан-
ного периода типичные межпланетные ударные волны имели умерен-
ную мощность. Среднее время прохождения от Солнца к Земле с уче-
том связи фронтов со вспышками составляло 55 ч. Это дает среднюю
скорость распространения внутри земной орбиты около 730 км/ с. По-
скольку это последнее значение больше, чем средняя скорость распро-
странения волн вблизи земной орбиты, то замедление ударных волн на
пути от Солнца к Земле, по-видимому, можно считать обычным явле-
нием. Однако радиальная компонента скорости фронта вблизи г = 1 а. е.
в нескольких случаях с большими отклонениями от радиального рас-
пространения (например, 13 января и 15 февраля 1967 г.) была сравнима
со средней скоростью. Отсюда следует, что не все ударные волны за-
медляются при прохождении от Солнца к орбите Земли.
224
Глава VI
VI. 3. Формы ударных волн, обнаруженные
по наблюдениям магнитного поля и плазмы
Для обсуждения происхождения, динамики и энергетики ударных
фронтов необходимо прежде всего иметь некоторые сведения об их
пространственной конфигурации. Например, мы уже видели, что удар-
ные фронты могут возникать как перед вспышечными выбросами
(рис. 6.1), так и перед долгоживущими высокоскоростными потоками
(рис. 5.11). Ясно, что рассмотрение последних в числе явлений, свя-
занных со вспышками, могло бы в данном случае привести к неко-
торой путанице. Существенные различия между формами двух удар-
ных фронтов, показанных на рис. 6.1 и 5.11 для различных типов воз-
мущений солнечного ветра, дают возможность отличить их друг от друга. В
принципе этого можно было бы легко добиться, наблюдая отдельную ударную
волну с помощью нескольких космических аппаратов, разнесенных на расстоя-
ние, сравнимое с характерными размерами возмущения в целом. Практически
таких наблюдений с сильно разнесенными космическими аппаратами было про-
ведено очень мало [6.1]. Первые сведения о конфигурации ударных фронтов
были получены из статистического анализа большого количества данных о ло-
кальной ориентации фронтов по наблюдениям в одной точке или на близко раз-
несенных космических аппаратах.
Локальная ориентация ударного фронта определяется по данным
наблюдений, проведенных на одном космическом аппарате, обычно с
помощью так называемой теоремы компланарности. Применение урав-
нений Максвелла и законов сохранения импульса (6.2) и (6.3) к сжато-
му ударному фронту в среде с изотропным тензором давления пока-
зывает [6.4], что нормаль к фронту должна лежать в плоскости,
определяемой векторами В1 и В2 (векторные магнитные поля в плаз-
ме перед ударным фронтом и позади него). В ряде работ [6.16, 6.25,
6.26] было показано, что эта теорема остается справедливой в ани-
зотропной среде, если тензор давления симметричен относительно
магнитного поля (как и следовало ожидать по соображениям физи-
ческой симметрии). Поскольку вектор ДВ = В2 - должен лежать
в плоскости фронта (В1п = В^\ то отсюда следует, что нормаль к
фронту параллельна векторному произведению ДВ х (В1 х В2 ). Таким
образом, в принципе для определения ориентации фронта достаточно
иметь данные о магнитных полях перед фронтом и позади него. Этот
метод был применен к данным наблюдений Сонеттом и др. [6.13] и
Огилви и Берлагой [6.21 ]*. К сожалению, метод компланарности не
* Впервые этот метод применен в [6.82*]. — Прим. ред.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 225
всегда приводит к точному определению
ориентации фронта. Флуктуации поля в
плазме перед фронтом и позади него и
небольшие изменения направления поля,
характерные для многих ударных фрон-
тов, действуя вместе, создают большие
неопределенности при вычислениях нор-
малей. Несмотря на наличие данных маг-
нитных наблюдений, Огилви и Берлага
[6.21] были вынуждены использовать
данные двух космических аппаратов, что-
бы получить приемлемые нормали для
нескольких ударных фронтов.
На рис. 6.3 показаны шесть норма-
лей к фронту, полученных Огилви и Бер-
лагой [ 6.21 ], которые использовали как
теорему компланарности, так и данные
наблюдений на двух космических аппара-
тах. Эти нормали группируются около ра-
диального направления от Солнца при
среднем отклонении от этого направле-
ния около 20°. Такое распределение нор-
малей качественно согласуется с ожи-
даемым для конфигурации фронта, пока-
занной на рис. 6.1, т. е. для ударной вол-
ны, генерированной вспышкой. Тэйлор
[6.15]* сгруппировал значения АВ, по-
лученные магнитометром космического
аппарата ИМП-3,в восемь возможных ударных фронтов (их уверенная
идентификация была затруднена отсутствием данных наблюдений
плазмы). Эти фронты имели разумную связь со вспышками в предполо-
жении, что нормаль была параллельна плоскости эклиптики. Полученная
ориентация каждого фронта показана на рис. 6.4 (вдоль окружности
с радиусом 1 а. е.) для соответствующей гелиодолготы каждого реаль-
ного наблюдения, которая отсчитывалась относительно положения
связанной с фронтом вспышки. Все ударные фронты, кроме помечен-
ного цифрой 101а, соответствуют распространению волн с широким
Солнце
29 авг.
13 сент.
26 июня
19 сент.
29 ноли.
11янв.
29нояб.
29авг.
26 июня
Цяне.
13 сент.
19сент.
Рис. 6.3. Нормали для
шести межпланетных удар-
ных волн, полученные Огил-
ви и Берлагой [6.21 ] с по-
мощью теоремы компланар-
ности (сплошные стрелки)
и по данным наблюдений
на двух космических аппа-
ратах (пунктирные стрелки)
Угол ф — долгота в пло-
скости5 эклиптики, а 0 -
широта относительно пло-
скости эклиптики.
*8
* Последующие аналогичные исследования см. в [6.78*, 6.79*,
6.83*, 6.84*]. - Прим. ред.
15 - 847
226
Глава VI
Рис. 6.4. Ориентация восьми ударных фронтов, полученных Тэйло-
ром [6.15] по данным магнитометрических наблюдений на космиче-
ском аппарате ИМП-3.
Каждое направление показано на долготе наблюдения, связанной с со-
ответствующей вспышкой. Пунктирной линией показана конфигурация
фронта, полученная Хиршберг [6.27] из анализа корреляции внезап-
ных начал геомагнитных буръ с солнечными вспышками.
фронтом приблизительно симметрично относительно положения вспыш-
ки. Пунктирной линией на рис. 6.4 показан круг радиуса 0,75 а. е. с
центром на расстоянии 0,5 а. е. от Солнца, который, согласно Тэйло-
ру [ 6.15], довольно хорошо отражает конфигурацию ударного фронта,
вытекающую из данных наблюдений на космическом аппарате ИМП-3.
Близкая конфигурация была получена Хиршберг [ 6.27 ] на основе ста-
тистического анализа внезапных начал геомагнитных бурь и солнеч-
ных вспышек.
Для уменьшения неопределенностей, присущих методу компла-
нарности , были предложены два более сложных метода. Чао [6.16]
использовал время запаздывания между наблюдениями ударной вол-
ны в двух различных точках, которые выбирались достаточно близки-
ми, чтобы можно было ударный фронт между ними считать плоским.
Таким способом удалось точнее определить ориентацию фронтов и
скорости их распространения, первоначально вычисленные по данным
наблюдений в одной из рассматриваемых точек. На рис. 6.5 показа-
ны нормали для пяти ударных волн, найденные Чао из наблюдений
на космических аппаратах "Маринер-5", "Пионер-6" и "Пионер-7". Ъи
нормали группируются около среднего направления, которое пример-
но на 20° отклоняется от радиального причем общий раствор конуса
возможных нормалей близок к полученному Огилви и Берлагой [6.21]
(рис. 6.3). Леппинг и Аргентьеро [6.28] объединили законы сохранения
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 227
1966
в,6*'?
26 июня 1967
29 аве 1966
22 марта 1966
S' 29авг.1967
Плоскость
эклиптики
22 марта 1966
29 аве. 1966
^26икня1967
23 марта 1966
6
Рис. 6.5. Нормали пяти межпланетных ударных волн, полученные
Чао [6.16].
а - проекция на плоскость эклиптики (вид с севера); б - проекция на
меридиональную плоскость.
массы и импульса с уравнениями Максвелла и получили переопреде-
ленную систему уравнений для плотностей плазмы, скоростей тече-
ния и компонент магнитного поля в плазме перед фронтом и позади
него. Подгоняя эти уравнения по методу наименьших квадратов к дан-
ным наблюдений плазмы и магнитного поля, накопленным до и после
прохождения ударной волны с помощью одного космического аппа-
рата, можно затем уменьшить влияние флуктуаций (и физических, и
аппаратурных) в пределах периодов накопления и получить более точ-
ную ориентацию фронта. Этот метод был применен лишь к нескольким
реальным случаям наблюдений.
В ряде работ [6.18, 6.19, 6.29, 6.30] были описаны случаи, когда
нормали к фронту сильно отклонялись от плоскости эклиптики. Это
позволяет предполагать, что ударные фронты по форме скорее на-
поминали почти плоский диск, а не тело вращения около некоторой
оси [6.30, 6.31]*. Эту гипотезу, разумеется, можно проверить путем
статистического анализа наблюдаемых нормалей. Два таких исследо-
вания, уже описанные выше [ 6.16, 6.21 ] (рис. 6.3 и '6.5), ни в коей
мере не подкрепляют эту идею. Действительно, они показывают, что
дисперсия наблюдаемых нормалей относительно плоскости эклиптики
не больше их дисперсии в самой плоскости эклиптики. Однако из-за
незначительного количества случаев, проанализированных в каждой
* Впервые большое отклонение нормали от плоскости эклиптики
обнаружено при анализе ударной волны 27 марта 1961 г. [6.77*, 6.82*];
предположение о меридиональной сплющенности волны высказывает-
ся в [6.78*, 6.79*, 6.83*]. - Прим. ред.
228
Глава VI
из упомянутых работ, не удалось окончательно определить такие де-
тали конфигурации межпланетных ударных волн. Можно предполагать,
что указанные конфигурации ударных волн определяются возмуще-
ниями, вызванными скорее солнечными вспышками, а не долгоживу-
щими высокоскоростными потоками. Однако даже это довольно общее
заключение нельзя сделать с большой определенностью.
VI. 4. Характеристики плазмы и магнитного поля
за ударным фронтом
В разд. VI. 1 при качественном обсуждении межпланетных удар-
ных волн мы приписывали им ряд топологических особенностей. Пред-
полагалось, например, что волна имеет форму оболочки (слоя) со сжа-
тым окружающим солнечным ветром. Этот ударный слой отделен от
вспышечного выброса тангенциальным разрывом, а в самом вспышеч-
ном выбросе существует обратная ударная волна. Другие детали по-
ведения плазмы в волне будут получены из количественных теорети-
ческих моделей, которые мы опишем в разд. VI.8. Внимание исследо-
вателей было в основном сосредоточено на характеристиках ударных
фронтов, как об этом уже говорилось в разд. VI. 2 и VI. 3, так что
наши знания о крупномасштабной топологии и движениях плазмы в
пределах ударной волны ограничены. Соответствующие данные наблю-
дений, благодаря которым удалось идентифицировать некоторые из
ожидаемых структур, можно кратко суммировать следующим образом.
Рассмотрим сначала общую топологию ударной волны. Как было
установлено, сжатие плазмы за ударной волной, которое можно заме-
тить на рис. 2.1 и 6.2, сохраняется обычно в течение 6 — 12 ч. Бы-
ло также обнаружено, что азимутальная компонента магнитного поля
велика в течение примерно такого же интервала времени после удар-
ного фронта [6.32]. Оба эти эффекта соответствуют случаю, когда
волна имеет форму оболочки со сжатым окружающим солнечным вет-
ром (см. рис. 6.1 или статью Паркера [6.3]). Однако из-за постоянного
присутствия тангенциальных разрывов в межпланетной плазме (разд.П.З)
идентификация ожидаемой внутренней поверхности между
ударным слоем и вспышечным выбросом является очень трудной
задачей*. Лучшим доказательством в пользу существования такой
границы в каждом отдельном случае были бы дополнительные данные
о химическом составе плазмы, о чем пойдет речь в разд. VI. 5.
*Это проще делать по магнитным наблюдениям [6,73*, 6.75*]. -
Прим. ред.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 229
В настоящее время мы располагаем лишь ограниченными данными о
протяженности ударного слоя.
Еще меньше сведений имеется относительно структуры вспышеч-
ного выброса. Хиршберг [6.33] нашла, что магнитные поля спустя
> 20 ч после ударной волны, как правило, остаются сильными и измен-
чивыми, причем компоненты, нормальные к плоскости эклиптики, не-
обычно велики. Нет никаких данных относительно крупномасштабной
топологии поля, например относительно существования замкнутых
магнитных петель. Значительное внимание исследователей было уде-
лено поискам’’обратных” ударных фронтов [ 6.34, 6.35]. В резуль-
тате был получен вывод, что такие фронты либо встречаются редко,
либо труднодоступны для наблюдений. Из нескольких обратных удар-
ных фронтов, которые были обнаружены в солнечном ветре [6.36, 6.37],
только один, по-видимому, связан с ударной волной, генерированной
вспышкой [6.38]. Этот негативный результат является довольно
неожиданным, поскольку общая структура течения плазмы за ударным
фронтом /она будет описана ниже) способствует формированию обрат-
ной волны. Наиболее типичной особенностью, которая может характе-
ризовать вспышечный выброс при возмущении солнечного ветра,
в этом случае является химический состав плазмы* Этот последний
вопрос обсудим в разд. VI. 5.
Общая структура течения плазмы за ударным фронтом была рас-
смотрена более основательно. В нескольких работах [6.21, 6.22, 6.35]
для плазмы за ударным фронтом типичным считалось такое течение,
в котором некоторые параметры плазмы - плотность, скорость тече-
ния или протонная температура — продолжали расти после внезапного
скачка, наблюдаемого при прохождении фронта. Фронты, показанные
на рис. 2.1 и 6.2, отличаются именно таким поведением. В основу бо-
лее строгой классификации межпланетных ударных волн [6.35] были
положены данные о временной вариации плотности потока кинетиче-
ской энергии fk = ^/2ри3, где р - массовая плотность солнечного
ветра. На рис. 6.6 приведены параметры плазмы для ударной вол-
ны 18 декабря 1965 г. по наблюдениям на космическом аппарате
”Вела-3” (хотя внезапные изменения в области фронта непосредствен-
но не наблюдались, момент прохождения фронта можно было опреде-
лить с точностью, достаточной для наших целей, по данным об им-
пульсном изменении геомагнитного поля, зарегистрированном на-
земными магнитометрами), а также функция полученная на
основе этих параметров. Плотность потока кинетической энергии
продолжала расти относительно мгновенного значения, существовав-
230
Глава VI
500
1800 2400
18 ted
1200
0600
1965
§Л 300
v к
<з| оо^о
Рис, 6-6* Протонная плотность, скорость плазмы и плотность пото-
ка кинетической энергии до прихода и в период прохождения межпла-
нетной ударной волны 18 декабря 1965 г. [6.35].
Это прототип "R-события" в схеме классификации, описанной в тексте.
шего до прихода фронта, в течение примерно 6 ч после прохождения
фронта и лишь впоследствии снизилась до уровня, преобладавшего до
прихода ударного фронта. Межпланетные ударные волны этого типа,
характеризуемые продолжающимся ростом fk( t) после внезапного
скачка на фронте, были обозначены как " Я-события". На рис. 6.7
приведены данные наблюдений на космическом аппарате "Вела-3" для
ударной волны 5 октября 1965 г. [6.14] и функция fk(t)9 полученная
по этим данным. В этом случае плотность потока кинетической энер-
гии медленно падала от мгновенного значения за фронтом до тех пор,
пока примерно через 18 ч после прохождения фронта не достигла
уровня, существовавшего перед фронтом. Межпланетные ударные вол-
ны этого типа, характеризуемые непрерывным падением fk(t) пос-
ле внезапного скачка на фронте, были обозначены как "Я-события".
По данным о 19 возмущениях солнечного ветра, классифицированных
по этой эмпирической схеме, было установлено, что скорость тече-
ния в плазме за фронтом волны, как правило, меняется медленно, а
плотность более быстро. Отсюда следовало, что поведение fk (t)
по типу Я- или Я-событий определялось в основном вариациями
плотности за фронтом ударной волны. В разд. VI. 9 мы покажем,
что эмпирически определенные классы Я- и Я- событий имеют не-
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 231
Рис. 6.7. Протонная плотность, скорость потока и плотность пото-
ка кинетической энергии до прихода и в период прохождения межпла-
нетной ударной волны 5 октября 1965 г. [6.35].
Это прототип "F-событий" в схеме классификации, описанной в тексте.
которое сходство с двумя предельными классами ударных волн, вы-
текающих из теоретических моделей.
Классификация ударных волн, описанная выше, опирается в основ-
ном на их динамические свойства в первые 6 - 12 ч после прохождения
фронта. Поэтому она отражает структуру той области, которая, веро-
ятно, представляет собой оболочку, заполненную сжатой окружающей
плазмой. Динамические свойства плазмы в ударной волне на еще бо-
лее поздних стадиях отличаются еще меньшим разнообразием. И для
Я- , и для F- событий высокоскоростная плазма с низкой плотностью
обычно наблюдалась в течение нескольких дней после прохождения
фронта [6.35]. Возрастание скорости течения после ~ 12 00 UT на
рис. 6.7 служит примером такого поведения. Плотность потока энер-
гии не поднималась в течение этого интервала времени из-за преоб-
ладания аномально низких плотностей. Если наша концепция общей
структуры ударной волны (рис. 6.1) соответствует действительности,
то эти вариации могут свидетельствовать о том, что высокоскорост-
ная плазма испускается короной (но с "нормальным” потоком энер-
гии) по меньшей мере в течение нескольких дней после солнечной
вспышки.
232
Глава VI
VI. 5. Химический состав плазмы за ударной волной
Одно из самых неожиданных свойств плазмы за ударной волной —
это возрастание содержания гелия спустя 5 - 12 ч после прихода удар-
ной волны или внезапного геомагнитного возмущения [6.17 — 6.19,
6.39 - 6.43]*. В качестве примера такого явления на рис. 6.8 приве-
дены энергетические спектры положительных ионов, полученные по
наблюдениям с помощью космического аппарата "Вела-ЗА" для интер-
вала 15-16 февраля 1967 г. Межпланетная ударная волна была заре-
гистрирована в 23 45 UT 15 февраля как детекторами плазмы косми-
ческого аппарата "Вела-3", так и магнитометром находившегося
поблизости спутника "Эксплорер-33" [6.19]. Как до прихода золны, так
и вскоре после ее прихода отношение плотности гелия к водороду в
солнечном ветре было необычно низким (от 0,01 до 0,02). Об этом сви-
детельствуют небольшие вторичные пики в каждом из первых двух
спектров на рис. 6.8. Спустя 9 ч после прихода ударной волны скорость
солнечного ветра поднялась выше мгновенного значения позади фронта,
однако содержание гелия оставалось низким, о чем свидетельствует
третий спектр на рис. 6.8, полученный для момента 08 41 UT 16 фев-
раля.
Следующий спектр солнечного ветра, полученный для момента
09 16 UT, сильно отличается от предыдущих величиной вторичного
пика. Форма этого спектра, четвертого по счету на рис. 6.8, объясня-
ется способом запоминания при приеме данных с применением далеко
разнесенных энергетических каналов, что не позволяло количествен-
но определить содержание гелия. Однако относительная высота вторич-
ного пика, очевидно, существенно возросла. Внезапное планетарное
возмущение геомагнитного поля было зафиксировано наземными
магнитометрами почти в то же самое время. Отсюда следовало, что
произошло внезапное изменение условий в солнечном ветре. Анало-
гичные спектры наблюдались вплоть до 09 40 UT, когда возобнови-
лась прямая передача данных и был получен пятый спектр на рис. 6.8
с нормально разнесенными энергетическими каналами. Этот спектр
имел большой вторичный пик, весьма напоминающий пики в спектрах
наблюдавшихся начиная с момента 09 16 UT. По величине этого вторич-
ного пика для отношения плотности гелия к водороду было получено
значение 0,22. В течение последующих 20 мин содержание гелия сни-
*Для интенсивной ударной волны 4 августа 1972 г. этот интервал сос-
тавлял всего 2 ч [ 6-85*]. - Прим, ред.
1
Энергия на единицу заряда, кВ
Рис. 6.8. Энергетические спектры частиц солнечного ветра по на*
блюдениям на космическом аппарате "Вела-ЗА" до прихода и в период
прохождения межпланетной ударной волны 15-16 февраля 1967 г.
[6.19].
1 - спектр до прихода волны для момента 23 41 UT 15 февраля; 2 -
спектр после прихода волны для момента 23 50 UT 15 февраля; 3 - по-
следний спектр, не обогащенный ионами гелия, 08 41 UT 16 февраля;
4 - первый спектр, обогащенный гелием, 09 16 UT 16 февраля; 5 -
плазменный поршень с 22%-ным содержанием гелия 09 40 UT 16 фев-
раля.
234
Глава VI
зилось до нормальных значений порядка 0,05. Судя по этим данным,
содержание гелия в солнечном ветре было выше 0,10 в целом в тече-
ние 30 мин. Интерпретация такого обогащения плазмы гелием упро-
щается благодаря одновременным измерениям межпланетного маг-
нитного поля на космическом аппарате "Эксплорер-33". После вне-
запного возрастания величины поля, связанного с прохождением
ударного фронта, очень большие поля наблюдались вплоть до момен-
та 09 10 UT, когда величина поля внезапно упала, а направление
поля изменилось. Эти изменения, по существу совпадающие по време- ч
ни с возрастаниями содержания гелия, можно приписать прохождению
тангенциального разрыва в межпланетной плазме. Хиршберг и др.
[6.19] утверждали, что присутствие разрыва и одновременный вне-
запный приход плазмы, обогащенной гелием, обусловлены приходом
"выметающего газа", первоначально выброшенного вспышкой, кото-
рая вызвала это межпланетное возмущение. Газ, наблюдаемый за
ударным фронтом, но перед тангенциальным разрывом,представлял
собой сжатый окружающий солнечный ветер, и поэтому содержание
гелия в нем было таким же низким, как и в плазме перед ударной вол-
ной. Что касается газа за тангенциальным разрывом, то повыщенное
содержание гелия в нем объясняется, по-видимому, его вспышечным’
происхождением. Как показали расчеты, область вспышечного выбро-
са, обогащенного гелием, имела толщину —' 106 км в месте наблюдений.
