Диссертация (Исследование свойств атмосферы над солнечными пятнами по наблюдениям в сантиметровом диапазоне длин волн), страница 5

Рис. 1.1). Разработаны также отдельные модели для темных холодных и ярких горячихэлементов и модели с комбинациями холодных и горячих элементов. Основными чертами таких моделей является одномерность, стационарностьи условие гидростатического равновесия.Модели спокойного Солнца по данным радионаблюдений по большейчасти строились отдельно от данных оптических наблюдений и использовали наблюдения с низким пространственным разрешением. Долгое время24Рис. 1.1: Высотное распределение температуры в спокойной атмосфере.

Справа – стратификация слоев солнечной атмосферы, слева – высоты генерации отдельных видов излучения для усредненной атмосферы [86].радио и УФ-наблюдения расходились в несколько раз [93], но более точныйучет УФ излучения [69] позволил их лучше совместить (главное расхождение происходит за счет температурного диапазона менее 30000 К) (см.Рис. 1.2).Рис. 1.2: Слева – спектр радиоизлучения спокойного Солнца ([93], Fig.3), справа – уточненный спектр, соответствующий UV, EUV и рентгеновским данным ([69], Fig.8)В 90-е годы наряду с классическими моделями начались разработкидинамических моделей, представляющие собой самосогласованное решениегидродинамических уравнений совместно с решением уравнения переносаизлучения (в ЛТР и неЛТР вариантах) и учетом волновых движений, которые имели определенные преимущества при объяснении наблюдаемой25временной динамики спектральных линий.

А с начала текущего столетияначали активно развиваться двух и трех-мерные модели. Они пока ещенаходятся в начале пути и требуют хорошей наблюдательной поддержки(большая надежда здесь возлагается на наблюдения радиоинтерферометраALMA в мм и субмм диапазонах).Аналогичная история прослеживается и для моделей атмосферы надсолнечными пятнами, распределение температуры и плотности над которыми похоже на распределение над спокойным Солнцем.

Существующиеоптические модели пока имеют сильные расхождения между собой [74] ине очень хорошо соотносятся с данными радионаблюдений, особенно еслиучитывать наличие сильных магнитных поля в тени пятен (см. Рис. 1.3).Рис. 1.3: (a),(b) – распределение электронной температуры и плотности с высотой дляряда стандартных моделей солнечной хромосферы над тенью пятна ([74], Fig.6), (c) –спектр яркостных температур тени пятна для различных моделей, ромбики – наблюдения на JCMT, кружки – наблюдения BIMA ([74], Fig.9), (d) – зависимость яркостнойтемпературы от величины МП на уровне фотосферы ([74], Fig.10).1.1.Радиоизлучение солнечных пятен: основные механизмы иособенности радиоизлученияС самого начала исследования радиоизлучения Солнца была установлена его значительная временная переменность, исходя из которой, оно26была разделено на несколько компонент: В – радиоизлучение «спокойного» Солнца, тепловое излучение нагретой плазмы с температурой от 6000К (фотосфера) до нескольких МК (корона), S – медленно меняющийсякомпонент, связанный с излучением активных областей (АО) и имеющийв основном тепловой характер, хотя возможна и некоторая добавка нетепловых процессов, и F – всплесковый компонент, имеющий значительнуюнетепловую составляющую и различные характерные временные масштабыот миллисекунд до часов и дней.

В целом, для всех компонент характерно:чем быстрее происходит процесс, тем более вероятно он имеет нетепловойхарактер.Для рассматриваемого в данной работе квазистационарного радиоизлучения пятен характерны тепловые процессы – тепловой тормозной(thermal free-free emission or thermal bremsstrahlung) и тепловой циклотронный (thermal gyroresonance) процессы излучения.

