Диссертация (1145317), страница 15
Текст из файла (страница 15)
Продемонстрировано, что форма и взаимноерасположение импульсов активности на диаграмме широта-время ответственны за такие параметры солнечного цикла как число максимумов (всплесков) активности, наличие или отсутствие одного или4Создана петиция с просьбой присвоения текущему минимуму активности имени Эдди, в честь американского ученого Джона Эдди известного рядом громких и основополагающих работ о минимуме Маундера(http://www.ipetitions.com/petition/EddyMinimum/).93––––––нескольких провалов Гневышева.
Данное утверждение справедливо какдля поверхности всего Солнца, так и для каждого из полушарий в отдельности.Обнаружено, что тонкая структура всплесков пятнообразования наширотно-временно́й плоскости может быть выявлена путем построенияплотности распределения групп пятен.Для циклов 10–23, по данным наблюдений Кэррингтона, Шперера игринвичским данным, реконструированы импульсы активности. Показано, что для длинных циклов активности характерно отклонение закона Шперера от его привычного исполнения, а именно: на фазе спада цикла замечено появление импульсов на более высоких широтах посравнению с положением предыдущего импульса.Показано, что параметры (длина цикла, широтно-временно́е распределение групп пятен, вероятность появления пятен на средних и высокихширотах на фазе спада) официального цикла 4 по цюрихской нумерации сравнимы с параметрами таких циклов как 11, 20 и 23.По результатам сравнения длинных циклов 4, 20 и 23 выдвинута гипотеза о существовании импульса активности на фазе спада цикла 4,что и привело к появлению групп пятен на средних и высоких широтахв северном полушарии по данным наблюдений Штаудахера.
Отмечено,что данные о широтном положении пятен в южном полушарии за тотже временной интервал и вовсе не указывают на возможность существования потерянного цикла.Выдвинута гипотеза о том, что понижение активности около 1793-го г.является провалом между следующими друг за другом импульсами активности в северном полушарии.
Редкие наблюдения 1790-х гг. не позволяют однозначно разрешить проблему потерянного цикла. Более того,в наблюдениях Штаудахера обнаружены опечатки (одинаковые зарисовки солнечного диска для разных календарных дат), а ошибка определения гелиографического положения группы пятен достигает 15◦ .По результатам исследования отстаивается традиционная цюрихскаянумерация циклов пятнообразования без включения в нее потерянного цикла в преддверии минимума Дальтона.94– Сравнение текущего цикла солнечной активности с циклами вековыхминимумов Дальтона и Гляйсберга указывает на их схожесть.95Глава 3. Связь импульсов активностии полярных полей Солнца3.1Полярное поле и магнитные серджиДля удобства изложения материала примем следующее соотношение нумерации высоко- и низкоширотных циклов.
На рисунке 3.1 представлено схематическое изображение вариаций напряженности полярного поля (коричневымцветом) и циклы активности (желтым цветом). Вариации магнитного поля наполюсах между двумя последовательными сменами его знака будем называтьполярным циклом. Для полярного цикла N идущий перед ним цикл активности будем называть предыдущим циклом (номер N согласно цюрихской нумерации), а идущий за ним цикл активности N + 1 будем называть следующимциклом активности относительно того же полярного цикла.Согласно данным магнитографических наблюдений полярное поле Солнца в 23-м полярном цикле на 35–40% ниже [25; 250; 251] в сравнении с двумяпредыдущими полярными циклами (рис.
8), а текущий полярный цикл 24 нетолько слабый, но и сильно асимметричен в полушариях. С момента обнаружения ослабления крупномасштабного магнитного поля встала задача поискапричин этого процесса.На рисунке 3 изображено широтно-временно́е распределение фотосферного магнитного поля [7]. Цветом показан знак и величина напряженности магнитного поля. Для построения этого графика используются каталоги синоптических карт, начиная с 1975-го г., по данным обсерватории Китт-Пик (СОЛИС) [67] и данным измерений с аппарата Сохо [66]. Каждая синоптическаякарта за один оборот Солнца усредняется по долготе, затем карты компонуются по времени. Полученное изображение содержит распределение магнитныхполей групп пятен.
От низких широт к высоким движутся волны, переносящие магнитный поток. Ванг с соавторами [30] предложили называть эти волны “серджами” 5 (surges). Согласно рисунку 3, именно они связывают низко- и5Для удобства и точности выражения вместо термина “волна” мы будем использовать заимствованныйтермин “сердж”.96ПолярныйциклNСтарыйпредыдущийциклактивностиNПолярныйциклN+1НовыйследущийциклактивностиN+1ВремяРисунок 3.1 — Схематическое изображение соотношения нумерации циклов активности и полярных циклов.высокоширотные магнитные поля на поверхности Солнца. Большинство серджей переносят магнитный поток новой полярности (поток от хвостовой частигрупп пятен), который, в свою очередь, аннигилирует со старым магнитнымпотом на полюсах, а его избыток формирует новое полярное поле.
Эти серджи перемежаются серджами старой полярности. Их появление откладываетво времени момент переполюсовки, которая, в свою очередь, может стать трехкратной [252; 253].Воспроизведение этой тонкой структуры эволюции магнитного поля, видимой в фотосфере, и, как следствие, объяснение причин ослабления полярногополя, начиная с 23-го цикла, являются задачами моделирования процессов наСолнце. Воспроизведение деталей перераспределения магнитного потока требует подстройки свободных параметров модели, если не на каждом шаге повремени, то все-таки довольно часто.Трехмерное построение динамо-моделей само по себе требует больших затрат вычислительных ресурсов, а задание еще и тонкой подстройки параметровделает задачу особенно сложной.