Межпланетная ударная волна и последующее возмущение 15-16
февраля 1967 г., вероятно, были вызваны очень мощной вспышкой,
которая была зарегистрирована в оптическом диапазоне в 18 00 UT
13 февраля. Этот и подобные ему случаи с большим содержанием ге-
лия после ударных волн (или внезапных начал геомагнитных бурь)
непосредственно указывают на вспышечное происхождение таких воз-
мущений. Хиршберг и др. [6.42] исследовали 16 случаев с повыше-
нием содержания гелия (А > 0,15), которые наблюдались на космиче-
ском аппарате "Вела-3" между июлем 1965 г. и июлем 1967 г. В ре-
зультате было показано, что 12 из них можно связать "с мощными
солнечными вспышками, а пространственная протяженность таких яв-
лений находилась в пределах от 0,01 до 0,1 а. е. Эта связь между вы-
соким содержанием гелия в межпланетном пространстве, солнечны-
ми вспышками и межпланетными ударными волнами настолько сильна,
что находит отражение в средних 10-дневных значениях содержания
гелия [6.11,6.43].
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 235
Из этих данных вытекают интересные выводы относительно со-
держания гелия в короне. Если не привлекать механизм, ускоряющий
ионы 4Не++ более эффективно, чем ионы 1Н+, то содержание гелия
в корональном газе, выброшенном в солнечный ветер, должно быть
больше или равно содержанию гелия, наблюдаемому вблизи земной ор-
биты. Поэтому крайне высокое содержание гелия в солнечном ветре
свидетельствует о повышенном содержании гелия в некоторой обла-
сти короны. Отметим, что значения около 20%, которые наблюдались
в случаях с повышенным содержанием гелия, связанных со вспышка-
ми, согласуются со значениями, ожидаемыми из модели Гейса и др.
[6.44] для нижней короны (см. рис. 4.6). Если вспышка произошла
вблизи такой корональной области или слоя, то вполне возможно, что
в межпланетное пространство инжектируется некоторое количество
газа, обогащенного гелием* Как известно, магнитные поля в солнечных
активных областях имеют сложную конфигурацию с заметной мелко-
масштабной структурой. Если такие нерегулярные поля присутствуют
в корональном газе, который нагревается вспышкой и поэтому уско-
ряется, порождая межпланетную ударную волну, то рассеяние частиц
на неоднородностях поля будет сильно связывать между собой ионы
с различными отношениями заряда к массе, так что все ионы будут
выталкиваться из короны с одинаковой эффективностью. Интересно
отметить, что межпланетное магнитное поле в обогащенной гелием
плазменной области, которая наблюдалась 16 февраля, испытывало
большие флуктуации по величине и направлению [ 6.19]. Повышение
содержания гелия при прохождении межпланетных ударных волн, свя-
занных со вспышками, может служить косвенным доказательством
в пользу повышенной концентрации гелия в короне (этот последний
вопрос мы уже обсуждали в разд. IV. 4 - IV. 6 и иллюстрировали
рис. 4.7).
Следует указать и на другую возможную интерпретацию рас-
сматриваемого эффекта. Фактически ни один из плазменных детек-
торов, использованных при наблюдениях случаев обогащения ге-
лием, был не в состоянии отличить ионы 4Не++ от ионов 2Н+ (т. е.
дейтерия). Некоторыми исследователями [6.45, 6.46] выдвигалось
предположение, что в результате термоядерных реакций в горячих
областях вспышек могли бы генерироваться ионы 2Н+ и что эти
ионы могли бы переноситься к орбите Земли межпланетными удар-
ными волнами. Современные наблюдения не дают убедительных дан-
ных, чтобы подтвердить или отвергнуть такую возможность.
236
Глава VI
VI. 6. Связь между солнечными вспышками
и межпланетными ударными волнами
Основная идея о том, что межпланетные ударные волны генериру-
ются в результате выброса вещества солнечными вспышками, доста-
лась нам в наследство от периода, предшествовавшего проведению
непосредственных наблюдений в межпланетном пространстве. Иссле-
дования солнечно-земных связей косвенными методами, доступными
в тот период, привели к весьма противоречивым точкам зрения (см.,
например, [6.47] и [6.48]) относительно физической реальности кажу-
щихся связей между вспышками и межпланетными ударными волнами
(что предполагалось на основе исследования геомагнитных возмуще-
ний). Даже в настоящее время, когда имеются детальные данные пря-
мых наблюдений ударных волн и их характеристик, связь отдельной
ударной волны с определенной вспышкой не всегда очевидна. Некото-
рые ударные волны можно достаточно уверенно связать с мощными
солнечными вспышками, другие соответствуют слабым вспышкам, а
в ряде случаев вообще не удается однозначно связать волны со вспыш-
ками. Некоторые мощные вспышки, по-видимому, не генерируют меж-
планетных ударных волн. Связь между солнечной активностью и этими
возмущениями солнечного ветра еще не вполне понятна.
Одной из возможных причцн такой запутанной ситуации является
сложный характер самих солнечных вспышек. Обычно вспышки на-
блюдают и классифицируют по данным об их излучении в линии На.
Однако На-излучение не является единственным в цепи физических
явлений, связанных со вспышкой. В этой линии излучается всего не-
сколько процентов суммарной энергии, высвобождаемой в процессе
вспышки. В настоящее время имеются широкие возможности для пат-
руля вспышек по наблюдениям На-излучения. Такие наблюдения ока-
зываются полезными при попытках связать вспышки с ударными вол-
нами, однако не следует удивляться, если с помощью этого конкрет-
ного индикатора мощности вспышки мы не сможем полностью понять
физическую связь между вспышками и явлениями в межпланетном
пространстве. Для глубокого исследования вспышек и ударных волн
необходимо привлечь другие индикаторы процессов, связанных со
вспышками.
Проиллюстрируем теперь трудности, возникающие при попытках
связать вспышки и наблюдаемые ударные волны, на нескольких кон-
кретных примерах. На рис. 6.9 приведены данные солнечных и межпла-
нетных наблюдений за один 27-дневный оборот Солнца в конце 1965 г.
На верхнем графике показаны суточные значения числа солнечных пя-
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 237
Рис. 6.9. Сводка данных солнечных и межпланетных наблюдений,
проведенных в течение 27-дневного периода вращения Солнца с 27
ноября по 24 декабря 1965 г.
1 — число солнечных пятен Rz (по цюрихскому каталогу); 2 — поток ра-
диоизлучения (по наблюдениям в Оттаве); 3 - данные оптических на-
блюдений вспышек (причем длина вертикальной линии соответствует
баллу вспышки); 4 - трехчасовые средние значения скорости сол-
нечного ветра, измеренные с помощью космического аппарата
"Вела-3" [6.1].
тен Rz (по цюрихскому каталогу) и индекс потока солнечного радио-
излучения на частоте 2800 МГц (по наблюдениям в Оттаве), взятые
из сборника [6.49]. Солнечные вспышки, наблюдавшиеся в линии На
и сведенные в таблицу в том же сборнике [ 6.49 ], изображены на вто-
ром графике вертикальными линиями, длина которых соответствует
оптической мощности вспышек (по данным о площади излучающей об-
ласти). Трехчасовые значения средней скорости солнечного ветра по
наблюдениям на космическом аппарате "Вела-З” показаны на самом
нижнем графике. Межпланетные ударные волны, идентифицированные
по данным "Вела-3”, отмечены вертикальными полосами (указыва-
ющими на изменение скорости течения) и буквой S вдоль кривой,
изображающей зависимость скорости от времени. О низком уровне
солнечной активности в течение рассматриваемого периода можно су-
дить по малому числу солнечных пятен и слабому потоку радиоизлу-
чения. В течение этих 27 дней наблюдалось всего 14 солнечных вспы-
шек балла > 1, включая лишь одну вспышку балла 2, зафиксирован-
ную единственной обсерваторией. При наблюдениях солнечного ветра
с помощью космического аппарата ”Вела-3” были обнаружены три
238
Глава VI
слабые межпланетные ударные волны; другие ударные волны, возмож-
но, остались незамеченными из-за перерывов в работе бортовой теле-
метрической системы. Ни одна из трех наблюдаемых ударных волн,
по-видимому, не была рекуррентной [6.35] или связанной с высоко-
скоростным потоком такой природы, как описано в гл. V. Некоторую
связь со вспышками можно установить для ударных волн 3 и 8 декабря.
Однако эти волны можно связать только со вспышками балла 1 (т. е.
вспышками с излучением в линии На с довольно малой площади). Да-
же в этот период с низкой солнечной активностью нет четкой одно-
значной связи между наблюдаемыми проявлениями солнечной актив-
ности и межпланетными возмущениями.
На рис. 6.10 приведены данные солнечных и межпланетных наблю-
дений для одного солнечного оборота в середине 1967 г. Кроме дан-
ных, рассмотренных в предыдущем случае, дополнительно включены
Рис. 6.10. Сводка данных солнечных и межпланетных наблюдений,
выполненных в течение 27-дневного оборота Солнца в период с 21 мая
по 17 июня 1967 г. Совпадающие по времени всплески II и IV типов от-
мечены звездочками [6.1].
1 - число солнечных пятен R , 2 - поток радиоизлучения на частоте
2800 МГц по наблюдениям в Отаве; 3 - радиовсплеск; 4 - оптическая
вспышка.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 239
солнечные радиовсплески II и IV типов [6.50], сведения о которых
почерпнуты из сборников [6.49, 6.51 ]. Всплески показаны вертикаль*
ными линиями - пунктирными для II типа и сплошными для IV типа.
Длина линий соответствует мощности всплесков по шкале, которая
используется в указанных выше сборниках (за основу шкалы принята
максимальная интенсивность). Солнечная активность находилась на
гораздо более высоком уровне в течение данного оборота, чем в пре-
дыдущем примере, о чем свидетельствуют более высокие числа сол-
нечных пятен и более мощные потоки радиоизлучения на "частоте
2800 МГц. Это различие проявляется в наблюдении 147 вспышек балла 1,
12 вспышек балла 2 и двух вспышек балла 3 в течение одного оборота
Солнца в мае - июне 1967 г. В свете этого, возможно, вызовет неко-
торое удивление тот факт, что на спутниках "Вела-3" и "Вела-4" в
течение рассматриваемого солнечного оборота было зарегистрировано
только четыре ударных волны в межпланетном пространстве. Ни одно
из возмущений солнечного ветра, связанных с этими волнами, по-ви-
димому, не было рекуррентным. Любая попытка связать эти волны
со вспышками сталкивается с совершенно другой проблемой, чем
в предыдущем примере с незначительным количеством вспышек. В
данном примере имеется гораздо больше вспышек (причем даже на-
много более мощных), чем наблюдалось ударных волн в межпланетном
пространстве*
Анализ данных о радиовсплесках, по-видимому, мог бы помочь
при выяснении связи ударных волн со вспышками, поскольку всплески
II и IV типов обычно приписывают процессам в короне, связанным
со вспышками; при этом радиовсплески этих типов оказываются ста-
тистически связанными с геомагнитными бурями. В частности, появ-
ление "комбинированного радиовсплеска II -IV типов, который ука-
зывал на ударный фронт, движущийся впереди плазменного облака
через солнечную корону" [6.50], хорошо коррелировало с геомагнит-
ной возмущенностью. Три такие комбинации (мы будем называть их
парами радиовсплесков II - IV) имели место в течение обсуждаемо-
го оборота Солнца; они показаны на рис. 6.10 звездочками над вер-
тикальными линиями, обозначающими всплески. Каждую пару всплесков
можно связать с солнечной вспышкой. После каждого из них в преде-
лах трех дней в межпланетном пространстве вблизи орбиты Земли
наблюдалась ударная волна,
•Мощным вспышкам мая - декабря 1967 г. иногда соответство-
вали вращательные разрывы [ 6.86* ], что указывает на возможность
трансформации ударных волн во вращательные разрывы. - Прим. ред.
240
Глава VI
Использование данных о радиовсплесках приводит к вполне разум-
ной совокупности связей между солнечными радиовсплесками и меж-
планетными ударными волнами: вспышка балла 2N и пара радиовспле-
сков II -IV типов 21 мая - межпланетная ударная волна, наблюдав-
шаяся 24 м т; одна из нескольких вспышек балла 2В и пара всплес-
ков II -IV типов 23 мая - межпланетная ударная волна, наблюдав-
шаяся 25 мая; вспышка балла 1 и пара всплесков II —IV типов
3 июня — межпланетная ударная волна, наблюдавшаяся 5 июня. Су-
щественно, что в последнем примере при выборе источника ударной
волны 5 июня предпочтение отдается вспышке балла 1, а не двум бо-
лее поздним вспышкам балла 2. Последней из межпланетных ударных
волн за рассматриваемый период вращения Солнца от 30 мая - можно
приписать связь со вспышкой балла 3 и одновременным всплеском II
типа (но без всплеска IV типа) 28 мая» Таким образом, объедине-
ние данных об оптических и радиовсплесках вносит некоторый поря-
док в первозданный хаос и дает более правдоподобную связь со вспыш-
ками для каждой ударной волны, наблюдаемой в межпланетном про-
странстве.
Связь между радиоизлучением солнечных вспышек и межпланет-
ными ударными волнами, предполагавшаяся в приведенных выше
примерах, представляется до некоторой степени статистически обос-
нованной. Например, в течение первых шести месяцев 1967 г. наблю-
далось 17 пар всплесков II-IV типов. Девять из них в пределах от
одного до трех дней сопровождались межпланетными ударными вол-
нами, которые были идентифицированы по данным наблюдений на кос-
мическом аппарате ”Вела-3”; восемь из этих всплесков можно свя-
зать с одновременными солнечными вспышками, которые произошли
в области гелиодолгот в пределах ± 51° относительно центрального
меридиана. Восемь из 17 зарегистрированных пар всплесков не со-
провождались межпланетными ударными волнами; три из них можно
связать со вспышками на гелиодолготах выше ± 50° относительно
центрального меридиана. Таким образом, 60% пар всплесков II-IV
типов, связанных со вспышками в пределах ±50° относительно цент-
рального меридиана (это ограничение аналогично тому, которое было
получено в некоторых исследованиях косвенными методами [6.52]),
сопровождались наблюдаемыми межпланетными ударными волнами.
Отдельные активные области, однако, были совершенно аномальны-
ми [6.1].
Проверка необходимости наличия пар всплесков II -IV типов для
появления межпланетных ударных волн (выше обсуждалась проверка
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 241
достаточности) дает аналогичный результат- В течение первой поло*
вины 1967 г. в девяти случаях из пятнадцати накануне прихода меж-
планетных ударных волн, обнаруженных с помощью спутника "Вела-3”,
наблюдались (в пределах трех дней) пары всплесков II -IV типов
(отметим, что в спектральных радионаблюдениях были суточные про-
белы). Для солнечного оборота, показанного на рис. 6.9, аналогич-
ный анализ данных дает гораздо худшие результаты. Фактически за
вторую половину 1965 г. было зарегистрировано семь ударных волн
[6.1, 6.35], причем за те же шесть месяцев не было зарегистрировано
ни одной пары всплесков II -IV типов. Однако обнаружено, что удар-
ные волны, наблюдавшиеся в конце 1965 г., имели на порядок мень-
шую энергию, чем волны, наблюдавшиеся в начале 1967 г. [6.35].
Если при этом энергия радиовсплесков также была меньше в 1965 г.,
чем в 1967 г., то всплески могли бы иметь место, но оказывались ни-
же порога наблюдения. Корреляция радиовсплесков и данных наблю-
дений солнечного ветра, очевидно, заслуживает дальнейшего и более
детального изучения*.
VI. 7. Синтез наблюдений межпланетных ударных волн
Наблюдения, описанные в разд. VI. 2 - VI. 6, приводят к несколь-
ким заключениям относительно природы и структуры межпланетных
ударных волн. Распределение наблюдаемых нормалей к фронту
(рис. 6.3 и 6.5) в основном согласуется с ожидаемой конфигурацией
(рис. 6.1) для возмущений, вызванных вспышками. Упорядоченность
гелиодолгот, связанных с внезапными началами геомагнитных воз-
мущений или ударными волнами, по отношению к положению соответ-
ствующих вспышек (рис. 6.4) дает такую же степень согласия. Ни одна
из этих групп наблюдательных данных не соответствует ожидаемой
конфигурации ударной волны, вызванной стационарным потоком
(рис. 5.11). Поэтому представляется вероятным, что большинство на-
блюдаемых межпланетных ударных волн генерированы солнечными
вспышками.
Рис. 6.11 представляет собой попытку синтезировать данные этих
наблюдений, несколько уточнив более раннее качественное описание
(рис. 6.1) возмущения, вызванного вспышкой (в дальнейшем мы счита-
ем, что возмущение достигло земной орбиты). Форма ударного фронта
у ведущего края возмущения оказывается почти такой же, как ранее.
*См. недавние работы [6.87*, 6.88*] о связи межпланетных удар-
ных волн с радиовсплесками II и IV типов. - Прим. ред.
16 - 847
242
Глава VI
Рис. 6.11. Схематическое изображение (в экваториальном сечении
Солнца) наблюдаемых характеристик межпланетных ударных волн, ге-
нерированных вспышками [ 6. 1 ].
Установлено, что ударная волка обычно имеет умеренную мощность,
распространяясь через межпланетное пространство со скоростью
500 км/ с. Область сжатого солнечного ветра позади фронта
ударной волны имеет толщину от 0,1 до 0,2 а. е. Тангенциальный раз-
рыв, который^по-видимому, отделяет сжатую окружающую плазму от
вспышечного выброса, наблюдавшийся только в одной ударной волне,
иногда сопровождается тонкой оболочкой (толщиной от 0,01 до 0,1 а.е.
из газа, обогащенного гелием. За вспышечным выбросом обычно сле-
дует локализованный поток высокоскоростного солнечного ветра с
низкой плотностью. Можно ожидать, что в течение 2-3 сут, необхо-
димых для прохождения ударной волны от Солнца до земной орбиты,
этот поток за счет вращения Солнца принимает спиральную конфигу-
рацию. Обратные ударные волны в пределах вспышечного выброса
или высокоскоростного потока появляются только в редких случаях.
Таким образом, современные наблюдения раскрывают многие
свойства возмущения солнечного ветра, вызываемого солнечной
вспышкой (хотя в некоторых случаях лишь ориентировочно). Многие
не менее интересные свойства остаются неопределенными. Например,
фактически отсутствуют наблюдательные данные относительно воз-
можного существования замкнутых силовых линий внутри вспышечно-
Межпланетные ударные волны,генерированные вспышками 243
го выброса (как это отмечено вопросительным знаком на рис. 6.11)*.
Мы еще раз подчеркиваем, что все наблюдения, использованные для
описываемого синтеза , за исключением одного случая, относятся
к восходящему участку нынешнего цикла солнечной активности. Эти
же наблюдения фактически указывают на некоторые изменения в пре-
делах цикла [6.35]. Крупномасштабная структура возмущений солнеч-
ного ветра, возможно, также подвергается небольшим или даже зна-
чительным изменениям. Очевидно, многое еще предстоит узнать из
будущих наблюдений.
VI. 8. Теоретические модели распространения
ударных волн в солнечном ветре
Теоретическое описание распространяющихся возмущений солнеч-
ного ветра типа ударных волн требует интегрирования зависящих от
времени уравнений сохранения для массы, импульса и энергии. При-
сутствие второй независимой переменной — времени t — настолько
усложняет интегрирование, что для формулировки разрешимой задачи
приходится прибегать к многочисленным упрощающим предположе-
ниям. До сих пор во всех теориях использовалась одножидкостная
формулировка, включающая силы, обусловленные градиентом давле-
ния и солнечной гравитацией, но без учета каких-либо источников энер-
гии (даже теплопроводности). При дополнительных предположениях о
радиальном сферически-симметричном течении уравнения сохране-
ния массы, импульса и энергии для газа с у =% принимают вид
др 1 д —+— (риг2) = 0, (6.7) at г2 дг (ди ди \ дР р GMa Р\Т+“Г Г~Т~—• (6.8) \ dt дг / дг Г2 д /Р \ д ( Р \ Т\~7Г и\~*7/ =0’ (6<9) \р 3 / дг \ /
*В последнее время в хвостовой части потоков идентифицирова-
ны [6.89*, 6.90*] обширные области с пониженными температурами
протонов и электронов, что служит основанием для предположения о
замкнутой конфигурации магнитного поля в этой области. — Прим, ред.
244
Глава VI
Последнее уравнение просто констатирует, что величина Р/р^ сохра-
няется для данного элемента жидкости, т. е. расширение является
адиабатическим, как это молчаливо и предполагается, когда пренеб-
регают всеми источниками тепла. Решения этих уравнений, завися-
щих от времени, были получены двумя различными методами: приме-
нением классической аналитической теории "автомодельных” волн
[6.53] и прямым численным интегрированием уравнений движения.
При использовании первого из этих методов ищут такое реше-
ние системы (6.7) -(6.9), в котором все свойства жидкости являются
функциями параметра подобия [6.54, 6.3]
n=tr~x. (6.10)
Такие решения поэтому сохраняют один и тот же профиль, т. е. зави-
симость от г, для любого момента времени. Любой элемент жидкости
перемещается согласно закону
Г = (6.11)
Vo /
где г0 - положение элемента в момент tQ . Применительно к проблеме
распространения ударных волн в солнечном ветре этот метод был
впервые использован Паркером [6.3]. Если пренебречь гравитацион-
ными членами, то решения (6.7) - (6.9) при наличии ударного фронта
на ведущем крае волны могут быть найдены численным интегрирова-
нием. Для этого требовалось дополнительное предположение о том,
что скоростью и внутренней энергией окружающего солнечного ветра
можно пренебречь (т. е. что ударная волна на ведущем крае возмуще-
ния была сильной). В том случае, когда плотность окружающего сол-
нечного ветра изменяется как г~2, что является хорошим приближе-
нием для рассматриваемой области межпланетного пространства, эти
решения соответствуют ударным волнам, в которых полная энергия
варьирует со временем как г3/А“2.
На рис. 6.12 показана плотность как функция гелиоцентрического
расстояния (выраженного в единицах расстояния rg 9 соответствующего
положению ударного фронта) для двух предельных случаев А = 1 и
А = 3/2 . Решение, обозначенное как "поршневая волна", соответствует
случаю А = 1 и описывает ударную волну, энергия которой возрастает
линейно со временем. Плотность растет монотонно позади ударной
волны и становится бесконечной при г -+ 0,84 (это расстояние пока-
зано на рис. 6.12 вертикальной линией). Эта сингулярность (особен-
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 245
Гелиоцентрическое расстояние
Рис. 6.12. Автомодельные решения (плотность как функция гелио*
центрического расстояния) для межпланетных ударных волн.
Энергия "поршневой волны" возрастает линейно со временем, тогда
как "взрывная волна" имеет постоянную энергию [6.1 ]; плотность да-
на в единицах плотности невозмущенного солнечного ветра в месте
расположения ударного фронта, гелиоцентрическое расстояние — от-
носительно положения ударного фронта.