Высоко в короне такжеважны плазменные процессы.Оба процесса, и тормозной и циклотронный, генерируют при наличие магнитного поля поляризованное излучение, которое при определенных условиях (например, конечной оптической толщине излучающего слояили градиенте температуры) могут приводить к поляризации выходногоизлучения.Какой из процессов превалирует в каждом конкретном случае можноопределить из характера регистрируемого радиоспектра.Для рассматриваемых условий можно считать, что плазма находится в условиях локального термодинамического равновесия и частотныйспектр яркостной температуры выходящего излучения Tb (f ) определяется (без учета рефракции) решением уравнения переноса в виде:τ∫maxTe (τ ) × exp(−τ ) dτ ,Tb (f ) =(1.1)0где Te – распределение электронной температуры вдоль луча зрения,∫lτ (l) = κ(l′ ) dl′ – оптическая толщина, считаемая от наблюдателя вдоль0луча зрения, κ(l) – коэффициент поглощения (в разных литературных источниках встречаются разные буквенные обозначения), τmax – максималь-27ная оптическая толщина вдоль луча зрения.

При действии различных процессов κ содержит сумму коэффициентов поглощения для всех процессов.Уравнение переноса имеет два предельных случая – оптически тонкий источник (τmax ≪ 1) и оптически толстый источник (τmax ≫ 1). Дляоптически тонкого источника Tb (f ) ≈ T e ×τmax ≪ T e , где T e – средная температура по слою. Для оптически толстого слоя вклад Te (τ ) для небольшихτ усредняется, а для больших подавляется экспонентой и Tb (f ) ≈ Te (τ = 1)(точное равенство достигается для постоянной или линейной функции).В присутствии магнитного поля, когда среда становится анизотропной и коэффициенты поглощения зависят от направления МП и типа поляризации электромагнитной волны, уравнение переноса излучения приобретает матричную форму, что значительно усложняет его решение. Однако,в большинстве случаев оказывается возможным использовать приближение геометрической оптики и разложить излучение на две так называемые«нормальные моды» – обыкновенную (ordinary, о-моду) и необыкновенную(extraordinary, e- или x -моду), которые обычно представляют собой две ортогональных круговых поляризации и описываются уравнениями переносааналогичными уравнению (1.1), путем замены в выражении для оптическойтолщины κ(l) на κo (l) или κx (l).

Для участков траектории, где геометрическая оптика не действует и происходит взаимодействие нормальных мод,требуется отдельный расчет перекачки энергии из одной моду в другую.Для теплового тормозного излучения, которое исторически первымпривлекалось для объяснения повышенного излучения активных областейпри наблюдениях с низким пространственным разрешением, коэффициентпоглощения в присутствии МП имеет вид:κo,x =ζn2e3/2Te (f ± fB |cosα|)2,(1.2)где ζ – логарифмический коэффициент, слабо зависящий от температуры,ne – концентрация электронов, m и e – масса и заряд электрона, c – скорость света, B – величина МП, fB = eB/2πmc = 2.81B – электроннаягирочастота в ГГЦ, для магнитного поля B в КГс, α – угол между направлением МП и лучем зрения.

Знак «+» в выражении (1.2) используется дляо-моды, «-» – для е-моды, т.е. τo < τe и излучение в о-моде к наблюдателюдоходит с более глубоких слоев – атмосфера в о-моде «просветляется». Ве-28моде наоборот – среда становится более непрозрачной, причем этот процессболее эффективен, чем процесс «просветления», и при росте температурывверх суммарный эффект от МП будет состоять в уярчении источника. Ещеодна интересная особенность тормозного излучения заключается в специфике вклада отдельных слоев в выходящее излучение.

Так, если в (1.1) не22eeрассматривать экспоненту, то вклад слоя δT = T dτ ∝ T × n3/2dl ∝ n1/2,TeTeт.е. при неоднородном распределении плотности вдоль луча зрения преимущественный вклад будут вносить самые плотные участки атмосферы,а температура будет играть роль только в случае ее очень резкого изменения.

Еще одно следствие зависимости (1.2) заключается в том, что яркостьисточника I = 2kTb (f )f 2 /c2 = 2kTb (λ)/λ2 при условии τ ∝ 1/f 2 ∝ λ2приводит к неравенствам: ∂I/∂λ ≤ 0 и ∂I/∂f ≥ 0. Аналогичные соотношения справедливы и для спектров потоков от всего источника, посколькуизлучение от каждой его точки удовлетворяет им. Данные неравенствахарактерны для теплового тормозного механизма излучения и позволяютотделить его от других механизмов.В парадигме тормозного излучения исследования активных областейпродолжались вплоть до начала 60-х годов, когда практически одновременно вышли две работы с данными наблюдений [28, 62] (рис.