Поэтому прибегают к следующим упрощениям. В фотосфере мы видим лишь половину полного солнечного цикла, поэтомуи моделирование можно проводить лишь для α–эффекта. Осреднение по долготе позволяет решать задачу в двумерной плоскости (осесимметричный случай).Широта (градус)Широта (градус)Широта (градус)(а)Широта (градус)Cинус широты97(в)(б)(г)(д)(е)(ж)Время (год)Рисунок 3.2 — Примеры реализации динамо-моделей Бэбкока–Лейтона.
Рисунки взяты из работ: а) [243], б) [244], в) [245], г) [246], д) [247], е) [248], ж) [249].98На рисунке 3.2 представлены некоторые примеры моделирования текстуры фотосферы с перемежающимися серджами разной полярности. Во всех случаяхиспользован принцип транспортной модели Бэбкока–Лейтона.
Поскольку теория среднего поля имеет дело с компонентами магнитного поля, а не с эволюцией популяции групп пятен, то на данный момент нет прецедентов использованиямодели Паркера для восстановления тонкой структуры фотосферных полей.3.2Основные уравненияВ этом разделе мы изложим основные принципы работы динамо Бэбкока–Лейтона [35–37].Выведем транспортное уравнение для радиальнойкомпоненты магнитного поля Br (θ,φ,t) [254; 255].В выражение для закона индукции Фарадея:∂B= −c∇ × E∂t(3.1)подставляем закон Ома в дифференциальнойформе для движущейся среды:jv×B−.σc(3.2)Рисунок 3.3 — Сверху: дифференциальноетечение.
Получаем выражение для изменения во времениСнизу:меридиональное напряженности магнитного поля B6 :течение.c∂B= ∇ × (v × B) − ∇ × j,(3.3)∂tσE=где c — скорость света, E — напряженность электрического поля, j — плотностьэлектрического тока, σ — проводимость среды и v — скорость дрейфа.Далее закон Ампера–Максвелла или обобщенная теорема Ампера о циркуляции без учета токов смещения:j=6c∇ × B4πВ приближении отсутствия намагниченности и равенства единице магнитной постоянной.(3.4)99подставляем в уравнение 3.3 и получаем следующее выражение:∂B= ∇ × (v × B) − ∇ × (η × B),∂t(3.5)где η — коэффициент диффузии.Скорость дрейфа на поверхности Солнца разделяют на скорости дифференциального (vd ) и меридионального (vm ) течений (рис. 3.3):vd = ω(θ)R sin(θ)(3.6)где ω(θ) — угловая скорость фотосферной плазмы, θ — коширота, отсчитываемая от полюса, R — радиус Солнца,vm = −v0P (θ),(3.7)где v0 — максимальное значение скорости меридионального дрейфа и P (θ) —широтный профиль течения.Подставляем выражения для скоростей в уравнение 3.5 и переписываемего в сферических координатах, получаем знаменитое транспортное уравнение [36; 254]:∂Br∂∂Br1= −ω(θ)−(vm (θ)Br sin(θ)) +∂t∂φR sin(θ) ∂θ∂Br1 ∂ 2 Br1 ∂ηturbsin(θ)++ S(θ,φ,t)+ 2Rsin(θ) ∂θ∂θsin2 (θ) ∂φ2(3.8)где φ — долгота, ηturb — коэффициент турбулентной диффузии и S(θ,φ,t) — такназываемый источник, отвечающий за всплытие магнитных биполей.3.2.1Угол наклона биполейГруппы пятен обладают биполярной магнитной структурой, поэтому вмоделях каждая активная область задается в виде магнитного биполя (биполярной магнитной группы), причем магнитный поток от лидирующей части100биполя считается равным потоку от хвостовой его части.
Положение биполейна плоскости широта–время задается с учетом их угла наклона по отношениюк линии экватора (рис. 3.11).Хейл с соавторами [256] впервые обнаружили увеличение среднего осевого угла наклона (тильт-угла) групп пятен с широтой (закон Джоя).
Позднееэта закономерность была подтверждена Бруннером [257]. Считается, что закон Джоя есть следствие воздействия силы Кориолиса на всплывающие трубкимагнитного потока [258–260]. Поскольку в ходе солнечного цикла группы пятенвсплывают на все более низких широтах (закон Шперера), то среднее значениетильт-угла уменьшается к концу 11-летнего цикла [261].Значения тильт-угла для отдельных групп пятен имеют большой разбросотносительно среднего значения: величина стандартного отклонения сравнимас величиной среднего [261].
Поэтому статистические оценки, выполненные поразным данным разными авторами, могут сильно различаться [260; 262–266].Например, Хейл с соавторами [256] и Бруннер [257] утверждали существованиеширотной зависимости среднего значения тильт-угла, а Танг с соавторами [267]не обнаружили этой закономерности.Используя результаты анализа Бруннера [257], Лейтон [37] предложил количественное соотношение коширота–тильт: sin α = 0.5 cos(θ), где α — тильтугол, θ — коширота.
Похожее соотношение было предложено Вангом и Шили [263]: sin α = 0.48 cos(θ) + 0.03. Позднее Шуслер и Бауман [265] предложили простое соотношение широта–тильт: α = f · l, где f — коэффициентпропорциональности, l — широта. Наилучшее совпадение с наблюдательнымиданными получено ими для f = 0,15. Используя это же линейное соотношение,Даси-Эспуиг с соавторами [266] получили f = 0,26 для данных обсерваторииМаунт-Вилсон и f = 0,28 для данных обсерватории Кодайканала. Стенфло иКосовичев [260] использовали формулу α = α0 · sin(l), где α0 — свободный параметр, равный 32,1◦±0,7◦.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