ность) и ударный фронт движутся от Солнца с постоянной скоростью
(6.11). Таким образом, эту волну можно рассматривать как толка-
емую (или поршневую) впереди постепенно расширяющегося "поршня”
(расположенного на сингулярности, которая воздействует на волну с
неизменной силой). Решение, обозначенное как "взрывная волна",
соответствует Л = 3/2 и описывает ударную волну, энергия которой
остается постоянной. Плотность в этом случае монотонно падает за
ударной волной. Ударный фронт перемещается от Солнца с постепен-
но убывающей скоростью [пропорциональной г~^ , согласно (6.11)].
Можно считать, что эта волна генерируется точечным взрывом в мо-
мент t =0, после которого дальнейшего высвобождения энергии
не происходит. Этот последний класс решений (ему соответствуют
возмущения с начальным высвобождением энергии, продолжающимся
короткое время) имеет одну интересную и полезную особенность:
свойства волны (например, скорость фронта в данной точке или время
прихода волны в данную точку) зависят лишь от полной энергии воз-
мущения.
Автомодельные решения Паркера были в дальнейшем развиты в
работах Симона и Аксфорда [ 6.55], Ли и Бальвенца [ 6.56], Ли и Че-
на [ 6.57 ] и Ли и др. [ 6.58 ]. В работе Коробейникова [ 6.59 ] получены
246
Глава VI
решения, в которых предположение о бесконечной амплитуде ударной
волны несколько смягчено, причем эти решения сохраняют силу до
первого порядка отношения скоростей и температур перед ударной
волной и после нее. Драйер [6.60, 6.6/ ] рассмотрел решения в предель-
ном случае Л = 1 для ударной волны бесконечной амплитуды в окру-
жающей среде с конечной скоростью расширения. В последней работе
[6.61] учитывается также конечное электрическое сопротивление,
физическая роль которого сводится к устранению математической
сингулярности (в плотности) в области "поршня"**
Второй метод для изучения распространения межпланетных удар-
ных волн - метод прямого численного интегрирования - можно при-
менять к уравнениям (6.7) - (6.9) без дальнейших упрощающих пред-
положений. На рис. 6.13 показана плотность как функция гелиоцентри-
ческого расстояния для двух возмущений, берущих начало на расстоя-
нии г1 =0,1 а. е. и распространяющихся внутрь адиабатического ста-
ционарного окружающего солнечного ветра, который на расстоянии
г = 1 а. е. имеет скорость около 400 км/ с [6.62]. Эти решения приме-
нимы к ударным волнам с конечными амплитудами, как это показано
на рис. 6*13 в виде роста плотности в области ударного фронта чуть
Гелиоцентрическое расстояние, а.е.
Рис. 6.13. Численные решения (плотность как функция гелиоцентри-
ческого расстояния) для межпланетных ударных волн.
Определения для поршневой и взрывной волн те же, что и на рис.
6.12(6.1].
♦Развитие этой работы см. в [6.91*]. — Прим. ред.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 247
меньше, чем в 4 раза (скачок для сильной ударной волны в
газе с у = 5/3 )•
Кривая , обозначенная как "поршневая волна", была получена вве-
дением систематического изменения параметров при г = г1. Плот-
ность за ударной волной монотонно повышается до тех пор, пока не
наступает разрыв, отделяющий сжатый окружающий солнечный ветер
от газа, инжектированного при начальном возмущении в момент t = 0.
Эта граница раздела требует специального описания при численном
интегрировании, а ее свойства лишь качественно иллюстрируются
рис. 6.13. Однако здесь нет сингулярности плотности, как это имело
место на "поршне" в автомобильном решении для Л = 1. Волна дви-
жется с почти постоянной скоростью и имеет энергию, растущую ли-
нейно со временем. Таким образом, она аналогична поршневой волне
в теории подобия, и ее можно рассматривать как волну, подталкива-
емую непрерывно выходящим "выталкивающим газом" от Солнца. Но-
вый стационарный поток солнечного ветра, соответствующий новым
граничным условиям при г = r1, сформировался позади ударного слоя,
как показано на рис. 6.13 для , 0,83 а. е.
Кривая, обозначенная как "взрывная волна", была получена при
кратковременном возмущении гидродинамических параметров при
г = . Плотность монотонно падает на некотором интервале расстоя-
ний позади фронта ударной волны, а затем поднимается до вновь уста-
новившегося уровня в окружающем солнечном ветре ( на расстоянии
г « 0,6 а. е. на данном рисунке). Эта волна движется от Солнца с не-
прерывно падающей скоростью и имеет постоянную полную (включая
гравитационную) энергию. Таким образом, она аналогична взрывной
волне в теории подобия. Ее можно рассматривать как волну, гене-
рированную при взрывном выбросе газа в момент t = 0, причем после
взрыва плазма возвращается к исходным условиям в окружающем
солнечном ветре. Как и в теории подобия, свойства возмущений этого
класса, возникающих в результате импульсной генерации, зависят
только от их полной энергии [6.62]. Взрывные волны, полученные
численным интегрированием, отличаются от взрывных автомодель-
ных волн в том отношении, что разрежение плотности не простирает-
ся вдоль всего пути назад к Солнцу. Численные решения связаны с
высвобождением как массы, так и энергии в волне, тогда как авто-
модельные решения в предельном случае взрывной волны требуют
только высвобождения энергии.
На рис. 6.14 проводится более детальное сравнение плотности
(нормированной здесь к плотности окружающего солнечного ветра,
которая изменяется « г“2 для соответствующего гелиоцентрического
248
Глава VI
Численное
решение
Нормированный
радиус
Рис. 6.14. Числен-
ное и автомодельное
решения, иллюстриру-
ющие существование
"обратной ударной
волны" [6.63].
расстояния) как функции гелиоцентрического
расстояния (нормированного к расстоянию, где
находится ведущий край ударной волны) для
решений типа поршневой волны, полученных
численным интегрированием и из теории подо-
бия [6.63]. Оба показанных решения содержат
новое стационарное течение на малых гелио-
центрических расстояниях, скорость которого
больше, чем у течения вблизи контактной по-
верхности, разделяющей солнечный ветер и
поршневой газ. Таким образом, оба решения
исключают обратную ударную волну в поршне-
вом газе (при S2 в численном решении и при
S, обведенном1 кружком, в автомодельном ре-
шении). Такая возможность уже упоминалась
при качественном обсуждении вопроса в разд.
VI. 1. Используя численные решения, можно
показать, что эта конфигурация будет наблю-
даться на данном гелиоцентрическом расстоя-
нии в межпланетном пространстве только в
том случае, если первоначальное солнечное
возмущение сохраняется в течение более 10%
времени движения межпланетной ударной вол-
ны до этого расстояния [ 6.63].
Ограниченная пространственная протяжен-
ность оптического и радиоизлучения вспышек
свидетельствует о локализованном корональном
явлении. Данные наблюдений нормалей к фронтам ударных волн, описан-
ные в разд. VI. 3, позволяют предполагать, что по своей конфигурации
ударная волна не является сферой с центром на Солнце. Поэтому
может возникнуть впечатление, что хотя теоретические модели, допус-
кающие сферическую симметрию, могут приближенно описывать дви-
жение ударных волн, генерированных вспышками, детальное представ-
ление об их пространственной структуре и эволюции должны давЗть
теоретические модели несферических возмущений. Одна подобная мо-
дель была разработана для предельного класса вспышечных выбросов^
ограниченных тонкой сферической оболочкой (на расстоянии 0,1 а. е.)
в пределах конуса с половинным углом е (с осью симметрии, прохо-
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 249
Рис. 6.15. Изменение формы
ударной волны в зависимости от
времени (указанного в часах) для
случая, когда волна генерируется
вспышечным выбросом в виде обо-
лочки, первоначально ограничен-
ной конусом с половинным углом
15° на гелиоцентрическом расстоя-
нии 0,1 а. е. [ 6.64].
0 0,5 10
Гелиоцентрическое расстояние, а.е.
дящей через вспыпиу) [6.64]*. Распространение этого возмущения
внутрь сферически-симметричного адиабатического окружающего сол-
нечного ветра описывается численными решениями гидродинамических
уравнений, аналогичных (6.7) - 6.9). Поскольку энергия возмущения
остается постоянной, оно представляет собой описанный выше класс
взрывных волн. На рис. 6.15 показана форма полученного ударного
фронта для нескольких моментов времени (в часах) после появления
вспышечного выброса с половинным углом 0 - 15°. В процессе рас-
пространения до расстояния 1 а. е. волна замедляется и испытывает
боковое расширение. К моменту прихода волны к орбите Земли (через
67,6 ч после выхода из источника на расстоянии 0,1 а. е.) волна запол-
няет конус с половинным углом почти 60°. Поперечное расширение
становится существенным, когда волна находится на расстоянии
г > 0,4 а. е., поскольку взаимодействие с окружающей средой сущест-
венно замедляет и ослабляет ударную волну. Высокое давление, воз-
никающее позади фронта, может затем вызвать боковое расширение
со скоростью, составляющей заметную долю от скорости распростра-
нения ударной волны. Важный результат этого исследования заключа-
ется в том, что ожидаемая конфигурация ударной волны на орбите Зем-
ли для возмущений с постоянной энергией почти не зависит от 0 для
начальных половинных углов в области 0 15°. Предельной конфигу-
*Развитие этой модели дано в недавней работе автора [6.92*]. Мо-
дель нецентрального точечного взрыва [6.93*] также приводит к не-
сферическому распространению ударных фронтов. — Прим. ред.
250
Глава VI
рацией ударной волны вблизи орбиты Земли является сфера радиусом
~0,5 а. е. с центром на расстоянии -0,5 а. е. от Солнца вдоль оси сим*
метрии над областью вспышки. Такая форма волны в общих чертах
согласуется с данными наблюдений, как это видно из рис. 6.4.
ЕЬ всех теоретических моделях, описанных выше (полученных
как из теории подобия, так и методом численного интегрирования),
электронная и протонная температуры предполагались одинаковыми,
а теплопроводность электронов не учитывалась. Однако Паркер [6.65]
показал, что "время установления теплового равновесия" (разд. V. 5)
в горячей плазме за межпланетной ударной волной составляет
-104с, т. е. гораздо меньше, чем ожидаемое время распространения
ударной волны, генерированной вспышкой, до расстояния г = 1 а. е.
Отсюда следует, что течение за ударной волной будет ближе к изо-
термическому, а не к адиабатическому. Если этот анализ распростра-
нить на более общие условия в солнечном ветре, то можно показать,
что будет существовать почти устойчивое равновесие между тепло-
проводностью и каким-либо механизмом нагрева солнечного ветра с
временным масштабом, превышающим -4*104 с [6.66]. Теплопро-
водность электронов в межпланетном пространстве настолько велика,
что для рассеяния тепловой энергии, высвобождаемой при типичной
межпланетной ударной волне, достаточно небольшого градиента
электронной температуры. Хотя из-за слабой связи между протонами
и электронами солнечного ветра (разд. III. 5 и III. 12) можно полагать,
что этот "энергетический сток" не оказывает заметного воздействия
на динамику ударных волн, теплопроводность, по-видимому, может
предотвращать любое значительное повышение электронной темпера-
туры в межпланетных ударных волнах. Отсутствие больших темпера-
турных вариаций в наблюдаемых ударных волнах (например, рис. 6.1
и табл. 6.1) было приписано высокой теплопроводности электронов
[ 6.66 ]. Теплопроводность будет играть существенную роль в любой
двухжидкостной модели ударных волн в солнечном ветре.
VI. 9. Классификация межпланетных ударных волн,
полученных из теоретических моделей
Теоретические модели из разд. VI. 8 дают количественное описа-
ние многих особенностей ударных волн, вытекающих из качественно-
го обсуждения в разд. VI. 1. Некоторые общие следствия этих моде-
лей (например, "предельная" конфигурация для аксиально-симметрич-
ной ударной волны на рис. 6.15) находятся в разумном согласии с на-
блюдениями. Другие следствия (например, скорости волн при r= 1 а. е.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 251
и время распространения волн от Солнца до этого расстояния) можно
согласовать с наблюдениями путем подходящего выбора начальных
условий. Поэтому представляется вероятным, что эти модели дают
правдоподобное описание основных динамических свойств межпланет-
ных ударных волн почти в том же смысле, что и ранние модели Пар-
кера для стационарного сферически-симметричного расширения коро-
ны (гл. I), которые описывали основные динамические свойства об-
щего коронального расширения. Это служит дополнительным доказа-
тельством гидродинамической природы межпланетной плазмы.
Мы, однако, не должны упускать из виду весьма идеализирован-
ный характер моделей. Ни в одной из них, например, не учитывается
энергетический источник, обусловленный теплопроводностью, которая,
как известно, имеет фундаментальное значение (гл. III.) в моделях
однородного солнечного ветра. Даже такое очевидное достоинство мо-
делей, как способность предсказывать конфигурацию ударной волны,
близкую к наблюдаемой, может быть поставлено под сомнение. Волны
умеренной амплитуды, наблюдаемые вблизи земной орбиты, в основном
переносятся в межпланетном пространстве за счет общего движения
плазмы (со скоростью - 400 км/с), а не за счет движения ударных
фронтов относительно плазмы (со скоростью всего - Ю0 км/с). По-
этому конфигурация ударной волны будет сильно отличаться от пока-
занной на рис. 6.15 за счет неоднородностей течения в окружающем
солнечном ветре. Детальная тонкая структура межпланетных ударных
волн (наподобие той, которую можно различить на рис. 2.1), возможно,
объясняется скорее общим количеством волн и разрывов в межпланет-
ном пространстве, а не структурой самих ударных волн. Поэтому ка-
жется очевидным, что для физически осмысленного сравнения теоре-
тических моделей с наблюдениями необходимо сосредоточить вни-
мание на общих чертах, которые в основном не зависят от специаль-
ных предположений, сделанных при формулировке моделей, и от на-
блюдаемых деталей возмущений в солнечном ветре.
Одно из возможных применений теоретических моделей заключа-
ется в использовании их в качестве руководства для физической клас-
сификации наблюдаемых ударных волн. Напомним, что и автомодель-
ные решения, и численные решения дают два предельных класса волн.
"Поршневые волны" разд. VI. 8, генерированные длительными возму-
щениями вблизи Солнца, характеризуются повышением плотности, ско-
рости течения и (в численных решениях) температуры за ударной вол-
ной. "Взрывные волны" разд. VI. 8, генерированные импульсными
возмущениями вблизи Солнца, характеризуются падением плотности,
скорости течения и температуры позади ударной волны. Для послед-
252
Глава VI
него класса как метод подобия, так и численное интегрирование дают
возмущения, основные свойства которых зависят только от полной
энергии волны (несмотря на тот факт, что численные решения требуют
высвобождения конечной массы газа, тогда как автомодельные реше-
ния этого не требуют). Из численных решений следует, что поршневая
волна будет наблюдаться на данном расстоянии q в межпланетном
пространстве при условии, что начальное возмущение вблизи Солнца
сохраняется в течение интервала, составляющего более -10% време-
ни прохождения волны до расстояния q . Взрывная волна будет на-
блюдаться на расстоянии Tj 9 если начальное возмущение длится
меньше -1% времени прохождения волны [ 6.62, 6.63]. Таким обра-
зом, две предельные формы волны можно связать с длительностью
начального возмущения (вспышки). Среднее время распространения
от Солнца к Земле около 55 ч для непосредственно наблюдаемых
межпланетных ударных волн (разд. VI. 2) означает тогда, что поршне-
вые межпланетные волны должны быть связаны со вспышками, кото-
рые передают энергию и массу солнечногиу ветру в течение времени,
превышающего -5 ч, тогда как межпланетные взрывные волны долж-
ны быть связаны со вспышками, которые высвобождают энергию ( и
возможно массу) в течение времени менее ~ 0,5 ч. Промежуточные
типы ударных волн могли бы генерироваться вспышками с проме-
жуточными временными масштабами.
Примеры наблюдаемых межпланетных ударных волн, приведенные
ранее, свидетельствуют о вариациях свойств плазмы после прохожде-
ния волны. Эти вариации качественно согласуются с вариациями двух
классов, вытекающими из моделей. Ударные волны на рис. 2.1, 6.2
и 6.6 соответствуют поршневым волнам, тогда как на рис. 6.7 приве-
ден пример взрывной волны. Опираясь на типичный образец вариаций
за ударной волной, приведенный в разд. VI. 4, когда по крайней мере
один из параметров — плотность, потоковая скорость или температу-
ра — продолжает нарастать после прохождения волны, можно предпо-
лагать, что поршневые волны и волны промежуточных классов пред-
ставляют собой наиболее распространенный вид волн в солнечном вет-
ре. Присутствие всех этих классов волн свидетельствует о том, что
межпланетные ударные волны генерируются вспышками, которые
усиливают рсширение короны с характерными временными масштаба-
ми от < 0,5 до > 5 ч. По-видимому, чаще всего ударные волны гене-
рируются вспышками с большими временными масштабами.
Концепции поршневой и ударной волн можно также связать с эмпи-
рической схемой классификации ударных волн, которая основана на
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 253
вариациях плотности потока кинетической энергии fk (t) за ударной
волной, описанных в разд. VI. 4. Теоретические модели предсказы-
вают непрерывный рост fk(t), сопровождающий резкий скачок у ве-
дущего края поршневой волны, и монотонный спад сопровож-
дающий резкий скачок у ведущего края взрывной волны. Таким образом
поршневая волна будет соответствовать эмпирическому /?-событию,
а взрывная волна — эмпирическому F-событию. Хотя эта аналогия
кажется заманчивой и разумной, не все черты наблюдаемых F-собы-
тий соответствуют (даже качественно) ожидаемым свойствам взрыв-
ных волн. В частности, повышенные значения скорости в течение не-
скольких дней после многих F-событий (разд. VI. 4) не согласуются
с моделями взрывной волны. Эти данные позволяют выдвинуть пред-
положение [6.35] о двухступенчатой генерации межпланетных удар-
ных волн: на первой стадии происходит кратковременное высвобожде-
ние энергии из области вспышки или другого подходящего источника;
вторая стадия характеризуется более длительным испусканием высо-
коскоростного солнечного ветра с малой плотностью (с более умерен-
ным потоком энергии). Такой механизм генерации ударной волны яв-
ляется более сложным, чем механизмы, рассмотренные в какой-либо
из теоретических моделей.
VI. 10. Масса и энергия межпланетных ударных волн
Для оценки энергии (и массы), содержащейся в межпланетных
ударных волнах, были применены два независимых метода. В первом
из них используются теоретические модели, которые дают соотноше-
ние между энергией взрывной волны и временем ее распространения
до орбиты Земли или ее скорость вблизи земной орбиты.
Исходя из наблюдаемого времени распространения (разумеется,
с учетом связи волны со вспышкой) или скорости ударной волны, мож-
но оценить ее энергию, опираясь на предположение о том, что рас-
сматриваемая ударная волна относилась к классу взрывных волн. Вто-
рой метод требует интегрирования наблюдаемого потока энергии (или
массы) по сфере с центром на Солнце и радиусом 1 а. е. за полное
время существования ударной волны. Преимущество последнего мето-
да состоит в том, что он не зависит от моделей распространения
или от связи волн со вспышками.
Для автомодельного решения из разд. VI. 8 при Л = 3/2 , т. е.
предельного случая взрывной волны, гидродинамические параметры
в интервале гелиоцентрических расстояний 0 < г 4 rs (где rs - поло-
жение ударной волны в момент t) определяются следующими урав-
254
Глава VI
нениями [ 6о65]: р(г) = 4pa(rs)— , (6.12)
гз
и(г) = — U — , 4 г S (6.13)
з (6.14)
U есть скорость распространения ударного фронта, а ра (rs) — массо-
вая плотность перед волной на расстоянии г = rs . Полная энергия,
содержащаяся в волне в любой момент времени , определяется вы-
ражением
00 1
F= 4тг fr2dr(—pu2 +-—Р). (6.15)
о 2 у — 1
Этот интеграл равен нулю при г > rs , так что интегрирование следу-
ет проводить только от 0 до rs . Подстановка соотношений (6.12) -
(6.14) в (6.15) дает (при у3 5/3)
IF = ~₽a(rJ , (6.16)
причем необходимо напомнить, что rs есть функция времени. По-
скольку предполагается, что плотность окружающего солнечного вет-
ра пропорциональна г ~2, а из закона подобия (6.11) вытекает, что
fJ(rs) пропорционально г*"7’ , то IF не зависит от rs , т. е. от време-
ни, как и следовало ожидать для взрывной волны. Скорость ударно-
го фронта на расстоянии г определяется тогда выражением
2 2 IF
и 2=-------------. (6.17)
3тГРа (г) Г3
Интегрируя выражение (6.13) (с учетом того, что ра (г) а г"2), полу-
чим время распространения Т ударной волны до расстояния г:
т2 __ _
31Г
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 255
В этом случае уравнения (6.17) и (6.18) представляют собой соотно-
шения между скоростью и энергией и между временем распростране-
ния и энергией ударной волны для взрывных волн, вытекающих из тео-
рии подобия. Исходя либо из средней скорости ударной волны
-500 км/с, либо из среднего времени распространения - 55 ч по дан-
ным табл. VI. 2, получим среднюю энергию < W> межпланетной удар-
ной волны - 3* 1032эрг. Близкие значения получены тем же методом
Коробейниковым [6.59] и Драйером и Джонсом [6.67]*. В последней
работе были использованы также соотношение между звуковым чис-
лом Маха и энергией [которое можно вывести из соотношения (6.16)
для сильной ударной волны] и полуэмпирическая связь между числом
Маха и избыточным давлением Др/р на ударном фронте (отметим, од-
нако, ошибку в коэффициенте и показателе в окончательной формуле
работы [6.67] для числа Маха). При этом были получены несколько
меньшие значения W для отдельных наблюдавшихся ударных волн.
Связь между временем распространения и энергией, вытекающая
из численных решений для взрывной волны, показана на рис. 6.16.
Используя среднее время распространения волны -55 ч, получаем ее
среднюю энергию < JF> = 3• 1031 эрг. Исходя из полученного числен-
Р и с. 6.16. Связь между энер-
гией и временем распростране-
ния до орбиты Земли для взрыв-
ной волны, движущейся в адиа-
батическом солнечном ветре с
п = 12 см*3 , и= 400 км/ с на
расстоянии г = 1 а. е.
Энергия для произвольной плот-
ности п при г = 1 а.е. отличает-
ся от приведенной на графике
множителем п/12 [6.62].
W, энергия возмущения, эрг
*См. также [6.94*, 6.95*]. - Прим. ред.
256
Глава VI
но соотношения между скоростью и энергией волны и учитывая ее
среднюю скорость -500 км/ с, находим близкое значение < W >. Раз*
личие между оценками энергии на основе автомодельных и численных
решений на порядок величины иллюстрирует зависимость рассматри-
ваемо! о метода от модели. Это различие обусловлено в основном тем,
что в теории подобия, применяемой для получения соотношений (6.17)
и (6.18), не учитывается скорость окружающего солнечного ветра.
Возмущение с данной энергией будет достигать орбиты Земли скорее
при распространении в быстро движущемся окружающем солнечном
ветре, а не в стационарной среде. Этот эффект играет важную роль в
солнечном ветре, поскольку большинство наблюдаемых ударных волн
имеют умеренную мощность.
Второй метод можно использовать для оценки массы или энергии
межпланетной ударной волны при наличии достаточно полных данных
о плотностях потока массы и потока энергии. Рассмотрим для приме-
ра спокойный сферически-симметричный невозмущенный солнечный
ветер с плотностью потока массы на орбите Земли ра иа . Поток мас-
сы через любую сферу с центром на Солнце равен Ja = 4тгг2ра иа.
Допустим, что в момент tQ поток массы на некоторой внутренней
границе г = rQ поднимается до некоторого значения У1, поддержи-
вается на этом уровне в течение времени У, а затем возвращается
к исходному значению Ja . Таким образом, к потоку добавляется до-
полнительная масса М = (У* - Ja) 7, В результате общего движения
солнечного ветра от Солнца это возмущение должно переноситься до
орбиты Земли, где возникнет переменный поток У (ге 9 с). Спустя не-
которое время величина У (г,, t) вернется к стационарному уровню,
который определяется необходимостью поддержания Ja при г = г0
для t > + J. Хотя временные зависимости У (г0, ^) и У (г t) мо-
гут быть совершенно различными, вся масса, добавленная к потоку
при г = rQ 9 должна в конце концов пройти расстояние г = ге . По-
этому
оо «
м = f dt[J(re9 (6.19)
о
где интеграл сходится к конечному значению, поскольку, как показа-
но выше, У (re, t) -> Уа при t -> «> . Этот результат зависит только
от сохранения массы и непрерывности коронального расширения.
Отметим, что простое перераспределение вещества внутри сфериче-
ской оболочки между г = г0 и ге привело бы к возмущенному пото-
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 257
КУ J (re, i) , однако при интегрировании (6.19) полная масса М в
этом случае оказалась бы равной нулю.
Аналогичный аргумент можно использовать для того, чтобы по-
казать, что энергия в ударной волне, проходящей через орбиту Земли,
определяется выражением
Sdt(F-Fa), (6.20)
О
где F [как и в уравнении (3.12)] есть поток энергии через сферу с
центром на Солнце и радиусом г = ге. Оценивая энергию в волне на
различных гелиоцентрических расстояниях, следует принимать во вни-
мание изменение гравитационного потенциала. Например, эквивалент-
ное энерговыделение на Солнце равно
ге
где М — масса вещества в волне.
Уравнения (6.19) и (6.20) можно записать через плотность потока
массы и энергии:
оо
М = J dt fdA (р и — ра и ),
о
(6.22)
W = Sdt fdA
О
(6.23)
где dA - элемент площади на сфере с центром на Солнце и радиусом
г = ге. Здесь мы пренебрегли всеми источниками энергии, за исключе-
нием потока энергии, обусловленной кинетическим членом (это хоро-
шее приближение для солнечного ветра, в чем можно убедиться по дан-
ным табл. 3.2). Практически данные об отдельной ударной волне име-
ются, как правило, только для расстояния г = г Поэтому ударной
волне следует приписать площадь А, предполагая при этом, что на-
блюдаемые значения р и и представляют собой приемлемые усред-
ненные значения по этой площади. Тогда можно записать
оо
М ~ Afdt (ри — р и ),
а а
о
(6.24)
17 - 847
258
Глава VI
/1 1 \
IT = A fdt — pu3-----ри3). (6.25)
о \2 2 ° /
Интегрирование по времени в (6.24) - (6.25) должно распростра-
няться на все возмущение, начиная от невозмущенных уровней плот-
ности потока массы и энергии. В действительности в солнечном вет-
ре нет устойчивых невозмущенных уровней (см. рис. 5.31), и интег-
рирование нужно прекращать, когда плотность потока массы или
энергии приближается к почти постоянному уровню, близкому к тому,
который наблюдается до прихода ударных волн. При таких предполо-
жениях и приближениях выражения (6.24) и (6.25) можно использовать
для получения чисто эмпирических оценок массы и энергии в наблюдае-
мых межпланетных ударных волнах.
Этот метод был применен к 22 ударным волнам, наблюдавшимся
между 1965 и 1967 гг. [6.35, 6.68]. Эффективная площадь А прини-
малась равной 0,7* 1027 см2, или % площади сферы с центром на
Солнце. Это предположение согласуется с конфигурациями ударных
волн, полученными из наблюдений нормалей к фронту (рис.6.4) и ожи-
даемыми из модели несферической взрывной волны (рис. 6.15). В чис-
ло рассматриваемых случаев были включены события, показанные на
рис. 6.6 и 6.7. На этих рисунках область интегрирования по времени
показана штриховкой под кривыми для плотности потока энергии (от-
метим, что интегрирование простирается в область разрежения плот-
ности прежде, чем плотности потока возвращаются к невозмущен-
ным уровням до прихода волны). Полученные таким способом значе-
ния массы находились в пределах от 5*1015 до 1,5*1017 г при сред-
нем значении <М> = 3,5* 1016 г. Соответствующие значения энер-
гии находились в пределах от 5* 1О30 до 5- 1032 эрг при среднем зна-
чении < W > = 7* 1031 эрг. Эквивалентное выделение энергии при
г = г0 [уравнение (6.21)] составляет < JF, > = 1,4е 1032 эрг. Была
обнаружена разница между Л- и F- событиями по эмпирической схе-
ме классификации (разд. VI. 4). Для шести ударных волн типа R были
получены средние значения < М > = 3.9 • 1016 г и <W> = 6,7’1031эрг,
тогда как для шести волн типа F получены значения < М> = 1,4* 1016г
и < Ж> = 1,7* Ю31 эрг. Если Л- и F-классы отождествить с поршне-
выми и взрывными волнами, как предлагалось в разд. VI. 9, то в таком
случае поршневые волны будут уносить больше вещества и энергии из
короны, чем взрывные волны. Это, очевидно, может быть обусловлено большей
длительностью энерговыделения, необходимой для генерации поршневых волн.
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками
259
Сравнение чисто эмпирических оценок массы и энергии с теоре-
тическими оценками, зависящими от модели, которые были описаны
ранее в этом разделе, приводит к интересным результатам. Эмпири-
ческое значение < W> = 1,7* 1031 эрг для ударных волн класса F,
возможно эквивалентных взрывным волнам, на порядок величины ни-
же, чем средняя энергия, получаемая из теории подобия, и примерно
вдвое ниже, чем средняя энергия, получаемая из численных расчетов.
Таким образом, последняя из модельных оценок, по-видимому, на-
ходится в лучшем согласии с наблюдениями. Отметим также, что поло-
жительная масса М находится путем интегрирования потока массы
по всем ударным волнам типа F. Если они аналогичны взрывным
волнам, необходимым условием их генерации является испускание
вещества, как это предусматривается в численных решениях, но не
учитывается в автомодельных решениях. Для ударных волн с М = О,
по-видимому, необходимо, чтобы выполнялось условие Цге, t) <Ja
в течение интервала времени, достаточного для того, чтобы скомпен-
сировать условие Цге, t)> Ja t которое преобладает непосредствен-
но после прохождения ударной волны. В пределах точности совре-
менных измерений такой дефицит потока массы (который не следует
путать с разрежениями плотности), по-видимому, не является харак-
терным для межпланетных ударных волн.
VI. 11. Роль межпланетных ударных волн
в общем выносе массы и энергии из короны
Оценки содержания массы и энергии в межпланетных ударных
волнах, полученные в разд. VI. 10, позволяют нам выяснить роль удар-
ных волн в выносе массы и энергии из короны. Для этой цели мы бу-
дем пользоваться значениями < М> = 3,5* 1016 г и < ^ > = 1,4* 1032эрг
полученными путем интегрирования наблюдаемых плотностей потоков
массы и энергии. Если характерное время выброса принять равным
нескольким часам (скажем, 104 с),как предполагалось при сравнении
наблюдаемых вариаций после ударной волны с предсказаниями теоре-
тических моделей (разд. VI. 9), то получим очень большие скорости
потерь корональной массы и энергии, связанные с ударными волнами,
генерированными вспышками - соответственно J = 3,5 е 1012 г/с и
F = 1,4* 1028 эрг/с. Эти значения следует сравнивать со скоростями
потерь, которые получались бы в том случае, если бы "спокойный”
окружающий солнечный ветер, параметры которого приведены в
табл. 3.1 и 3.2, испускался всей короной : / = 1* Ю12 г/с и Fa =
260
Глава VI
= 3* 1027 эрг/с. Таким образом, масса и энергия поступают в солнеч-
ный ветер от сравнительно малой области (которая, по-видимому, свя-
зана с процессом вспышки) со скоростями большими, чем скорости
энерговыделения всей короны при спокойных условиях.
Для оценки роли ударных волн, генерируемых вспышками, в про-
цессе общего расширения короны необходимы некоторые сведения о
частоте их появления. Временные интервалы, приведенные на рис.
6.9 и 6.10, по-видимому, являются типичными для восходящей стадии
нынешнего цикла солнечной активности, причем в среднем в течение
одного 27-дневного периода вращения Солнца наблюдалось 3-4 удар-
ных волны. Если эти ударные волны распространяются в пределах ко-
нуса с половинным углом *60°, как об этом свидетельствуют рис. 6.4
и 6.5, то в данной точке межпланетного пространства наблюдалась
бы примерно % полного числа ударных волн. Это позволяет предполо-
жить, что в течение одного оборота Солнца происходит не более 10 та-
ких событий (некоторые слабые ударные волны не поддаются обнару-
жению, однако они, вероятно, переносят лишь незначительные коли-
чества массы и энергии). Поэтому в качестве разумных верхних пре-
делов массы и энергии, уносимых из короны ударными волнами от
вспышек в Течение типичного оборота Солнца, можно принять значе-
ния М « 3 • 1017 г и « 1 • Ю33 эрг. Потери массы и энергии при
сферически-симметричном расширении "спокойного11 окружающего
солнечного ветра (см, еще раз табл. 3.1 и 3.2) для того же 27-дневно-
го периода будут доставлять Ма « 2 • 1018 г и jp » 1Ч034 эрг.
Таким образом, мы пришли к заключению, близкому к тому, ко-
торое было сделано при анализе потерь массы и энергии за счет гене-
рации высокоскоростных плазменных потоков (разд. V. 8). Хотя пере-
носом массы и энергии ударными волнами от вспышек пренебрегать
ни в коем случае нельзя, он, по-видимому, не играет определяющей
роли в общем выносе массы и энергии из Солнца при корональном рас-
ширении. Монтгомери и др. [6.68] пришли к такому же выводу на ос-
нове детального анализа данных о солнечном ветре, полученных меж-
ду 1965 и 1967 гг. Согласно [ 6. 68], за счет ударных волн, вообще го-
воря, можно было объяснить ~ 10% полного переноса массы и энергии.
Этот результат согласуется с тем фактом, что отсутствует какая-
либо явная связь между долговременными тенденциями солнечной
активности и наблюдаемыми плотностями потока массы и энергии в
солнечном ветре (см, рис. 5.34). Несмотря на большую мощность эмис-
сии, которая возможна в случае возмущений от вспышек, из-за отно-
сительно малой частоты таких возмущений они играют второстепен-
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 261
ную роль в общем расширении короны за тот интервал вре-
мени, для которого имеются детальные даннные наблюдений
солнечного ветра.
VI. 12. Выводы, касающиеся физики солнечных вспышек
Плазма, выбрасываемая солнечной вспышкой и наблюдаемая в
межпланетном пространстве как часть ударной волны, содержит в се-
бе информацию о вспышечных процессах. Поэтому ее в принципе мож-
но поставить в один ряд с излучениями, которые традиционно прини-
маются во внимание при экспериментальном исследовании этих про-
цессов (например, оптическое, ультрафиолетовое и рентгеновское
излучение, радиовсплески и энергичные частицы). На практике взаимо-
действие выброшенной плазмы с окружающим солнечным ветром услож-
няет интерпретацию данных наблюдений межпланетных ударных волн и
требует их тщательного сопоставления с теоретическими моделями
в любом таком исследовании. Значительная часть дискуссии в настоя-
щей главе была посвящена попыткам провести такое сопоставление,
и читателю должно быть ясно, что полная и окончательная интерпре-
тация данных наблюдений ударных волн пока невозможна. Тем не ме-
нее оценки массы и энергии, передаваемой солнечному ветру вспыш-
ками, и временной масштаб этого процесса позволяют сделать инте-
ресные выводы относительно явления вспышки. Исходя из этих пред-
посылок, мы должны иметь в виду, что наши заключения могут ока-
заться неприменимыми к вспышкам в целом. Рассматривая только
вспышки, генерирующие межпланетные ударные волны, мы,возможно,
выделили особый класс событий.
Из 22 межпланетных ударных волн, для которых было оценено
содержание массы и энергии [6.35, 6.68], восемь имели правдопо-
добную связь с оптическими вспышками, сопровождавшимися радио-
всплесками II и (или) IV типов. В табл. 6.3 приведен список событий,
для которых была обнаружена четкая связь между солнечными явле-
ниями и межпланетными возмущениями. Шесть вспышек имели балл >2,
так что их можно считать мощными вспышками. Средняя продолжи-
тельность На-излучения для этих 8 вспышек составляла 115 мин,
что сравнимо с временным масштабом порядка нескольких часов для
накопления энергии, полученным из профилей межпланетных ударных
волн в разд. VI. 9 (это время также является типичным для мощных
вспышек [6.69]). Средняя масса соответствующих возмущений сол-
нечного ветра составляла 5,6 • 1016 г, а средняя эквивалентная энер-
гия на расстоянии одного солнечного радиуса 2,3* 1032 эрг.
Таблица 6.3
Связь вспышек и радиовсплесков с межпланетными ударными волнами с известной массой и энергией
Дата (1967 г.) Балл вспыш- ки Продолжитель- ность вспышки Координаты вспышки Радиовсплески Межпланетная ударная волна Энергия у Солнца, эрг
Тип Длительность Дата Время Масса, г
4февр, 2 16 41 -19 02 Nll° Е40° II 17 08-17 28 7 февр 16 40 4-10’6 1,6-Ю32 IV 17 05-18 46 13 февр. 3 17 49-21 30 N20 W10 II 18 03-18 20 15 февр. 23 45 5-10’6 1,9-Ю32 IV 18 29-24 38 Змая 2В 15 37- 19 26 N25 Е51 II 15 48-16 03 7 мая 01 00 3-Ю’6 0,9 • Юзг IV 1603- 16 50 21 мая 2 19 19-19 45 N24 Е39 II 19 23-19 45 24 мая 17 30 4-10’6 1Д-Ю32 IV 19 23-21 00 23 мая Три возможных N30 Е25 II 18 46-19 05 25 мая 5-Ю’6 5,0-Ю32 вспышки балла 23 IV 18 43-19 00 28 мая ЗВ 05 27-07 12 N28 W33 II 05 45-05 22 30 мая 14 30 7-10’6 3,3.1032 3 июня I 02 43-03 42 N24 Е14 II 02 43-02 50 5 июня 19 15 4-10’в 1,1-1032 IV 02 35-04 50 23 июня 1 00 39-01 08 N15 Е34 II 00 53-01 10 25 июня 1,340” 3,7-1032 IV 01 10-02 03
Межпланетные ударные волны, генерированные вспышками 263
Излучение линии На от мощной солнечной вспышки приходит из
объема - Ю28 см3, в котором электронная плотность равна ~101зсм~3
[6.69]. Поэтому масса внутри излучающего объема составляет
•2 • Ю17 г. Бруцек [6.69] путем вычислений показал, что масса види-
мого вспышечного выброса может достигать ~ 2* 1016 г. Таким обра-
зом, полученное выше значение - 5*1016г для массы, выброшенной в
межпланетное пространство, приблизительно равно массе видимого
вспышечного выброса и составляет заметную долю (-^Д) всей массы,
содержащейся внутри области вспышки (отметим, что эти заключения
отличаются от выводов Бруцека, который получил гораздо меньшее
значение массы для межпланетной ударной волны). Следует ожидать,
что выброс массы такого масштаба будет вызывать большие измене-
ния в хромосфере и короне вблизи области вспышки. Некоторые дан-
ные об изменениях структуры корональной плотности, связанных с
ударными волнами, были получены из оптических наблюдений [6.70].
Добавление большого количества вещества к нормальному потоку сол-
нечного ветра позволяет предположить (но не доказывает), что имеет
место инжекция вещества из области, которая ранее не участвовала в
корональном расширении, а именно - из области с замкнутыми силовы-
ми линиями над сложной активной областью. Конфигурация магнитно-
го поля в короне над активными областями, рассчитанная по модели с
поверхностью источника (разд. V. 6), была построена Вальдецом и
Альтшулером [6.71] фактически для того, чтобы объяснить переход
от замкнутой конфигурации к открытой, сопровождающей некоторые
мощные вспышки. Отсюда следует, что изменение поля, связанное со
вспышкой, может быть настолько резким, что оно будет в состоянии
видоизменить конфигурацию фотосферных магнитных полей, на кото-
рых основана модель с поверхностью источника.
В табл. 6.4 средняя энергия межпланетной ударной волны на рас-
стоянии одного солнечного радиуса сравнивается с другими энергети-
ческими потерями мощной вспышки. Таблица содержит в основном
оценки энергии, сделанные Бруцеком [6.69] (некоторые из них досто-
верны только по порядку величины); были также исправлены типо-
графские ошибки [6.69] и проведено сравнение с нашей оценкой энер-
гии ударной волны. Все другие процессы потерь, кроме оптического
излучения и межпланетных ударных волн, пренебрежимо малы, не-
смотря на то что они представляют интерес как индикаторы опреде-
ленных физических процессов. Ударная волна, по-видимому, уносит по
меньшей мере половину энергии, высвобождаемой при вспышке, при-
чем подавляющая часть оставшейся энергии излучается в оптическом
264
Глава VI
Таблица 6.4
Оценки различных видов энерговыделения
для мощной солнечной вспышки
Процесс Энергия, эрг
Излучение в линии На ю31
Излучение в линиях (включая На) 5-103’
Непрерывное излучение 8 • Ю31
Полное оптическое излучение о 1032
Мягкое рентгеновское излучение (1 ~20 А) 2•1О30
Радиовсплески 1025
Энергичные протоны (Е> 10 Мэв) 2-Ю31
Солнечные космические лучи (£ = 1 4- 30 Гэв) 3- Ю30
Видимый вспышечный выброс 1031
Межпланетная ударная волна 2,3-1032
диапазоне длин волн. Это противоречит нормальному энергетическому
балансу хромосферы и короны (разд. III. 7), где лишь около 1% энерге-
тических потерь обусловлено потоком невозмущенного солнечного вет-
ра. Последние оценки непрерывного излучения для ’’белой” вспышки
23 мая 1967 г. (которая включена в число событий, приведенных в
табл. 6.3) дают величину энергетических потерь всего 6 е 1029 эрг[6.72].
Это означает, что величина, приведенная в табл. 6.4, является сильно
завышенной. Если это так, то ударная волна, по-видимому, уносит
еще большую долю энергии, высвобождаемой вспышкой. Полное выде-
ление энергии должно достигать по меньшей мере 2* Ю32 эрг. Это
в свою очередь требует удельного энерго выделения - 2*104 эрг/см3
из излучающего объема вспышки. Сравнение с нормальной плотностью
тепловой энергии в хромосфере - 5 эрг/ см3 и нормальной плотностью
энергии в короне - 1 эрг/см3 дает представление о масштабах про-
блемы, с которой приходится сталкиваться в любой модели накопления
или высвобождения энергии солнечной вспышкой.
Глава Vll
ЗАКЛЮЧИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ
VII. 1. Нерассмотренные вопросы
Сосредоточив внимание в этой монографии на крупномасштабных
явлениях солнечного ветра и особенно на связи этих явлений со струк-
турой и процессами в солнечной атмосфере, мы исключили из рассмот-
рения несколько интересных и важных вопросов исследования солнеч-
ного ветра. Целесообразно теперь упомянуть некоторые из этих вопро-
сов, а также указать последние обзоры и основные работы. Это послу-
жит путеводителем для читателя, интересующегося их исследованием.
Вводное описание многих из этих вопросов было сделано Брандтом [7.1].
.1) Методы наблюдений солнечного ветра.
Общее обсуждение методов, с помощью которых проводятся на-
блюдения межпланетной плазмы и магнитного поля, содержится в об-
зорах Бернштейна [7.2], Хундхаузена [7.3], Василюнаса [7.4] и Несса
[7.5]. Общий обзор косвенных методов был сделан Люстом [7.6] и
Аксфордом [7.7]. Более узко эти методы обсуждаются в работах Бранд-
та [7.1] по наблюдениям кометных хвостов, Виткевича [7.8] и Хьюиша
[7.9] по мерцаниям радиоисточников и Джеймса [7.10] по радиолока-
ционным исследованиям корональных движений.
2) Мелкомасштабные явления в межпланетном пространстве
Основная теория и данные о магнитогидродинамических разрывах
в солнечном ветре приведены в обзоре Бер лаги [7.11]. Относительная
роль тангенциальных и вращательных разрывов в межпланетной плаз-
ме (разд. II.3) рассматривается в последних статьях Берлаги [7.12],
Тернера.и Сиско [7.13] и Белчера и Дэвиса [7.14]. Плазменные волны
и ’’турбулентность” обсуждаются в работе Скарфа [7.15].
3) Обобщение концепции коронального расширения
Обобщение основной гидродинамической теории коронального рас-
ширения для других звезд, кроме Солнца, обсуждается Паркером [7.16]
и Холцером и Аксфордом [7.17]. Бэнке и Холцер [7.18] описали также
истечение газа из полярной ионосферы Земли на основе концепции
гидродинамического расширения, которое в некоторых отношениях на-
поминает расширение короны.
266
Глава Vll
4) Взаимодействие солнечного ветра с другими частицами,
полями и планетами
Один из аспектов взаимодействия солнечного ветра с межзвезд-
ным газом и магнитным полем упоминался в разд. IV.9. Всестороннее
обсуждение этого вопроса (включая "конец" сверхзвукового течения)
содержится в работе Аксфорда [7.19]. Влияние межпланетного магнит-
ного поля на космические лучи и энергичные солнечные частицы (с ис-
пользованием последних для изучения топологии силовых линий) иссле-
довалось очень широко (см. работы Аксфорда [7.19, 7.20] и Джокипи
[7.21]. Взаимодействие солнечного ветра с Луной и планетами рассмат-
ривалось Нессом [7.22] и Шпрайтером и Алкене [7.23]. Взаимодействие
солнечного ветра с геомагнитным полем является самым сложным
(и наименее изученным) явлением из всех, которые мы упоминали. Об-
зор последних работ по этому вопросу, сделанный Дайером и Редере-
ром [7.24], составляет целый том.
Следует по крайней мере кратко упомянуть некоторые работы,
касающиеся крупномасштабной структуры солнечного ветра, но слабо
связанные с частными вопросами, выбранными для обсуждения в
гл. Ill - IV.
5) Формальные аспекты уравнений солнечного ветра
Формальный характер решений гидродинамических уравнений для
непрерывного сферически-симметричного расширения короны остается
предметом широких исследований. Несколько недавних работ, касаю-
щихся возможных типов "одножидкостных" решений, были отмечены
в разд. III.4. Последние работы по этому вопросу опубликованы Вебе-
ром [7.25], Дальбергом [7.26], Йехом [7.27], Дэрни и Робертсом [7.28],
Дэрни и Вернером [7.29] и Робертсом [7.30]. Свойства солнечного вет-
ра, предсказываемые одножидкостными решениями с 7 « г" 4/з при боль-
ших г, сравниваются с наблюдениями в работе Дэрни [7.31].
6) Зависимость свойств солнечного ветра от гелиошироты
Обсуждая корональное расширение, не удовлетворяющее условию сфери-
ческой симметрии, мы ограничились рассмотрением долгоживущих, локализо-
ванных высокоскоростных потоков плазмы (гл. V). Последние работы
с анализом данных наблюдений межпланетного магнитного поля позво-
ляют предположить, что существует гелиографическая зависимость
от широты знака радиальной компоненты поля [7.32] и компоненты, на-
клоненной к плоскости эклиптики [7.33]. Выявление любого из этих эф-
фектов само по себе затруднительно, поскольку современные наблюде-
ния на космических зондах ограничиваются плоскостью эклиптики и по-
этому охватывают только область гелиошироты ±7°. Розенберг [7.34]
интерпретировал предполагаемую гелиоширотную зависимость как
Заключительные замечания
267
результат вытягивания дипольного поля Солнца в межпланетное про-
странство. Если реальность такой широтной зависимости подтвердит-
ся (в настоящее время она не является общепризнанной [7.35]), то по-
явится еще одна крупномасштабная структура солнечного ветра, кото-
рая вызовет новую дискуссию. Соответствующая "трехмерная” модель
коронального расширения рассматривается Зюссом [7.36].
VII.2. Солнечная активность и солнешый ветер
В гл. V и VI мы довольно подробно обсудили два важных класса
крупномасштабных явлений солнечного ветра - долгоживущие высоко-
скоростные плазменные потоки и кратковременные ударные волны, ге-
нерируемые вспышками. Эти явления часто рассматриваются как "воз-
мущения”, наложенные на однородное в других отношениях расширение
короны. Такая точка зрения (частично обусловленная исторически сло-
жившимися представлениями, кратко описанными в разд. П.З) дает
возможность интерпретировать эти возмущения как межпланетные
проявления солнечной активности (и, следовательно, как первое звено
в цепи физических процессов, которые охватывают область солнечно-
земных связей). В результате синтеза теории с данными наблюдений
мы получили ряд предварительных выводов, касающихся связи между
солнечной активностью и указанными межпланетными возмущениями.
Ввиду важности и несколько неожиданного характера этих выводов
будет оправдано их повторное упоминание в качестве заключительных
утверж,\вний, касающихся наших современных представлений о связи
между солнечной активностью и солнечным ветром.
Идентификация солнечных источников высокоскоростных плазмен-
ных потоков, наблюдаемых вблизи орбиты Земли (даже с привлечени-
ем М-областей, которые долго считали ответственными за рекуррент-
ные геомагнитные возмущения) остается трудной задачей. Однако мож-
но найти подходящие примеры (разд. V.6 и V.9), позволяющие утверж-
дать, что потоки возникают в больших униполярных областях в короне
с расходящимися силовыми линиями. Такие магнитные области не обя-
зательно должны быть непосредственно связаны с активными областя-
ми Солнца. Структура короны и течение плазмы, соответствующие это-
му заключению, показаны на рис. 7.1. Нарисованная физическая карти-
на соответствует представлениям школы "конуса убегания” относитель-
но природы W-областей. Фактически рис. 7.1 лишь в деталях отличает-
ся от рис. 5.33 из работы Биллингса и Робертса [5.51]. Это едва ли мо-
жет служить аргументом в пользу существования физической связи
между плазменными потоками и центрами солнечной активности.
268
Глава VII
Рис. 7.1. Качественное (гипотетическое) изображение корональной
структуры, ответственной за высокоскоростные плазменные потоки.
Этот чертеж напоминает оисунок Биллингса и Робертса (рис. 5.33), за
исключением некоторых оеталей (таких, например, как протяженность
изотерм в областях с замкнутым полем).
Вообще говоря, связь между солнечными вспышками и непосред-
ственно наблюдаемыми межпланетными ударными волнами вполне воз-
можна, а физическая взаимосвязь этих двух явлений давно завоевала
широкое признание. Однако может вызвать удивление тот факт, что
пока не получено почти никаких данных о существенном изменении
частоты, с которой межпланетные ударные волны наблюдались в тече-
ние восходящей фазы нынешнего цикла солнечной активности. Ясно
также, что не все мощные (по наблюдениям в линии На) вспышки гене-
рируют межпланетные ударные волны. Эти результаты, а также данные
о том, что ударные волны вносят в поток солнечного ветра большое
дополнительное количество вещества, позволяют предполагать, что
1) вспышки происходят в областях с магнитной структурой, обычно
"закрытой” и не связанной с потоком солнечного ветра, и 2) лишь в не-
которых случаях вспышечный процесс может обладать достаточной
энергией, чтобы преодолеть магнитные силы и ” открыть” магнитную
структуру. На рис. 7.2 показано нестационарное изменение корональ-
ной структуры, приведенной на рис. 7.1, которое можно было бы ожи-
дать при условии, если вспышечный выброс и ударная волна действитель-
но уходят в межпланетное пространство. Тот факт, что высокоскорост-
ной солнечный ветер обычно наблюдается в течение нескольких дней
Заключительные замечания
269
Рис. 7.2. Качественная картина кратковременного изменения, выз-
ванного вспышкой, в корональной структуре, показанной на рис. 7.1.
Предполагалось, что вспышка имела достаточную энергию, чтобы пре-
одолеть магнитные силы и "открыть" область с ранее замкнутыми си-
ловыми линиями.
после прохождения ударной волны, может означать, что показанное из-
менение структуры короны сохраняется в течение такого промежутка
времени.
Приведенные выше выводы (которые определенно следует признать
умозрительными) ставят под сомнение существование достаточно прос-
той и сильной связи между солнечной активностью и солнечным ветром.
Такое сомнение в целом подтверждается соответствующими наблюде-
ниями' /параметры, характеризующие поток солнечного ветра, перенос
массы и перенос энергии, не обнаружили какой-либо отчетливой долго-
временной тенденции в течение нынешнего цикла солнечной активности
(см. рис. 5.34). Фактически "возмущения солнечного ветра", рассмот-
ренные нами, по-видимому, играют незначительную роль в общем пере-
носе массы и энергии солнечным ветром (разд. V.8 и VI. 11). Поэтому
мы приходим к заключению, что основное корональное расширение не
является результатом солнечной активности; оно может происходить
даже над теми областями короны, которые непосредственно не связа-
ны с проявлениями солнечной активности. С другой стороны, наши
выводы свидетельствуют в пользу существования сильной связи меж-
ду солнечным магнитным полем и солнечным ветром. Солнечные вспыш-
ки обычно рассматривают как процесс высвобождения энергии, накоп-
270
Глава VII
ленной в солнечном магнитном поле, а канализация плазменного по-
тока корональным полем при прохождении ударных волн и стационар-
ных высокоскоростных потоков уже была проиллюстрирована выше.
Если наши Обсуждения и привели к какому-нибудь единственному вы-
воду, который следует подчеркнуть, то это будет вывод о том, что
в формировании крупномасштабной структуры солнечного ветра важ-
ную роль играет взаимодействие между корональной плазмой и маг-
нитным полем.
ЛИТЕРАТУРА*
К главе.I
1.1. Chapman S., An Outline of a theory of magnetic storms, Proc. Roy.
Soc. (London), А9Б, 61 - 83 (1919).
1.2. Chapman S., Ferraro V.c.A., A new theory of magnetic storms, Terr.
Magn., 36, 77 - 97 (1931).
1.3. Dessler A.J.9 Solar wind and interplanetary magnetic field, Rev.
Geophys., 5, 1 — 41 (1967).
1.4. Behr A., Siedentopf H., Untersuchungen liber Zodiakallicht und Gegen-
schein nach lichtelektrischen Messungen auf dem Jungfraujoch, Z.
Astrophys., 32, 19 - 50 (1953).
1.5. Biermann L.9 Kometenschweife und solare Korpuskularstrahlung, Z.
Astrophys., 29, 274 - 286 (1951).
1.6. Biermann L.9 Physical processes in comet tails and their relation to
solar activity, Extrait des Mem. Soc. Roy. Sci. Liege Collection in
—4°, 13, 291 - 302 (1953).
1.7. Spitzer L.9 Physics of Fully Ionized Gases, New York, Interscience
Puhi., 1956. (Русский перевод co 2-го переработан, американского
изд.: Л. Спитцер, Физика полностью ионизованного газа, М.,
"Мир", 1965.)
1.8. Chapman S., Notes on the solar corona and the terrestrial ionosphere,
Smithsonian Contrib. Astrophys., 2, 1 — 11 (1957).
1.9. Parker E.N., Dynamics of the interplanetary gas and magnetic fields,
Astrophys. J., 128, 664 - 675 (1958).
1.10. Parker E.N., Interplanetary Dynamical Processes, New York, Inter-
science Publ., 1963. (Русский перевод: E.H. Паркер, Динамические
процессы в межпланетной среде, М., "Мир", 1965.)
1.11. Chamberlain J.W.9 Interplanetary gas, III. A hydrodynamic model of
the corona, Astrophys. J., 133, 675 — 687 (1961).
1.12. Pannekoek A., Ionization in stellar atmospheres, Bull. Astron. Inst.
Neth., 1, 107 - 118 (1922).
* Литература, отмеченная звездочкой, добавлена редактором перевода.
272
Литература
1.13. Rosseland S., Electrical state of a star, Mon. Not. Roy. Astron.
Soc., 84, 720 -728 (1924).
1.14. Chamberlain J.W., Interplanetary gas, II. Expansion of a model so-
lar corona, Astrophys. J., 131, 47 — 56 (1960).
1.15. Грингауз К.И., Безруких B.B., Озеров В.Д., Рыбчинский Р.Е.,
Изучение межпланетного ионизированного газа, энергичных
электронов и корпускулярного излучения Солнца при помощи
трехэлектродных ловушек заряженных частиц на второй совет-
ской космической ракете, Докл. АН СССР, 131, 1301 - 1304 (1960).
1.16. Грингауз К. И., Some results of experiments in interplanetary space
by means of charged particle traps on Soviet space probes, Space
Res., 2, 539 - 553 (1961).
1.17. Грингауз К. И., Безруких В. В., Мусатов Л. С., Наблюдения сол-
нечного ветра с помощью межпланетной станции "Венера-3”,
Космич. исследования, 5, вып. 2, 251 - 258 (1967).
1.18. Bonetti Л., Bridge H.S»9 Lazarus A.J*, Lyon E.F.9 Rossi R.9 Scherb Fy
Explorer 10 plasma measurements, J. Geophys. Res., 88,
4017 - 4063 (1963).
1.19. Scherb F.9 Velocity distributions of the interplanetary plasma detec-
ted by Explorer 10, Space Res., 4, 797 — 818 (1964).
1.20. Snyder C.JL, Neugebauer M.9 Interplanetary solar wind measurements
by Mariner 2, Space Res., 4, 89 — 113 (1964).
1.21. Neugebauer M.9 Snyder C.JF., Mariner 2 observations of the solar
wind, 1. Average properties, J. Geophys. Res., 71, 4469 — 4484
(1966).
1.22. Neugebauer M.9 Snyder C.IL, Mariner 2 observations of the solar
wind, 2. Relation of plasma properties to the magnetic field, J.
Geophys. Res., 72, 1823 - 1828 (1967).
1.23. Ness N.F., Scearce C.S., Seek УД?., Initial results of the Imp 1 mag-
netic field experiment, J. Geophys. Res., 69, 3531 — 3569 (1964).
1.24* . Всехсвлтский C.K., Пономарев E.A., Никольский Г.М., Чередни-
ченко В.И., О корпускулярном солнечном излучении, В сб. ’’Фи-
зика солнечных корпускулярных потоков и их воздействие на
верхнюю атмосферу Земли", М., Изд-во АН СССР, 1957,
стр. 51 - 60,
К главе II
2.1. Parker E,N.9 Interplanetary Dynamical Processes, New York, Inter-
science Publ., 1963. (Русский перевод: E.H. Паркер, Динамиче-
ские процессы в межпланетной среде, М., "Мир", 1965.)
Литература
273
2.2. Burlaga L.F., Directional discontinuities in the interplanetary mag-
netic field, Solar Phys., 7, 57 — 71 (1969).
2.3. Burlaga L.F., Ness N.F., Macro- and micro-structure of the inter-
planetary magnetic field, Can. J. Phys., 46, 5962 — 5965 (1968).
2.4. Hundhausen A. J., Вате S.J., Asbridge J.R., Sydoriak S.J., Solar
wind proton properties: Vela 3 observations from July 1965 to June
1967, J. Geophys. Res., 75, 4643 - 4657 (1970).
2.5. Roederer J.G., Dynamics of Geomagnetically Trapped Radiation,
Berlin — Heidelberg - New York, Springer, 1970. (Русский перевод:
Х.Г. Редерер, Динамика радиации, захваченной геомагнитным
полем, М., "Мир", 1972.)
2.6. Neugebauer М., Snyder С. IF., Mariner 2 observations of the solar
wind, I. Average properties, J. Geophys. Res., 71, 4469 — 4484
(1966).
2.7. Coleman P.J., Jr,, Davis L., Jr., Smith E.J., Jones D.E., Variations
in the polarity distribution of the interplanetary magnetic field, J.
Geophys. Res., 71,2831 - 2839 (1966).
2.8. Bartels J., Some problems of terrestrial magnetism and electricity,
In Terrestrial Magnetism and Electricity, ed. J.A., Fleming, New
York, McGraw-Hill, 1939, pp. 385 - 433.
2.9. Snyder C.W., Neugebauer M., The relation of Mariner 2 plasma data
to solar phenomena, In The Solar Wind, ed. R.J. Mackin and M. Neuge
bauer, New York, Pergamon Press, 1966, pp. 25 — 34. (Русский пе-
ревод: Солнечный ветер, М., "Мир", 1968.)
2.10. Colburn D.S., Sonett С.Р., Discontinuities in the solar wind, Space
Sci. Rev., 5, 439 - 506 (1966).
2.11. Siscoe G.L., Davis L., Jr., Coleman P.J., Smith E.J., Jones D.E.,
Power spectra and discontinuities of the interplanetary magnetic
field, Mariner 4, J. Geophys. Res., 73, 61 — 82 (1968).
2.12. Burlaga L.F., Ness N.F., Tangential discontinuities in the solar
wind, Solar Phys., 9, 467 — 477 (1969).
2.13. Hundhausen A. J., Вате S.J., Ness N.F., Solar wind thermal anisotro-
pies: Vela 3 and Imp 3, J. Geophys. Res., 72, 5205 — 5274 (1967).
2.14. Belcher J.W., Davis L., Jr., Large amplitude Alfven waves in the
interplanetary medium. II, J. Geophys. Res., 76, 3534 — 3563 (1971).
2.15. Burlaga L.F., Microscale structures in the interplanetary medium,
Solar Phys., 4, 67 - 92 (1968).
2.16. Burlaga L.F., Hydromagnetic waves and discontinuities in the solar
wind, Space Sci. Rev., 12, 600 — 657 (1971).
2.17. Burlaga L.F., Ogilvie K.W., Magnetic and thermal pressures in the
solar wind, Solar Phys., 15, 61 — 71 (1970).
18 - 847
274
Литература
2.18. Scarf F.L., Microscopic structure of the solar wind, Space Sci. Rev.,
11, 234 - 270 (1970).
2.19* . Сыроватский С.И., Магнитная гидродинамика, Успехи физ. наук,
62, 247— 303 (1957).
2.20 *.£ ипп L.M., Discontinuities in an anisotropic plasma, Phys. Fluids,
10, 2278 - 2280 (1967).
2.21* . Иванов К.Г., Вращательные разрывы в солнечном ветре, Геомагн.
и аэрономия, 11, 765 - 770 (1971).
2.22* . Hudson Р.D., Discontinuities in an anisotropic plasma and their
identification in the solar wind, Planet. Space Sci., 18, 1611 — 1622
(1970).
2.23* . Иванов К.Г., Классификация, особенности ориентации и некото-
рые примеры вращательных разрывов в солнечном ветре, Геомагн.
и аэрономия, 12, 984 - 988 (1971).
2.24* . Иванов К.Г., Выявление тангенциальных и контактных разрывов
по измерениям в солнечном ветре, 14, 8 - 12 (1974).
К главе III
3.1. N eugebauer М.9 Snyder С. IF., Mariner 2 observations of the solar
wind, 1. Average properties, J. Geophys. Res., 71, 4469 - 4484 (1966).
3.2. Hundhausen A.J., Direct observations of solar wind particles,
Space Sci. Rev., 8, 690 - 749 (1968).
3.3. Coon J.H., Vela satellite measurements of particles in the solar
wind and distant geomagnetosphere, In Particles Trapped in the
Earth’s Magnetic Field, ed. B.M. McCormac, Dordrecht, Holland,
D. Reidel, 1966. pp. 231 - 255.
3.4. Burlage L.T., Ogilvie K.W., Heating of the solar wind, Astrophys.
J., 159, 659 - 670 (1970).
3.5. Hundhausen A.J., Solar wind properties and the state of the magneto-
sphere, Ann. Geophys., 26, 427 — 442 (1970).
3.6. Gosling J.T., Вате S.J., Solar wind speed variations 1964 — 1967:
An autocorrelation analysis, J. Geophys. Res., 77, 12 — 26 (1972).
3.7. Worthing A.G., Geffner J.9 Treatment of Experimental Data, New
York, Wiley and Sons, 1948. (Русский перевод 1-го изд.: А. Уорсин^
Дж. Геффнер, Методы обработки экспериментальных данных, Мм
ИЛ, 1949; 2-е изд., 1953.)
3.8. Вате S.J., Asbridge J .R., Felthauser Н.Е.9 Gilbert Н.Е., Hundhau-
sen A.]., Smith D.M., Strong I.B., Sydoriak S.J., A compilation of
Vela 3 solar wind observations, 1965 to 1967, Los Alamos Scien-
tific Laboratory Rep. LA-4536, 1 (1971).
Литература
275
3.9. Hundhausen A,J»> Вате S.J», Asbridge J.R», Sydoriak S.J., Solar
wind proton properties: Vela 3 observations from July 1965
to June 1967, J. Geophys. Res., 75, 4643 - 4657 (1970).
3.10. Montgomery M.D,, Вате S»JHundhausen A.J., Solar wind electrons:
Vela 4 measurements, J. Geophys. Res., 73, 4999 — 5003 (1968).
3.11. Ness N.F., Hundhausen A.J», Вате S»J», Observations of the inter-
planetary medium: Vela 3 and Imp 3, 1965 — 1967, J. Geophys. Res.,
76, 6643 - 6660 (1971).
3.12. Chamberlain J.W., On the existence of slow solutions in coronal
hydrodynamics, Astrophys. J., 141, 320 — 322 (1965).
3.13. Hundhausen A.J., Dynamics of the outer solar atmosphere, In Pro-
ceedings of the Fourth Summer Institute for Astronomy and Astro-
physics, Stony Brook, 1971.
3.14. Parker E.N,, Dynamical properties of stellar coronas and stellar
winds, II. Integration of the heat-flow equation, Astrophys. J., 139,
93 - 122 (1964).
3.15. Noble L.M., Scarf F.L., Conductive heating of the solar wind. I,
Astrophys. J., 138, 1169 - 1181 (1963).
3.16. Whang Y.C», Chang С.С», An inviscid model of the solar wind, J.
Geophys. Res., 70, 4175 - 4180 (1965).
3.17. Durney B., A new type of supersonic solution for the inviscid
equations of the solar wind, Astrophys. J., 166, 669 — 673 (1971).
3.18. Roberts P.H., Soward А.М», Stellar winds and breezes, In Proc.
Roy. Soc. (1972).
3.19. Parker E.N., Dynamical theory of the solar wind, Space Sci. Rev.,
4, 666 - 708 (1965).
3.20. Sturrock P.A., Hartle R.E., Two-fluid model of the solar wind, Phys.
Rev. Letters, 16, 628 - 631 (1966).
3.21. Spitzer L., Physics of Fully Ionized Gases, New York, Interscience
Publ., 1956. (Русский перевод: Л. Спитцер, Физика полностью
ионизованного газа, М., ИЛ, 1957; со 2-го переработ. американ-
ского изд., М., ’’Мир”, 1965.)
3.22. Hartle R,E., Sturrock Р.А., Two-fluid model of the solar wind, Astro-
phys. J., 151, 1155 - 1170 (1968).
3.23. Blackwell D»E., A study of the outer solar corona from a high alti-
tude aircraft at the eclipse of 1954 June 30, Mon. Not. Roy. Astron.
Soc., 116, 57 - 68 (1956).
3.24. Michard R., Densities electroniques dans la couronne externe du
25 fevrier 1952, Ann. Astrophys., 17, 429 — 442 (1954).
3.25. Hundhausen A.J., Composition and dynamics of the solar wind plas-
ma, Rev. Geophys., 8, 729 — 811 (1970).
276
Литература
3.26. Holzer Т.Е., Axford W.I., The theory of stellar winds and related
flows, Ann. Rev. Astron. Astrophys., 8, 31 — 60 (1970).
3.27. Hartle R.E., Barnes A., Nonthermal heating in the two-fluid solar
wind model, J. Geophys. Res., 75, 6915 — 6931 (1970).
3.28. Kuperus M., The heating of the solar corona, Space Sci. Rev., 9,
713 -739 (1969).
3.29. Parker E.N., Theoretical studies of the solar wind phenomenon,
Space Sci. Rev., 9, 325 - 360 (1969).
3.30. Kuperus M., Structure and dynamics of the solar corona, In Solar-
Terrestrial Physics, 1970, Dordrecht, Holland, D. Reidel, 1972,
pp. 9 — 20.
3.31. Hundhausen A,J., Вате S.J., Ness N.F., Solar wind thermal aniso-
tropies: Vela 3 and Imp 3, J. Geophys. Res., 72, 5265 — 5274 (1967).
3.32. Hundhausen A.J., Nonthermal heating in the quiet solar wind, J.
Geophys. Res., 74, 5810 - 5813 (1969).
3.33. Barnes A., Collisionless heating of the solar wind plasma, II. Appli-
cation of the theory of plasma heating by hydromagnetic waves,
Astrophys. J., 155, 311 - 321 (1969).
3.34. Osterbrock D.E., Heating of the solar chromosphere, plages, and
corona by magnetohydrodynamic waves, Astrophys. J., 134,
347 - 388 (1961).
3.35. Barnes A., Hartle R.E., Bredekamp J.H., On the energy transport
in stellar winds, Astrophys. J., L53 — L58 (1971).
3.36. Belcher ].WAlfvenic wave pressures and the solar wind, Astro-
phys. J., 168, 509 - 524 (1971).
3.37. Alazraki G., Couturier P., Solar wind acceleration caused by the
gradient of Alfven wave pressure, Astron. Astrophys., 13, 380 — 389
(1971).
3.38. Billings D.E., Velocity fields in a coronal region with a possible
hydromagnetic interpretation, Astrophys. J., 130, 215 — 220 (1959).
3.39. Billings D.E., Spectroscopic limitation on coronal heating mecha-
nism, Astrophys. J., 137, 592 — 600 (1963).
3.40. Weber E.JDavis L., Jr., The angular momentum of the solar wind,
Astrophys. J., 148, 217 - 227 (1967).
3.41. Urch I.H., A model of the magnetized solar wind, Solar Phys., 10,
219 - 228 (1969).
3.42. Brandt J.C., Wolff C., Cassinelli J.P., Interplanetary gas, XVI. A
calculation of the angular momentum of the solar wind, Astrophys. J.
156, 1117 - 1124 (1969).
3.43. Whang Y.C., Conversion of magnetic-field energy into kinetic ener-
gy in the solar wind, Astrophys. J., 169, 369 — 379 (1971).
Литература
277
3,44. Wolff С. L„ Brandt J,C,, Southwick R,C,, A two-component model
of the quiet solar wind with viscosity, magnetic field, and reduced
heat conduction, Astrophys. J., 165, 181 — 194 (1971).
3.45. Gentry R,A,, Hundhausen A. J., A solar wind model with magnetically
inhibited heat conduction (abstract), Trans. Amer. Geophys. Union,
50, 302 (1969).
3.46. Whang У.С., Liu C,K,, Chang C.C., A viscous model of the solar
wind, Astrophys. J., 145, 255 - 269 (1965).
3.47. Scarf F.L,, Noble L,M., Conductive heating of the solar wind, II.
The inner corona, Astrophys. J., 141, 1479 — 1491 (1965).
3.48. Weber E,J., Davis L,, Jr,, The effect of viscosity and anisitropy
in the pressure on the azimuthal motion of the solar wind, J. Geo-
phys. Res., 75, 2419 - 2428 (1970).
3.49. Scarf F.L,, Microscopic structure of the solar wind, Space Sci. Rev.,
11, 234 - 270 (1970).
3.50. Nishida A., Thermal state and effective collision frequency in the
solar wind plasma, J. Geophys. Res., 74, 5155 — 5157 (1969).
3.51. Cuperman S,, Harten A,, Noncollisional coupling between the elect?
ron and proton components in the two-fluid model of the solar wind,
Astrophys. J., 162, 315 - 326 (1970).
3.52. Toichi T,, Thermal properties of the solar wind plasma, Solar Phys.,
18, 150 — 164 (1971).
3.53. Spitzer L,, Jr,, Harm R., Transport phenomena in a completely ioni-
zed gas, Phys. Rev., 89, 977 - 981 (1953).
3.54. Forslund D.W., Instabilities associated with heat conduction in
the-solar wind and their consequences, J. Geophys. Res., 75,
17 - 28 (1970).
3.55. Present R.D., Kinetic Theory of Gases, New York, McGraw-Hill,
1958, p. 42.
3.56. Cuperman S., Harten A., The solution of one-fluid equations with
modified thermal conductivity for the solar wind, Cosmic Electro-
dyn., 1, 205 - 217 (1970).
3.57. Cuperman S., Harten A,, Dryer A/., Characteristics of the quiet so-
lar wind beyond the earth’s orbit, Astrophys. J., 177, 555 — 566 (1972).
3.58. Cuperman S., Harten A., The electron temperature in the two-compo-
nent solar wind, Astrophys. J., 163, 383 — 391 (1971).
3.59. Newkirk G., Jr,, Structure of the solar corona, Ann. Rev. Astron.
Astrophys., 5, 213 - 266 (1967).
3.60. Hewish A,, Observations of the solar ^plasma using radio scattering
and scintillation methods, Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971,
Washington, D.C., 1972, pp. 477 — 485.
278
Литература
3.61. Solar and stellar spin down: angular momentum of the solar wind,
Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971, Washington, D.C., 1972, Ch. 4.
3.62. Parker E.N., Dynamics of the interplanetary gas and magnetic
fields, Astrophys. J., 128, 664 - 675 (1958).
3.63. Modisette J.L., Solar wind induced torque on the sun, J. Ceophys.
Res., 72, 1521 - 1526 (1967).
3.64. Alons о-Faus A., Rotation of the solar wind plasma, PJanet. Space
Sci., 16, 1 - 6 (1968).
3.65. Schubert G., Coleman P.J., Jr., The angular momentum of the solar
wind, Astrophys. J., 153, 943 — 950 (1968).
3.66. Brandt J.C., Cassinelli J.P., Interplanetary gas, XI. An exospheric
model of the solar wind, Icarus, 5, 47 — 63 (1966).
3.67. Jockers K., Solar wind models based on exospheric theory, Astron.
Astrophys., 6, 219 - 239 (1970).
3.68. Hollweg J.V., Collisionless solar wind, 1. Constant electron tempe-
rature, J. Geophys. Res., 75, 2403 — 2418 (1970).
3.69. Hollweg J.VCollisionless solar wind, 2. Variable electron tempe-
rature, J. Geophys. Res., 76, 7491 — 7502 (1971).
3.70. Dessler A.J., General applicability of solar wind and solar breeze
theories, Comments Astrophys. Space Sci., 1, 31 — 34 (1969).
3.71. Eviatar A., Schulz M., Ion-temperature anisotropies and the structu-
re of the solar wind, Planet. Space Sci., 18, 312 — 332. (1970).
3.72. Schulz M., Eviatar A., Electron-temperature asymmetry and the
structure of the solar wind, Cosmic Electrodyn., 2, 402 — 422 (1972).
3.73* . Durney B.R., Werner N., On the domains of existence of the three
types of supersonic solutions of the inviscid solar-wind equations,
Astrophys. J., 171, 609 - 613 (1972).
3.74* . Roxburgh I.W., The asymptotic behavior of the supersonic solutions
of the two-fluid solar wind equations, Solar, phys., 27, 478 — 480
(1972).
3.75* . Durney B.R., Solar-wind parameters at the Earth as predicted by the
two-fluids model. Solar Phys., 30, 223 - 234 (1973).
3.76* . Конюков M.B., Истечение плазмы из Солнца при существенной
роли теплопроводности, Геомагн. и аэрономия, 8, 609 - 617
(1968).
3.77* . Конюков М.В., К теории солнечного ветра Паркера. I, II, Геомагн.
и аэрономия, 7, 217 - 225, 577 - 585 (1967).
3.78* . Алексеев И.И., Шабанский В.П., Шистер А.Р., О сферически-сим-
метричном истечении плазмы из Солнца, Геомагн. и аэрономия,
11, 761 - 764 (1971).
Литература
279
3.79* . Gussenhoven M,S.t Carovillano R»L», Restrictions on radial magne-
tic field and flow solutions for the solar wind; Solar Phys, 29,
233 - 241 (1973).
3.80* . Holzer T.E., Interaction of the solar wind with the neutral compo-
nent of the interstellar gas, J. Geophys. Res., 77, 5407 — 5431
(1972).
3.81* . Wallis M.K., Single-fluid model of the distant solar wind, J. Geo-
phys. Res., 78, 3155 - 3158 (1973).
3.82* . Конюков M.B., Истечение плазмы из Солнца с существенной
ролью вязкости, Геомагн. и аэрономия, 9, 3 - 9 ( 1969).
3.83* . Leer Е,, Holzer Т.Е., Collisionless solar wind protons: a compa-
rison of kinetic and hydrodynamic discriptions, J. Geophys. Res.,
77, 4035 - 4042 (1972).
3.84* . Holzer T.E., Leer E. Reply, J. Geophys. Res., 78, 3199 — 3201
(1973).
3.85* . Perkins F., Heat conductivity, plasma instabilities and radio-star
scintillations in the solar wind, Astrophys. J., 179, 637 — 642
(1973).
3.86* . Durney B.R., Solar-wind properties at the Earth at predicted by
the one-fluid model with helioclassical thermal electron conducti-
vity, J. Geophys. Res., 78, 7229 - 7236 (1973).
3.87* . Галеев А.А., Сагдеев P.3., Явления переноса в разреженной
плазме в тороидальных магнитных ловушках, ЖЭТФ, 53, 348 —
359 (1967).
3.88* . Мишин Е.В., Перенос тепла в солнечном ветре, Astrophys. Space
Sci., 27, 351 - 366 (1974).
3.89* . Chen W.M., Lai C.S., Lin H.E., Lin W.C., Collisionless solar wind
in the spiral magnetic field, J. Geophys. Res., 77, 1 — 11 (1972).
3.90* . Конюков M.B., О режиме истечения плазмы из Солнца, Геомагн.
и аэрономия, 10, 13 - 22 (1970).
3.91* . Wang У. С., A solar wind model including proton thermal anisotropy,
Astrophys. J., 178, 221 - 239 (1972).
3.92* . Schulz M., Eviator A., Validity of CGL equations in solar wind
problems, J. Geophys. Res., 78, 3948 — 3951 (1973).
3.93* . Brandt J.C., Wolf C.L., Comments on paper by E. Leer and T. Hol-
zer, J. Geophys. Res., 78, 3197 - 3198 (1973).
К главе IV
4.1. N eugebauer M,> Snyder C.W., Mariner 2 observations of the solar
wind, 1. Average properties, J. Geophys. Res., 71, 4469 — 4484 (1966).
280
Литература
4.2. Wolfe J.H., Silva R.W,, Explorer 14 plasma observations during the
Oct. 7, 1962, geomagnetic disturbance, J. Geophys. Res., 70,
3575 - 3579 (1965).
4.3. Coon J.H., Solar wind observations, In Earth’s Particles and Field,
ed. B.M. McCormac, New York, 1968, pp. 359 — 372.
4.4. Lazarus AJ.,, Bridge U.S., Davis JPreliminary results from the
Pioneer 6 MIT plasma experiment, J. Geophys. Res., 71, 3787 —
3790 (1966).
4.5. Wolfe J.H., Silva R.W., McKibben D.D., Mason R.H., The composi-
tional, anisotropic, and nonradial flow characteristics of the solar
wind, J. Geophys. Res., 71, 3329 - 3335 (1966).
4.6. Hundhausen A.J., Asbridge J.R., Вате S.J., Gilbert H.E., Strong LB.,
Vela 3 satellite observations of solar wind ions: A preliminary re-
port, J. Geophys. Res., 72, 87 - 100 (1967).
4.7. Ogilvie K.W., Burlaga L.F., Wilkerson T.D., Plasma observations
on Explorer 34, J. Geophys. Res., 73, 6809 — 6824 (1968).
4.8. Formisano V., Moreno G., Palmiotto F., a-particle observations
in the solar wind, Solar Phys., 15, 479 — 498 (1970).
4.9. Вате S.J., Hundhausen A.]., Asbridge J.R., Strong I.B., Solar
wind ion composition, Phys. Rev. Letters, 20, 393 — 395 (1968).
4.10. Robbins D.E., Hundhausen A.J., Вате S.J., Helium in the solar
wind, J. Geophys. Res., 75, 1178 - 1187 (1970).
4.11. Ogilvie K.W., Zwally HJ,, Hydrogen and helium velocities in the
solar wind, Solar Phys., 24, 236 - 242 (1972).
4.12. Ogilvie K.W., Wilkerson T.D., Helium abundance in the solar wind,
Solar Phys., 8, 435 - 449 (1969).
4.13. Hirshberg J., Вате S.JRobbins D.E., Solar flares and solar wind
helium enrichments, Solar Phys., 23, 467 — 486 (1972).
4.14. Hirshberg J., Asbridge J.R,, Robbins D.E., Velocity and flux depen-
dence of the solar wind helium abundance, J. Geophys. Res., 77,
3583 - 3588 (1972).
4.15. Signer P., Eberhardt P., Geiss J., Possible determination of the
solar wind composition, J. Geophys. Res., 70, 2243 — 2244 (1965).
4.16. Buhler F., Eberhardt P., Geiss J., Meister ]., Signer P., Apollo 11
solar wind composition experiment: First results, Science, 166,
1502 - 1503 (1969).
4.17. Geiss J., Eberhardt P., Buhler F., Meister J., Signer P., Apollo 11
and 12 solar wind composition experiments: Fluxes of He and Ne
isotopes, J. Geophys. Res., 75, 5972 — 5979 (1970).
4.18. Unsold A.O.JStellar abundances and the origin of the elements,
Science, 163, 1015 - 1025 (1969).
Литература
281
4.19, Hirayama Т., The abundance of helium in prominences and in the
chromosphere, Solar Phys., 19, 384 — 400 (1971).
4.20. Sears R.L., Helium content and neutrino fluxes in solar models,
Astrophys. J., 140, 477 - 484 (1964).
4.21. Demarque P.R., Percy J .R., A series of solar models, Astrophys.
J., 140, 541 - 543 (1964).
4.22. Weymann R., Sears R.L., The depth of the convective envelope on
the lower main sequence and the depletion of lithium, Astrophys. J.,
142, 174 - 181 (1965).
4.23. Morton D.C The abundance of helium in A- and В-type stars,
Astrophys. J., 151, 285 - 291 (1968).
4.24. Gaustad J.E., The solar helium abundance, Astrophys. J., 139,
406 - 408 (1964).
4.25. Biswas S., Fichtel C.E., Nuclear composition and rigidity spectra
of solar cosmic rays, Astrophys. J., 139, 941 — 950 (1964).
4.26. Lambert D.L., Abundance of helium in the sun, Nature, 215, 43 — 44
(1967).
4.27. Durgaprasad N., Fichtel C.E., Guss D.E., Reames D.V., Nuclear-
charge spectra and energy spectra in the Sept. 2, 1966, solar-particle
event, Astrophys. J., 154, 307 — 315 (1968).
4.28. Iben I., Jr., The Cl37 solar neutrino experiment and the solar
helium abundance, Ann. Phys., 54, 164 — 203 (1969).
4.29. Davis R., Jr., Harmer S.D., Hoffman K.C., Search for neutrinos from
the sun, Phys. Rev. Letters, 20, 1205 — 1209 (1968).
4.30. Parker E.N.. Comments on coronal heating, In The Solar Corona, ed.
J.W. Evans, New York, Academic Press, 1963, pp. 11 — 19.
4.31. Yeh T., A three-fluid model of solar winds, Planet. Space Sci., 18,
199 - 215 (1970).
4.32. Chandrasekhar S., Dynamical friction, I. General considerations, the
coefficient of dynamical friction, Astrophys. J., 97, 255 — 273
(1943).
4.33. Geiss J., Hirt P., Leutwyler H., On acceleration and motion of ions
in corona and solar wind, Solar Phys., 12, 458 — 483 (1970).
4.34. Hundhausen A.J., Composition and dynamics of the solar wind plas-
ma, Rev. Geophys., 8, 729 — 811 (1970).
4.35. Jokipii J.R., Effects of diffusion on the composition of the solar co-
rona and solar wind, In The Solar Wind, ed. R.J. Mackin and M. Neuge-
bauer, New York, Pergamon Press, 1966, pp. 215 — 219. (Русский
перевод: Солнечный ветер, М., "Мир", 1968.)
4.36. DeLache Р., Contribution a 1’etude de la zone transition chromosphe-
re et couronne, Ann. Astrophys., 30, 827 —860 (1967).
282
Литература
4.37. Nakada N,P», A study of the composition of the lower solar corona,
Solar Phys., 7, 302 - 320 (1969).
4.38. Seaton M.J., The spectrum of the solar corona, Planet. Space Sci.,
12, 55 - 72 (1964).
4.39. Brandt J.C., Chemical composition of the photosphere and corona
as influenced by the solar wind, Astrophys. J., 143, 205 — 266
(1966).
4.40. Holzer T.E., Axford W»L, Solar wind ion composition, J. Geophys.
Res., 75, 6354 - 6359 (1970).
4.41. Lange J,, Scherb F., Ion abundance in the solar wind, J. Geophys.
Res., 75, 6350 - 6353 (1970).
4.42. Вате S.J., Spacecraft observations of the solar wind composition,
Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971, Washington, D.C., 1972,
pp. 535 — 558.
4.43. Вате S.J., Asbridge J.R., Hundhausen A.JMontgomery M.D., So-
lar wind ions: 58Fe+8 to 56Fe+12, 28Si+7, 28Si+8, 28Si+9 and
16O+6, J. Geophys. Res., 75, 6360 - 6366 (1970).
4.44. Pottasch S.R., The inclusion of dielectronic recombination proces-
ses in the interpretation of the solar ultraviolet spectrum, Bull.
Astron. Inst. Neth., 19, 113 - 124 (1967).
4.45. Withbroe G.L,, The chemical composition of the photosphere and
the corona, In The Menzel Symposium on Solar Physics, Atomic
Spectra, and Gaseous Nebulae, ed. К.B. Gebbie, National Bureau
of Standards Publ. 353, 1971, pp. 127 - 148.
4.46. Billings D.E., A Guide to the Solar Corona, New York, Academic
Press, 1966.
4.47. Zirin H., The Solar Atmosphere, Waltham, Mass., Blaisdell Publ.
Co., 1966. (Русский перевод: Г. Зирин, Солнечная атмосфера,
М., "Мир", 1969.)
4.48. Brandt J.C., Hodge P.W., Solar System Astrophysics, New York,
McGraw-Hill, 1964. (Русский перевод: Дж. Брандт, П. Ходж,
Астрофизика солнечной системы, Мм "Мир", 1967.)
4.49. Delache Р., Sur 1’importance des effets de diffusion dans la couronne
solaire, Comp. Rend., 261, 643 — 646 (1968).
4.50. Brandt J.6., Hunten D.M., On the enjection of neutral hydrogen from
the sun and the terrestrial consequences, Planet. Space Sci., 14,
95 - 105 (1966).
4.51. Cloutier Р», A comment on ’’The neutral hydrogen flux in the solar
plasma flow”, by S.-I. Akasofu, Planet. Space Sci., 14, 809 — 812
(1968).
Литература
283
4.52. Tucker W.H., Gould R.J., Radiation from a low density plasma
at 106 - 108 °K, Astrophys. J., 144, 244 - 258 (1966).
4.53. Hundhausen A.JGilbert H.E. Вате S.JThe state of ionizati-
on of oxygen in the solar wind, Astrophys. J., 152, L3 — L5 (1968)
4.54. Hundhausen A.}., Gilbert H.E., Вате S.J., Ionization state of the
interplanetary plasma, J. Geophys. Res., 73, 5485 — 5493 (1968).
4.55. Kozlovsky B.Z., The stages of ionization of oxygen and helium
in the solar wind, Solar Phys., 5, 410 — 416 (1968).
4.56. Tinsley B.A., Extraterrestrial Lyman alpha, Rev. Geophys., 9,
89 - 102 (1971).
4.57. Holzer T.E., The interaction between interstellar helium and the
solar wind, J. Geophys. Res., 76, 6965 — 6970 (1971).
4.58. Banks P.M., Interplanetary hydrogen and helium from dosmic dust
and the solar wind, J. Geophys. Res., 76, 4341 — 4348 (1971).
4.59. Axford W.I., The interaction of the solar wind with the interstellar
medium, Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971, Washington, D.C.,
1972, pp. 609 - 658.
4.60* . Грингауз К.И., Безруких В.В., Мусатов Л.С., Саломатина Э.К.,
Сопоставление некоторых результатов одновременных измере-
ний характеристик солнечного ветра на космических аппаратах
"Венера-3" и "Пионер-6", Космич. исслед., 5, 310 -311 (1967).
4.61* . Грингауз К.И., Застенкер Г.Н., Хохлов М.З., Скорость и темпе-
ратура солнечного ветра по данным модуляционной ловушки на
межпланетной станции "Венера-3", Космич. исслед., 8, 948 —
951 (1970).
4.62* . Hirshberg J., Asbridge J.R., Robbins D.E., The helium component
of solar wind velocity streams, J. Geophys. Res., 79, 934 — 941
(1974).
4.63* . Oqilvie K.W., Helium abundance variations, J. Geophys. Res., 77,
4227 - 4232 (1972).
4.64* . Moreno G., Palmiotto F., Variations of a-particle abundance in
the solar wind, Solar Phys., 30, 207 — 210 (1973).
4.65* . Hirshberg J., Asbridge J. R., Robbins D.E., Velocity and flux
dependence of the solar-wind helium abundance, J. Geophys. Res.,
77, 3583 - 3588 (1972).
4.66* . Feldman JF.C., Goldstein D., Scherb F., Annual variation of the
interplanetary He+ velocity distribution at 1 AU, J. Geophys. Res.,
77, 5389 - 5398 (1972).
284
Литература
К главе V
5.1. Neugebauer М., Snyder C.W., Mariner 2 observations of the solar
wind, 1. Average properties, J. Geophys. Res., 71, 4469 — 4484
(1966).
5.2. Burlaga L.F., Ogilvie K.W., Heating of the solar wind, Astrophys. J.,
159, 659 - 670 (1970).
5.3. Burlaga L.F., Ogilwie K.W., Fairfield D.H,, Montgomery M.D»,
Вате S.J., Energy transfer at colliding streams in the solar wind,
Astrophys. J., 164, 137 - 149 (1971).
5.4. Siscoe G.L., Goldstein В», Lazarus A.J», An east-west asymmetry
in the solar wind velocity, J. Geophys. Res., 74, 1759 — 1962 (1969).
5.5. Ness N.F., Hundhausen A.J», Вате S.J», Observations of the inter-
planetary medium: Vela 3 and Imp 3, 1965 — 1967, J. Geophys.
Res., 76, 6643 - 6660 (1971).
5.6. Gosling J.T., Вате S.J., Solar wind speed variations: An autocor-
relation analysis, J. Geophys. Res., 77, 12 — 26 (1972).
5.7. Siscoe G.L., Structure and orientations of solar wind interaction
fronts: Pioneer 6, J. Geophys. Res., 77, 27 — 34 (1972).
5.8. Gosling J.T., Variations in the solar wind speed along the earth’s
orbit, Solar Phys., 17, 499 - 508 (1971).
5.9. Hundhausen А.]., Вате S.J., Montgomery M.D., Variations of solar
wind plasma properties: Vela observations of a possible heliogra-
phic latitude dependence, J. Geophys. Res., 76, 5145 — 5154 (1971).
5.10. Wilcox J.M., Ness N.F., Quasi-stationary corotating structure in
the interplanetary medium, J. Geophys. Res., 70, 5793 — 5805 (1965).
5.11. Wilcox J.M., Ness N.F., Solar source of the interplanetary sector
structure, Solar Phys., 1, 437 — 445 (1967).
5.12. Wilcox J.M., The interplanetary magnetic field. Solar origin and
terrestrial effects, Space Sci. Rev., 8, 258 — 328 (1968).
5.13. Coleman P.J., Jr., Davis L., Jr., Smith E.J., Jones D.E., Variations
in the polarity distribution of the interplanetary magnetic field,
J. Geophys. Res., 71, 2831 - 2839 (1966).
5.14. Wilcox J.M., Colburn D.S., Interplanetary sector structure at solar
maximum, J. Geophys. Res., 77, 751 — 756 (1972).
5.15. Carovillano R.L., Siscoe G.L., Corotating structure in the solar
wind, Solar Phys., 8, 401 — 414 (1969).
5.16. Parker E.N., Interplanetary Dynamical Processes, New York, Inter-
science Publ., 1963. (Русский перевод: E.H. Паркер, Динамические
процессы в межпланетной среде, М., ’’Мир”, 1965.)
Литература
285
5.17. Sarabhai И., Some consequences of nonuniformity of solar wind ve-
locity, J. Geophys. Res., 68, 1555 - 1557 (1963).
5.18. Dessler A. J,, Solar wind and interplanetary magnetic field, Rev.
Geophys., 5, 1 — 41 (1967).
5.19. Siscoe G.L., Finley L.T., Meridional (north-south) motions of the
solar wind, Solar Phys., 9, 452 — 466 (1969).
5.20. Siscoe G.L., Finley L.T., Solar wind structure determined by coro-
tating coronal inhomogeneities, 1. Velocity- driven perturbations,
J. Geophys. Res., 75, 1817 - 1825 (1970).
5.21. Siscoe G.L., Finley L.T., Solar wind structure determined by co-
rotating coronal inhomogeneities, 2. Arbitrary perturbations, J. Geo-
phys. Res., 78, 6443 - 6450 (1972).
5.22. Goldstein B., Nonlinear corotating solar wind structure, J. Geophys.
Res., (1971).
5.23. Matsuda T., Sakurai T., Dynamics of the azimuthally dependent so-
lar wind, Cosmic Electrodyn., 3, 97 — 115 (1972).
5.24. Hundhausen A.J., Interplanetary shock waves and the structure of
solar wind disturbances, Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971,
Washington, D.C., 1972, pp. 393 — 417.
5.25. Ogilwie K.W., Co-rotation shock structures, Solar Wind Proc. Conf.
NASA, 1971, Washington, D.C., 1972, pp. 430 - 434.
5.26. Hundhausen A.J., Montgomery M.D., Heat conduction and nonsteady
phenomena in the solar wind, J. Geophys. Res., 76, 2236 — 2244
(1971).
5.274 Pneuman G. IF., Interaction of the solar wind with a large scale so-
lar magnetic field, Astrophys. J., 145, 242 — 254 (1966).
5.28. Pneuman G. IT., Some general properties of helmeted coronal strea-
mers, Solar Phys., 3, 578 - 579 (1968).
5.29. Pneuman G.W., Coronal streamers, II. Open streamer configurations,
Solar Phys., 6, 255 - 275 (1969).
5.30. Pneuman G. IF., Kopp R.A., Coronal streamers, III. Energy transport
in streamer and interstreamer regions, Solar Phys., 13, 176 — 193
(1970).
5.31. Pneuman G. IF., Kopp R.A., Gas-magnetic field interactions in the
solar corona, Solar Phys., 18, 258 — 270 (1971).
5.32. Schatten K.H., Wilcox J.M., Ness N.F., A model of interplanetary
and coronal magnetic fields, Solar Phys., 6, 442 — 455 (1969).
5.33. Altschuler M.D., Newkirk G., Jr., Magnetic fields and the structure
of the solar corona, I. Methods of calculating coronal fields, Solar
Phys., 9, 131 - 149 (1969).
286
Литература
5.34. Newkirk G., Jr., Coronal magnetic fields and the solar wind, Solar
Wind Proc. Conf. NASA, 1971, Washington, D.C., 1972, pp. 11 — 29.
5.35. Babcock H.W., The solar magnetograph, Astrophys. J., 118, 387 —
306 (1953).
5.36. Schatten K.H., Large-scale configuration of the coronal and inter-
planetary magnetic field, Berkeley, Space Sciences Laboratory,
Univ, of California, Technical Rep., Ser. 9, Issue 39, 1968.
5.37. Strong LB., Asbridge J.R., Вате S.J., Heckman H.H., Hundha-
usen A.J., Measurements of proton temperatures in the solar wind,
Phys. Rev. Letters, 16, 631 — 633 (1966).
5.38. Coon J.H., Solar wind observations, In Earth’s Particles and Fields,
ed. B.M. McCormac, New York, Rheinhold, 1968, pp. 359 — 371.
5.39. Hundhausen A.J., Вате S.J., Asbridge J.R., Sydoriak S.J., feolar
wind proton properties: Vela 3 observations from July 1965 to
June 1967, J. Geophys. Res., 75, 4643 — 4657 (1970).
5.40. Montgomery M.D., Average thermal characteristics of solar wind
electrons, Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971, Washington, D.C.,
1972, pp. 208 - 211.
5.41. Hartle R.E., Barnes A., Nonthermal heating in the two-fluid solar
wind model, J. Geophys. Res., 75, 6915 — 6931 (1970).
5.42. Barnes A., Hartle R.E., Bredekamp J.H., On the energy transport
in stellar winds, Astrophys. J., 166, L53 — L58 (1971).
5.43. Hundhausen A. J., A nonlinear transient model of high-speed solar
wind streams (abstract), Trans. Amer. Geophys. Union,52,915(1971).
5.44. Parker E.N., Dynamical theory of the solar wind, Space Sci. Rev.,
4, 666 - 708 (1965).
5.45. Hartle R.E., Sturrock P.A., Two-fluid model of the solar wind,
Astrophys. J., 151, 1155 - 1170 (1968).
5.46. Montgomery M.D., Вате S.J., Hundhausen A. J., Energy and mass
content of large-scale, high-speed streams in the solar wind (ab-
stract), Trans. Amer. Geophys. Union, 52, 915 (1971).
5.47. Bartels JSome problems of terrestrial magnetism and electricity,
In Terrestrial Magnetism and Electricity, ed. J.A. Fleming, New
York, McGraw-Hill, 1939, pp. 385 — 433.
5.48. МустелъЭ.Р., Quasi-stationary emission of gases from the sun,
Space Sci. Rev., 3, 139 - 231 (1964).
5.49. Allen C-.IF., Relation between magnetic storms and solar activity,
Mon. Not. Roy. Astron. Soc., 104, 13 — 21 (1944).
5.50. Pecker J. -C., Roberts ILO., Solar corpuscles responsible for geo-
magnetic disturbances, J. Geophys. Res., 60, 33 — 44 (1955).
Литература
287
5.51. Billings D.E., Roberts IF.O., The origin of M-region geomagnetic
storms, Astrophys. Norv., 9, 147 — 150 (1964).
5.52. Snyder C. IF., Neugebauer M., The relation of Mariner-2 plasma da-
ta to solar phenomena, In The Solar Wind, ed. R.W. Mackin and
M. Neugebauer, New York, Pergamon Press, 1966, pp. 25 — 34.
(Русский перевод: Солнечный ветер, М., "Мир”, 1968.)
5.53. Couturier Р., Leblanc У., On the origin of the solar wind velocity
variations, Astron. Astrophys., 7, 254 — 265 (1970).
5.54. Gosling J.T., Hansen R.T., Вате S.J., Solar wind speed distribu-
tions: 1962 - 1970, J. Geophys. Res., 76, 1811 - 1815 (1971).
5.55. Sakurai K., Stone R.G., Active solar radio regions at metric frequen-
cies and the interplanetary sector structures, Solar Phys., 19,
247 - 256 (1971).
5.56. Pneuman G.W., частное сообщение, 1971.
5.57. Belcher J.W., Davis L., Jr., Large amplitude Alfven waves in the
interplanetary medium, II, J. Geophys. Res., 76, 3534 — 3563 (1971).
5.58*. Gosling J.T., Hundhausen A.J., Pizzo V., Asbridge J.R., Compres-
sion and rarefactions in the solar wind: Vela 3, J. Geophys. Res.,
77, 5442 - 5454 (1972).
5.59*. Северный A., Wilcox J.M., Sherrer P.H., Colburn D.S., Compari-
son of the mean photospheric magnetic field and the interplanetary
magnetic field, Solar Phys., 15, 3 — 14 (1970).
5.60*. Scherrer P.H., Wilcox J.M., Howard R., The mean photospheric
magnetic field from solar magnetograms: comparisons with the in-
terplanetary magnetic field, Solar Phys., 22, 418 — 424 (1972).
5.61*. Ковалевский И.В., Распределение плотности энергии и давления
в секторной структуре спокойного межпланетного магнитного
поля, Геомагн. и аэрономия, 7, 784 - 788 (1967).
5.62*. Ковалевский И.В., Поток энергии солнечной плазмы в секторной
структуре межпланетного магнитного поля, 7, 978 —981 (1967).
5.63*. Смирнова Л.П., Шабанский В.П., Неоднородный солнечный ветер,
Геомагн. и аэрономия, 12, 10 - 17 (1972).
5.64*. Шабанский ВЛ., Смирнова Л.П., Крупномасштабные неоднород-
ности в секторной структуре солнечного ветра, Геомагн. и аэро-
номия, 13, 561 - 568 (1973).
5.65*. Pizzo V., Gosling J.Т., Hundhausen A.J., Вате S.J., Largescale
dynamical effects upon the solar wind flow parameters, J. Geophys.
Res., 78, 6469 - 6479 (1973).
5.66*. Burlaga L.F., Oqilvie K.W., Solar wind temperature and speed,
J. Geophys. Res., 78, 2028 - 2034 (1973).
288
Литература
5.67*. Шабанский ВЛ., Шистер А.Р., Сверхзвуковое истечение плазмы
из вращающегося источника, Докл. АН СССР, 211, 825 - 828
(1973).
5.68*. Вj.ndh sen A. J., Nonlinear model of high-speed solar wind stre-
ams, J. Geophys. Res., 78, 1528 - 1542 (1973).
5.69*. Шабанский В.П., Шистер A.P., Взаимодействие потоков с раз-
личными скоростями в солнечном ветре, Геомагн. и аэрономия,
13, 569 - 573 (1973).
5.70*. Шистер А.Р., К теории солнечного ветра, Геомагн. и аэрономия,
13, 991 - 997 (1973).
5.71*. Шистер А.Р., Шабанский ВЛ., Нелинейные нестационарные эф-
фекты в солнечном ветре, Изв. АН СССР, сер. физ., 37,
1235 - 1240 (1973).
5.72*. Крымский Г.Ф., Транский И.А., К распространению ударных
волн в межпланетной среде. III, Геомагн. и аэрономия, 13,
1011 - 1019 (1973).
5.73*. Hundhausen A.JSolar wind stream interactions and interplane-
tary heat conduction, J. Geophys. Res., 78, 7996 — 8010 (1973).
5.74*. Иванов К.Г., Микерина Н.В., Деформационная скорость солнеч-
ного ветра, крупномасштабные вариации межпланетного магнит-
ного поля и К -индекс магнитной активности, Геомагн. и аэро-
номия, 10, 417 - 422 (1970).
5.75*. Мустелъ Э.Р., Квазистационарные корпускулярные потоки на
нисходящей ветви 19-го цикла солнечной активности, Астроном,
ж., 42, 276 - 280 (1965).
5.76*. Афанасьева В.И., Солнечные корпускулярные потоки и семей-
ства геомагнитных бурь во время полета "Маринера-2", Геомагн.
и аэрономия, 4, 34 - 40 (1964).
5.77*. Иванов К.Г., Солнечные плазменные потоки, наблюдавшиеся на
"Маринере-2", как свободные вращающиеся струи, Геомагн. и
аэрономия, 6, 190 - 196 (1966).
5.78*. Несмеянович А.Т., Улъянич Н.Г., Хромосферные вспышки -
источники направленных корпускулярных потоков, Астрон. вест-
ник, 6, 3 - 6 (1972).
5.79*. Ковалевский И.В., Изменения параметров межпланетной среды
в цикле солнечной активности, Геомагн. и аэрономия, 11,
147 - 149 (1971).
5.30*. Krieger Л.5., Timothy A.F., Roelof Е.С., A coronal hole and its
identification as the source of a high velocity solar wind stream,
Solar Phys., 29, 505 - 525 (1973).
Литература 289
К главе VI
6.1. Hundhausen A.J'., Interplanetary shock waves and the structure of
solar wind disturbances, Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971,
Washington, D.C., 1972, pp. 393-417.
6.2. Gold T., Gas Dynamics of Cosmic Clouds, ed. H.C. van de Hulst
and J.M. Bergers, Amsterdam, North-Holland, 1955, p. 103.
6.3. Parker E.N.9 Sudden expansion of the corona following a large so-
lar flare and the attendant magnetic field and cosmic ray effects,
Astrophys. J., 133, 1014—1033 (1961).
6.4. Colburn D.S.9 Sonett C.P.9 Discontinuities in the solar wind, Space
Sci. Rev., 5, 439-506 (1966).
6.5. Petschek H.E.9 Reconnection and annihilation of magnetic fields,
In The Solar Wind, ed. R.J. Mackin and M. Neugebauer, New York,
Pergamon Press, 1966, pp. 221—2284 Русский перевод: Солнечный
ветер, М., "Мир", 1968.)
6.6. The Solar Wind, ed. R.J. Mackin and M. Neugebauer, New York,
Pergamon Press, 1966. (Русский перевод: Солнечный
ветер, М., "Мир", 1968.)
6.7. Sturrock Р.А.9 Spreiter J,R.9 Shock waves in the solar wind
and geomagnetic storms, J. Geophys. Res., 70, 5345—5351 (1965).
6.8. Hundhausen A.JShock waves in the solar wind, In Paticles and
Fields in the Magnetosphere, ed. B.M. McCormac, Dordrecht,
Holland, D. Reidel, 1970, pp. 79—81.
6.9. Ogilvie K. IT., Burlaga L.F.9 Wilkerson T.D,9 Plasma observations
on Explorer 34, J. Geophys. Res., 73, 6809—6824 (1968).
6.10. Burlaga L.F.9 Hydromagnetic waves and discontinuities in the
solar wind, Space Sci. Rev., 12, 600—657 (1971).
6.11. Hundhausen A.J,9 Composition and dynamics of the solar wind
plasma, Rev. Geophys., 8, 729—811 (1971).
6.12. Sonett C.P.9 Colburn D.S.9 Davis L.9 Jr.9 Coleman P.J.9 Jr.9< Evi-
dence for a collision-free magnetohydro dynamic shock wave in
interplanetary space, Phys. Rev. Letters, 13, 153—156 (1964).
6.13. Sonett C.P.9 Colburn D.S.9 Briggs B.R.9 Evidence for a collision-
free hydromagnetic shock wave in interplanetary space, In The
Solar Wind, ed. R.J. Mackin and M. Neugebauer, New York, Perga-
mon Press, 1966, pp. 165—175. (Русский перевод: Солнечный
ветер, М., "Мир", 1968.)
6.14. Gosling J.Т.9 Asbridge J.R.9 Вате S.JHundhausen A.J.9 Strong l.В.,
Satellite observations of interplanetary shock waves, J. Geophys.
Res., 73, 43-50 (1968).
19 - 847
290
Литература
6.15. Taylor H.E.9 Sudden commencement associated discontinuities in
the interplanetary magnetic field observed by Imp 3, Solar Phys., 6,
320-334 (1969).
6.16. Chao 7.-X.,* Interplanetary collisionless shock waves, MIT Tech.
Note CSR TR-70-3, Cambridge, Mass., Mass. Inst, of Technol.,
1970.
6.17. Lazarus A.J., Binsack J.H.9 Observations of the interplanetary
plasma subsequent to the July 7, 1966, proton flare, Ann. IQSY, 3,
378-385 (1970).
6.18. Вате S.J.9 Asbridge J.R., Hundhausen A.J.9 Strong l.B.9 Solar wind
and magnetosheath observations during the Jan. 13—14, 1967, geo-
magnetic storm. J. Geophys. Res., 73, 5761—5768 (1968).
6.19. Hirshberg J.9 Alksne A.9 Colburn D.S.9 Вате SJU> Hundhausen AJ.9
Observation of a solar-flare-induced interplanetary shock and heliu-
menriched driver gas, J, Geophys. Res., 75, 1—16 (1970).
6.20. Hones E.W., Experimental observations in the magnetotail during
an interplanetary disturbance, In Intercorrelated Observations
Related to Solar Events, ed. V. Manno and D.E. Page, Dordrecht,
Holland, D. Reidel, 1970, pp. 299-308.
6.21. Ogilvie K. IF., Burlaga L.F.9 Hydromagnetic shocks in the solan
wind, Solar Phys., 8, 422—434 (1969).
6.22. Lazarus A.JOgilvie K.W.9 Burlaga L.F.9 Interplanetary shock
observations by Mariner 5 and Explorer 34, Solar Phys., 13,
232-239 (1970).
6.23. Bonetti A.f Moreno G., Can di di M.9 Egidi Л., Formisano V.9 Pizzel*
la G.9 Observations of solar wind discontinuities from February
24 to February 28, 1969, In Intercorrelated Satellite Observations
Related to Solar Events, ed. V. Manno and D.E. Page, Dordrecht,
Holland, D. Reidel, 1970, pp. 436—447.
6.24. Hundhausen A.].9 Вате S.J.9 Montgomery M.D.9 An observation of
the February 26, 1969, Interplanetary shock wave, In Intercorrelated
Satellite Observations Related to Solar Events, ed. V. Manno and
D.E. Page, Dordrecht, Holland, D. Reidel, 1970, pp. 567—700.
6.25. Hudson P.D.9 Discontinuites in an anisotropic plasma and their
identification in the solar wind, Planet. Space Sci., 18, 1611—1622
(1970).
6.26. Neubauer F.M.9 Jump relations for shocks in an anisotropic magne-
tized plasma, Z. Phys., 237, 205-223 (1970).
Литература
291
6.27. Hirshberg The transport of flare plasma from the sun to the
earth, Planet. Space Sci., 16, 309—319 (1968).
6.28. Lepping R.P.9 Argentiero P.O., Single spacecraft method of estimat-
ing shock normals, J. Geophys. Res., 76,4349—4359 (1971).
6.29. У an Allen J .A., Ness N.F.9 Observed particle effects of an inter-
planetary shock wave of July 8, 1966, J. Geophys. Res., 72,
935-942 (1967).
6.30. Greenstadt E.W., Green l.B.9 Inouye G.T., Sonett C.P,9 The
oblique shock of the proton flare of July 7, 1965, Planet. Space
Sci., 18, 333-347 (1970).
6;31. Hirshberg Jм Вате S,J.9 Hundhausen A.J., A solar flare disturbance
in the interplanetary medium, Trans. Amer. Geophys. Union, 49,
728 (1968).
6.32. Schatten K.H.9 Schatten J.E.9 Magnetic field structure in solar wind
disturbances, J. Geophys. Res., 77, 4858—4863 (1972).
6.33. Hirshberg J.9 Colburn D.S,9 Interplanetary magnetic field and geomag-
netic variations — a unified view, Planet. Space Sci., 17, 1183—1206
(1969).
6.34* Burlaga L.F.9 Ogilvie K.W,9 Causes of sudden commencements and
sudden impulses, J. Geophys. Res., 74, 2815—2825 (1969).
6.35. Hyitdhausen A.J,9 Вате S.J>.9 Montgomery M.D,9 Large-scale charac-
teristics of flare-associated solar wind disturbances, J. Geophys.
Res., 76, 4631-4642 (1970).
6.36. Burlaga L.F., К reverse hydromagnetic shock in the solar wind,
Cosmic Elect., 1, 233-238 (1970).
6.37. Burlaga L.F.9 Chao J.K.9 Reverse and forward slow shocks in the
solar wind, J. Geophys. Res., 76, 7516—7521 (1971).
6.38. Chao J.K.9> Formisano V.9 Hedgecock P.C.9 Shock pair formation,
Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971, Washington, D.C., 1972,
pp. 435-443.
6.39. Gosling J.T.9 Asbridge J.R.9 Вате S.J,9 Hundhausen A,J,9 Strong I.B.9
Measurements of the interplanetary solar wind during the large
geomagnetic storm of April 17—18, 1965, J. Geophys. Res., 72,
1813-1822 (1967).
6.40. Ogilvie K.W,9 Wilkerson T.D,9 Helium abundance in the solar wind,
Solar Phys., 8, 435-449 (1969).
6.41. Formisano V.9 Moreno G., Palmiotto F.9 a-particle observations in
the solar wind, Solar Phys., 16, 479—498 (1970).
292
Литература
6.42. Hirshberg JВате S.J,9 Robbins D.E,9 Solar flares and solar wind
helium enrichments, Solar Phys., 23, 467—468 (1972).
6.43. Robbins D.E., Hundhausen A.J,9 Вате S.J.9 Helium in the solar
wind, J. Geophys. Res., 75, 1178-1187 ( 1970).
6.44. Geiss JHirt D.9> Leutwyler H.9 On acceleration and motion of ions
in corona and solar wind, Solar Phys., 12, 458—483 (1970).
6.45. Северный А.Б., Шабанский В,Г., О генерации космических лучей
во вспышках, Астрон. ж., 37, 609—615 (1960).
6.46. Libby L.M,9 частное сообщение, 1971.
6.47. Bell В,9 Major flares and geomagnetic activity, Smithsonian Contrib.
Astrophys., 5, 69—83 (1961).
6.48. Ballif J.R.9 Jones D.E,9 Flares, Forbush decreases, and geomagne-
tic storms, J. Geophys. Res., 74, 3499—3511 (1969).
6.49. Solar-Geophysical Data, Washington, D.C., U.S. Govt. Printing
Office, 1965 and 1967.
6.50. Kundu M.R., Solar Radio Astronomy, New York,Interscience Publ., 1965.
6.51. I.A.U. Quarterly Bulletin on Solar Activity, Zurich, Eidgen,
Sternwarte, 1967.
6.52. Akasofu 5.Л., Yoshida S.9 The structure of solar plasma flow gene-
rated by solar flares, Planet. Space Sci., 15, 39—47 (1967).
6.53. Courant R.9 Friedrichs K.O., Supersonic Flow and Shock Waves,
New York, Interscience Publ., 1948. (Русский перевод: P. Курант,
К. Фридрихе, Сверхзвуковое течение и ударные волны, М., ИЛ,
1950.)
6.54. Rodgers М.Н., Analytic solutions of the blast-wave problem with an
atmosphere of varying density, Astrophys. J., 125, 478 — 493 (1957).
6.55. Simon M.9 Axford W,I,9 Shock waves in the interplanetary medium,
Planet. Space Sci., 14, 901—908 (1966).
6.56. Lee T.S,9 Balwanz IF. IF., Singular variations near the contact dis-
continuity in the theory of interplanetary blast waves, Solar Phys.,
4, 240-258 (1968).
6.57. bee T.S,9 Chen T.9 Balwanz IF. IF., Hydromagnetic theory for distur-
bances following an ideal "solar thermal explosion" (abstract),
Trans. Amer. Geophys. Union, 51, 414 (1970).
6.58. Lee T.S,9 Chen T.9 Hydromagnetic interplanetary shock waves,
Planet. Space Sci., 16, 1483—1562 (1968).
6.59. Коробейников В.П,,Оп the flow gas due to solar flares, Solar Phys.,
7, 463—469 (1969).
Литература
293
6.60. Dryer М.9 Some effects of finite electrical conductivity on solar
flare-induced interplanetary shock waves, Cosmic Elect., 1,
348—370 (1970).
6.61. Dryer M.9 Interplanetaiy double-shock ensembles with anomalous
electrical conductivity, Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971,
Washington, D.C., 1972, pp. 453—465.
6.62. Hundhausen A.J., Gentry R.A,9 Numerical simulation of flare-gene-
rated disturbances in the solar wind, J. Geophys. Res., 74,
2908-2918 (1969).
6.63. Hundhausen A.J., Gentry R.A,9 The effects of solar flare duration
on a double shock pair at 1 AU, J. Geophys. Res., 74. 6229—6238
(1969).
6.64. DeYoung D.S., Hundhausen A.J,9 Non spherical propagation of
a fl are-associated interplanetary blast wave, J. Gephys. Res., 76,
2245-2253 (1971).
6.65. Parker E.N., Interplanetary Dynamical Processes, New York,
Interscience Publ., 1963. (Русский перевод: E.H. Паркер, Дина-
мические процессы в межпланетной среде, М., "Мир”, 1965.)
6.66. Hundhausen A,J,9 Montgomery M.D.9 Heat conduction and non-steady
phenomena in the solar wind, J. Geophys. Res., 76, 2236—2244
(1971).
6.67. Dryer M., Jones D,L., Energy deposition in the solar wind by flare-
generated shock waves, J. Geophys. Res., 73, 4875—4882 (1968).
6.68. Montgomery M.D.9 Вате S.J.9 Hundhausen A.J,9 Energy and mass
content of large scale, high-speed streams in the solar wind
(abstract), Trans. Amer. Geophys. Union, Б2, 915 (1971).
6.69. Bruzek A., Physics of solar flares, the energy and mass problem,
In Solar Physics, ed. J.N. Xanthakis, New York, Interscience
Publ., 1967, pp. 399-421.
6.70. Hansen R.T., Garcia C,J.9 Grognard R.J.“M.9 Sheridan K.V.9 A coro-
nal disturbance observed simultaneously with a white light corona-
meter and the 80 MHz Culgoora radioheliograph. Proc. Astron. Soc.
of Australia, 2, 57-60 (1971).
6.71. Valdez J,9 Altschuler M.D.9 Preliminary observations of coronal
magnetic fields before and after solar proton events, Solar Phys.,
15, 446-452 (1970).
6.72. Najita K,9 Orrall F.Q,9 White light events as photospheric flares,
Solar Phys., 15, 176-194 (1970).
294
Литература
6.73* . Иванов К.Г., Микерина Н.В., Евдокимова Л.В., Типичная по-
следовательность сильных разрывов в головной части нестацио-
нарного потока межпланетной плазмы, Геомагн. и аэрономия,
14, 777-783 (1974).
6.74* . Иванов К.Г., Пространственно-временные соотношения при на-
бегании разрывов на магнитосферу, Геомагн. и аэрономия, 11,
1026-1031 (1971).
6.75* . Иванов К.Г., Микерина Н.В., Структура потоков межпланетной
плазмы и геомагнитные (магнитосферные) возмущения, в сб.
’’Солнечный ветер и магнитосфера”, М., изд. ИЗМИР АН, 1974,
стр. 3-31.
6.76* . Куликовский А.Г., Любимов ГЛ., Магнитная гидродинамика,
М., Физматгиз, 1964.
6.77* . Иванов К.Г., Interplanetary shock waves observed by space probe
Space Res., 6, 931-934 (1966).
6.78* . Иванов К.Г., Ориентация межпланетных ударных волн (по зон-
довым измерениям) и положение хромосферных вспышек,
Астроном, ж., 48, 998-1002 (1971).
6.79* . Иванов К.Г., О конфигурации межпланетных ударных волн от
мощных хромосферных вспышек (по измерениям на космиче-
ских зондах), Астрой, ж., 50, 146-149 (1973).
6.80* . Вернов С.Н., Любимов Г .И., Low-energy cosmic rays in inter-
planetary Space, 2, In Solar-Terrestrial Physics, ed E.R. Dyer,
Dordrecht, Netherlands, D. Reidel, 1972, pp. 92—109.
6.81* . Вернов C.H., Любимов Г.И., Переслегина Н.В., Структура меж-
планетного пространства по наблюдениям космических лучей
малой энергии 1965-1967 гг., в сб. ’’Зимняя школа по космо-
физике”, ч. 1, Апатиты, 1969, стр. 173-180.
6.82* . Иванов К.Г., Об интерпретации наблюдений внезапных начал
магнитных бурь в космическом пространстве, Геомагн. и аэро-
номия, 5, 471-476 (1965).
6.83* . Bavassano В., Mariani F.9 Ness N.F., Pioneer 8 observations
and interpretations of sixteen interplanetary shock waves observed
in 1968, J. Geophys. Res., 78, 4535 - 4546 (1973).
6.84* . Chao J.K., Lepping R>P., A correlative study of SSC’S, interpla-
netary shocks, and solar activity, J. Geophys. Res., 79, 1799—1807
(1974).
Литература
295
6.85* . Темный В.В., Зерцалов А.А., Вайсберг О.Л., Березин Ю.Е.,
Измерения протонной и а-компонент плазмы на спутнике
"Прогноз" в период высокой солнечной активности (август
1972), Космич. исслед., 12, 74-79 (1974).
6.86* . Афанасьева В.И., Иванов К.Г., Мощные хромосферные вспыш-
ки и вращательные разрывы в солнечном ветре, Геомагн. и
аэрономия, 13, 10-13 (1973).
6.87* . Pinter S,9 Flare-associated solar wind disturbances and type II
and IV radio bursts, Bull. Astron. Inst. Czechoslovakia, 23,
69-75 (1972).
6.88* . Sakurai K., Chao J.K., Motions of the sources for type II and type
IV radio bursts and flare-associated interplanetary disturbances,
J. Geophys. Res., 79, 661-664 (1974).
6.89* . Gosling J.T.9 Pizzo V.9 Вате S,J., Anomalously low proton tem-
peratures in the solar wind following interplanetary shock waves-
evidence for magnetic bottles?, J. Geophys. Res., 78, 2001—2009
(1973).
6.90* . Montgomery M.D,9 Asbridge J.R., Вате S.J.9 Feldman IT.C., Solar
wind electron temperature depressions following some interplane-
tary shock waves: evidence for magnetic merging?, J. Geophys.
Res., 79, 3103-3110 (1974).
6.91* . Eviator A,9 Dryer M.9 Finite conductivity and interplanetary piston-
driven shock waves, Cosmic Electrodyn., 1, 371—379 (1970).
6.92* . De Young D.S., Hundhausen J.T., Simulation of driven flare-asso-
ciated disturbances in the solar wind, J. Geophys. Res., 78,
3633-3642 (1973).
6.93* . Крымский Г.Ф., Tранений И .А., Распространение ударных волн
в межпланетной среде, I, II, Геомагн. и аэрономия, 13, 574—579,
777-781 (1973).
6.94* . Коробейников ВЛ., Николаев Ю.М., О распределении возмущений
солнечного ветра от хромосферных вспышек, Космич. исслед.,
7, 891-894 (1969).
6.95* . Dryer М., Comparison of solai*flare energy estimates made by ana-
litical and numerical techniques, J. Geophys. Res., 77, 4851—4854
(1972).
296
Литература
К главе VII
7.1. Brandt J.C., Introduction to the Solar Wind, San Francisco, W.H.Free-
man and Co., 1970. (Русский перевод: Дж. К. Брандт, Солнечный
ветер. Введение в проблему, М., "Мир", 1973.)
7.2. Bernstein W,9 The solar plasma — its detection, measurement, and
significance, In Space Physics, ed. D.P. LeGalley and A. Rosen,
New York, John Wiley and Sons, 1964, pp. 397—436.
7.3. Hundhausen A.JDirect observations of solar wind particles,
Space Sci. Rev., 8, 690-749 (1968).
7.4. Vasyliunas V.M., Deep Plasma Measurements, In Methods of Expe-
rimental Physics, vol. 9 (Part B), New York, Academic Press, 1971,
pp. 49—89.
7.5. Ness N.F., Magnetometers for space research, Space Sci. Rev.,
11, 459-554 (1970).
7.6. Lust R.t The properties of interplanetary space, In Solar-Terrestrial
Physics, ed. J.W. King and W.S. Newman, London , Academic Press,
1967, pp. 1-44. (Русский перевод в сб. "Солнечно-земная физика",
М„ "Мир", 1968.)
7.7. Axford W.L, Observations of the interplanetary plasma, Space Sci.
Rev., 8, 331-365 (1968).
7.8. Bumkebur B.B., Scattering and scintillations of discrete radio sour-
ces as a measure of the interplanetary plasma irregularities, In
Interplanetary Medium, Part II of Solar-Terrestrial Physics, 1970,
ed. E.R. Dyer, J.G. Roederer and A.J. Hundhausen, Dordrecht,
Holland, D. Reidel, 1972, pp. 49—68.
7.9. H ewish A.f Observations of the solar plasma using radio scattering
and scintillation methods, Solar Wind Proc. Conf. NASA, 1971,
Washington, D.C., 1972, pp. 477—485.
7.10. James J.C., Radar studies of the sun, In Radar Astronomy, ed. J.V.
Evans and Tor Hagfors, New York, McGraw-Hill, 1968, pp.323— 385.
7.11. Burlaga L.F., Hydromagnetic waves and discontinuities in the solar
wind, Space Sci. Rev., 12, 600-657 (1971).
7.12. Burlaga L.F., On the nature and origin of directional discontinuities,
J. Geophys. Res., 76, 4360-4365 (1971).
7.13. Turner J .M., Siscoe G.L., Orientations of "rotational" and "tangen-
tial" discontinuities in the solar wind, J. Geophys. Res., 76,
1816-1822 (1971).
Литература
297
7.14. Belcher J.W.9 Davis L., Jr.9 Large Amplitude Alfven waves in the
interplanetary medium, II, J. Geophys. Res., 76, 3534—3563 (1971).
7.15. Scarf F.L,9 Microscopic structure of the solar wind, Space Sci. Rev.,
11, 234-270 (1970).
7.16. Parker E.N., Interplanetary Dynamical Processes, New York, Inter-
science Publ., 1963. (Русский перевод: E.H. Паркер, Динамиче-
ские процессы в межпланетной среде, М., "Мир", 1965.)
7.17. Holzer Т.Е.9 Axford W.I.9 The theory of stellar winds and related
flows, Ann. Rev. Astron. Astrophys., 8, 31—60 (1970).
7.18. Banks P.M., Holzer T.E.9 High-latitude plasma transport: the polar
wind, J. Geophys. Res., 74, 6317-6332 (1969).
7.19. Axford WJ^ The interaction of the solar wind with the interstellar
medium, In Proceedings of the Solar Wind Conference, Asilomar,
Pacific Grove, Calif., 1972.
7.20. Axford IT,/., Energetic solar particles in the interplanetary medim,
In The Interplanetary Medium, Part II of Solar-Terrestrial Physics,
1970, ed. E.R. Dyer, J.G. Roederer and A.J. Hundhausen, Dordrecht,
Holland, D. Reidel, 1972, pp. 110-134.
7.21. Jokipii J.R., Propagation of Cosmic Rays in the Solar Wind, Rev.
Geophys., 9, 27-88 (1971).
7.22. Ness N. F., Interaction of the solar wind with the moon, In The
Interplanetary Medium, Part II of Solar-Terrestrial Physics, 1970,
ed. E.R. Dyer, J.G. Roederer and A.J. Hundhausen, Dordrecht,
Holland, D. Reidel, 1972, pp. 159-205.
7.23. Spreiter J.R.9 Alksne A.9 Solai^wind flow past objects in the solar
system, Ann. Rev. Fluid Meeh., 2, 313—354(1970).
7.24. Dyer E.R., Roederer J.G. (ed.)9 The Magnetosphere9 Part III, of
Solar-Terrestrial Physics, 1970, Dordrecht, Holland, D. Reidel,1972.
7.25. Weber E.].9 Unique solutions of solar wind models with thermal con-
ductivity, Solar Phys., 14, 480—488 (1970).
7.26. Dahlberg E,9 Viscous model of solar wind flow, J. Geophys. Res.,
75, 6312-6317 (1970).
7.27. Yeh T.9 Temperature Profile of Solar Winds, J. Geophys. Res., 76,
7508-7515 (1971).
7.28. Dumey B.R.9 Roberts P.H., On the theory of stellar winds, Astrophys.,
J., 170, Part 1, 319-323 (1971).
7.29. Dumey B.R.9 Werner N.E.9 On the domains of existence of the three
types of supersonic solutions of the inviscid solar wind equations,
Astrophys, J., 171, Part 1, 609-613 (1972).
298
Литература
7.30. Roberts Р.Н., A transformation of the stellar wind equations,
Astrophys. Letters, 9,79—80 (1971).
7.3L Dumey B.R., Solar wind properties at the earth as predicted by one-
fluid models, J. Geophys. Res., 77,4042—4051 (1972).
7.32. Rosenberg R.L., Coleman Pj.9 Jr.9 Heliographic latitude dependence
of the dominant polarity of the interplanetary magnetic field, J.
Geophys. Res., 74,5611-5622 (1969).
7.33. Coleman P.J., Rosenberg R.L., North-south component of the inter-
planetary magnetic field, J. Geophys. Res., 76, 2917—2926 (1971).
7.34. Rosenberg R.L., Unified theory of the interplanetary magnetic
field, Solar Phys., 16, 72-78 (1970).
7.35. Wilcox Statistical significance of the proposed heliographic
latitude dependence of the dominant polarity of the interplanetary
magnetic field, J. Geophys. Res., 76, 2587-2590 (1970).
7.36. Sues S.T., On the three dimensional solar wind, J. Geophys. Res.,
77, 567-574 (1972).
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие редактора перевода ........................... э
Предисловие............................................... 9
Глава I, История и физические предпосылки проблемы .... 11
1.1. Введение................................ 11
1.2. Косвенные данные о существовании солнечно-
го ветра..................................... 11
1.3. Вытягивание солнечной короны в межпланет-
ное пространство.................................. 13
1.4. Расширение солнечной короны в межпланетное
пространство................................. 15
1.5. Вытягивание солнечного магнитного поля в
межпланетное пространство.................... 23
1.6. Альтернативная модель расширения короны 26
1.7. Подтверждение существования солнечного
. ветра непосредственными наблюдениями на
космических аппаратах........................ 29
Глава II. Идентификация и классификация некоторых важ-
ных явлений солнечного ветра.................... 33
II. 1. Введение................................ 33
П.2. Классификация явлений солнечного ветра ... 34
II. 3. Идентификация, описание и классификация
некоторых явлений солнечного ветра........... 39
II. 4. Сводка результатов и план дальнейшего из-
ложения ..................................... 50
300
Оглавление
Глава III. Динамика однородного расширения короны.... 52
III. 1. Введение.................................. 52
III. 2. Поиски бесструктурного солнечного ветра 53
III.3. Физические свойства низкоскоростного сол-
нечного ветра..................................... 5®
III.4. Одножидкостная модель стационарного, сфэ-
рически-симметричного расширения короны. 53
III.5. Двухжидкостная модель стационарного сфе-
рически-симметричного расширения короны 69
III.6. Сравнение данных наблюдений солнечного
ветра с предсказаниями основных одножид-
костной и двухжидкостной моделей.................. 73
III. 7. Энергетика коронального расширения... 76
III.8. Влияние магнитогидродинамических волн на
расширение короны................................. 54
III.9. Влияние магнитных сил на расширение ко-
роны ....................................... 50
III. 10. Влияние магнитных модификаций теплопро-
водности на расширение короны...................... 52
III. 11. Влияние вязкости на расширение короны ... 96
III. 12. Влияние бесстолкновительных механизмов
энергообмена на расширение короны............. 59
III. 13. Влияние пониженной теплопроводности на
расширение короны............................. Ю2
III. 14. Другой подход к энергетике коронального рас-
ширения ..................................... 155
III. 15. Момент количества движения при корональном
расширении.................................... ИЗ
III. 16. Испарительные модели расширения короны 119
Глава IV.Химический состав расширяющейся короны и межпла-
нетной плазмы............................................. 125
IV. 1. Введение................................... 125
IV.2. Определение среднего содержания гелия в сол-
нечном ветре................................. 126
IV.3. Сравнение содержания гелия на Солнце и в
межпланетном пространстве.................... 132
Оглавление
301
IV.4. Теоретические модели расширения короны,
содержащей гелий.......................... 134
IV .5. Связь между содержанием гелия в фото-
сфере и короне................................ 141
I V.6. Общие выводы о химическом составе рас-
ширяющейся солнечной атмосферы............. 143
IV .7. Наблюдения других ионов в солнечном вет-
ре, кроме 1Н+ и 4Не++......................... 144
IV. 8. Состояние ионизации расширяющейся ко-
рональной плазмы.............................. 150
IV.9 . Возможное изменение состояния ионизации
солнечного ветра в межпланетном про-
странстве .................................... 156
Глава V, Высокоскоростные потоки плазмы и магнитные
секторы................................................ 158
\ .1. Введение................................. 158
V. 2. Наблюдаемые свойства высокоскоростных
плазменных потоков............................ 159
V .3. Наблюдаемые свойства магнитных секто-
ров .......................................... 163
V. 4. Связь между высокоскоростными потока-
ми плазмы и магнитными секторами .... 169
V.5 . Теоретические модели межпланетных плаз-
менных потоков................................ 171
V.6. Теоретические модели неоднородного маг-
нитогидродинамического расширения ко-
роны ......................................... 184
V.7 . Влияние высокоскоростных плазменных
потоков на средние характеристики солнеч-
ного ветра.................................... 196
V. 8. Перенос энергии в высокоскоростных по-
токах солнечного ветра........................ 201
V.9 . Солнечные источники высокоскоростных
потоков....................................... 204
302
Оглавление
Глава VI. Межпланетные ударные волны, генерированные
солнечными вспышками.................................... 212
VI. 1. Введение................................ 212
VI.2. Движения межпланетных ударных волн,
обнаруженные по наблюдениям плазмы 215
VI, 3. Формы ударных волн, обнаруженные по
наблюдениям магнитного поля и плазмы 224
VI . 4. Характеристики плазмы и магнитного
поля за ударным фронтом........................ 228
VI. 5. Химический состав плазмы за ударной
волной......................................... 232
VI.6 . Связь между солнечными вспышками и
межпланетными ударными волнами .... 236
VI.7. Синтез наблюдений межпланетных удар-
ных волн....................................... 241
VI.8 . Теоретические модели распространения
ударных волн в солнечном ветре........... 243
VI. 9. Классификация межпланетных ударных
волн, полученных из теоретических мо-
делей ......................................... 250
VI. 10. Масса и энергия межпланетных ударных
волн......................................... 253
VI. 11. Роль межпланетных ударных волн в об-
щем выносе массы и энергии из короны 259
VI. 12. Выводы, касающиеся физики солнечных
вспышек........................................ 261
Глава И//.Заключительные замечания...................... 265
VII. 1. Нерассмотренные вопросы................ 265
VII .2. Солнечная активность и солнечный ве-
тер ........................................... 267
Литература.............................................. 271
УВАЖАЕМЫЙ ЧИТАТЕЛЬ!
Ваши замечания о содержании книги, ее офор-
млении, качестве перевода и др. просим при-
сылать по адресу: 129820, Москва, И-110,
ГСП, 1-й Рижский пер., д. 2, изд-во "Мир"
А.Д. Хундхаузен
РАСШИРЕНИЕ КОРОНЫ
И СОЛНЕЧНЫЙ ВЕТЕР
Редактор Э.А. Медушевскал
Художник 0. Шанец кий
Художественный редактор И .К. Шаврова
Технический редактор Е.В. Бурмистрова
Подписано к печати 19—XI 1975 г.
Бумага офсетн. «№ 1 60 х 90 1/16 «9,5 бум. л.
Печ. л. 19 Уч-изд. л. 16,52 Изд. № 27/8130
Цена 1 р. 66 коп. Зак. 8^7
Издательство ’’Мир”
Москва, 1-й Рижский пер., 2
Тульская типография "Союзполиграфпрома"
при Государственном комитете Совета
Министров СССР по делам издательств,
полиграфии и книжной торговли,
г. Тула, проспект им. В.И. Ленина, 109
1 р. 66 к.
Солнечный ветер играет важную, ведущую роль в современных косми-
ческих исследованиях. Он требует внимания прежде всего из-за тесной
связи со многими солнечными, геофизическими и астрономическими
явлениями. В неменьшей степени солнечный ветер представляет само-
стоятельный физический интерес. Трудно представить себе, что ме-
нее чем пятнадцать лет назад как само существование этого непрерыв-
ного потока солнечной материи через межпланетное пространство, так
и известная модель его происхождения, опирающаяся на гидродинами-
ческое расширение солнечной короны, горячо оспаривались. Эти бес-
спорные ныне концепции завоевали всеобщее признание только после
проведения непосредственных наблюдений в межпланетном простран-
стве в начале 1960-х годов.