«ВСЕРОССИЙСКАЯ ЕЖЕГОДНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ ПО ФИЗИКЕ СОЛНЦА СОЛНЕЧНАЯ И СОЛНЕЧНО-ЗЕМНАЯ ФИЗИКА – 2011 ТРУДЫ Санкт-Петербург 2011 Сборник содержит доклады, представленные на Всероссийской ежегодной конференции Солнечная и ...»

ISSN 0552-5829

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ГЛАВНАЯ (ПУЛКОВСКАЯ) АСТРОНОМИЧЕСКАЯ ОБСЕРВАТОРИЯ

ВСЕРОССИЙСКАЯ ЕЖЕГОДНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ

ПО ФИЗИКЕ СОЛНЦА

СОЛНЕЧНАЯ

И СОЛНЕЧНО-ЗЕМНАЯ

ФИЗИКА – 2011

ТРУДЫ Санкт-Петербург 2011 Сборник содержит доклады, представленные на Всероссийской ежегодной конференции «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011» (XV Пулковская конференция по физике Солнца, 3–7 октября 2011 года, Санкт-Петербург, ГАО РАН). Конференция проводилась Главной (Пулковской) астрономической обсерваторией РАН при поддержке секции «Солнце» Научного совета по астрономии РАН и секции «Плазменные процессы в магнитосферах планет, атмосферах Солнца и звезд» Научного совета «Солнце – Земля», а также при поддержке программ Президиума РАН, Отделения Физических Наук РАН, гранта поддержки ведущих научных школ России НШ-3645.2010.2.

Тематика конференции включала в себя широкий круг вопросов по физике солнечной активности и солнечно-земным связям.

В конференции принимали участие учёные Российской Федерации, Болгарии, Бразилии, Казахстана, США, Украины, Финляндии, Японии.

Оргкомитет конференции Сопредседатели: А.В. Степанов (ГАО РАН), В.В. Зайцев (ИПФ РАН) Члены оргкомитета:

Ю.А. Наговицын (ГАО РАН) В.М. Богод (САО РАН) И.С. Веселовский (НИИЯФ МГУ, В.Н. Обридко (ИЗМИРАН) О.М. Распопов (СПбФ ИЗМИРАН) ИКИ РАН) А.А. Соловьёв (ГАО РАН) В.А. Дергачев (ФТИ РАН) Д.Д. Соколов (МГУ) М.А. Лившиц (ИЗМИРАН) К. Георгиева (ИКСИ-БАН, Болгария) Н.Г. Макаренко (ГАО РАН) Ответственные редакторы – А.В. Степанов и Ю.А. Наговицын В сборник вошли статьи, получившие по результатам опроса одобрение научного комитета.

Оргкомитет конференции не несёт ответственности за ошибки и неточности в текстах статей, представленных авторами в редакцию.

Труды ежегодных Пулковских конференций по физике Солнца, первая из которых состоялась в 1997 году, являются продолжением публикации научных статей по проблемам солнечной активности в бюллетене «Солнечные данные», выходившем с 1954 по 1996 гг.

Синоптические данные о солнечной активности, полученные в российских обсерваториях (главным образом, на Кисловодской Горной станции ГАО РАН) в продолжение программы «Служба Солнца СССР», доступны в электронном виде по адресам:

http://www.gao.spb.ru/english/database/sd/index.htm http://www.solarstation.ru/ Компьютерная верстка Е.Л. Терёхиной © Главная (Пулковская) астрономическая ISBN 978-5-9651-0584- обсерватория РАН, «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

НЕОБЫЧНЫЙ СОЛНЕЧНЫЙ МИНИМУМ –

ВЫЗОВ ТЕОРИИ СОЛНЕЧНОГО ДИНАМО

Обридко В.Н.1, Наговицын Ю.А.2, Георгиева К. Институт земного магнетизма ионосферы и распространения радиоволн им. Н.В. Пушкова, Россия, 142090, Московская обл., г. Троицк, [email protected] Главная (Пулковская) астрономическая обсерватория РАН, С.-Петербург, Россия, [email protected] Space and Solar-Terrestrial Research Institute, Bulgarian Academy of Sciences [email protected]

THE UNUSUAL SUNSPOT MINIMUM – CHALLENGE TO THE

SOLAR DYNAMO THEORY

Obridko V.N.1, Nagovitsyn Yu.A.2, Geogieva K. The Pushkov institute of terrestrial magnetism, ionosphere and radiowave propagation, Russian Academy of Sciences, Troitsk, 142190, Russia, [email protected] Central astronomical observatory at Pulkovo of RAS, St.-Petersburg, Russia, [email protected] Space and Solar-Terrestrial Research Institute, Bulgarian Academy of Sciences The last cycle was low, long, complex and very unusual. The “peculiarity” of the minimum is that the field is weak, but also that the morphology of the heliosphere is very complex.

A large number of features of intermediate scale – neither global nor local – was observed.

Could this phenomenon be a proxy of the meridional circulation slowdown? What kind of a cycle have we entered, anyway?

Начнем с того, почему доклад так озаглавлен и в чем, собственно, состоит вызов теории динамо. Прошедший минимум и весь 23 цикл были весьма необычными. Действительно ли эта необычность выходит за пределы наблюдавшегося ранее разброса характеристик циклов активности? И можем ли мы сегодня хотя бы в общих чертах указать причины значительных вариаций в характеристиках солнечных циклов? Следует заметить, что особая необычность прошедшего минимума состояла в том, что поля были слабые, а морфология гелиосферы – сложная. Наблюдалось большое число объектов промежуточного масштаба – не глобальных и не локальных. Не может ли это быть использовано для оценки высоты следующего максимума? Каковы современные модели солнечного динамо, могут ли они обеспечить наблюдаемые напряженности магнитных полей пятен, и от чего зависит уровень активности в данном цикле? И, наконец, чего же нам ждать от цикла № 24, в который мы вступили?

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября 2. Некоторые характеристики минимума 23/ На рис. 1 показано месячное число беспятенных дней в последних пяти солнечных циклах [1]. Видно, что завершившийся цикл выделен большим числом таких дней. Однако в целом в последнем столетии был минимум 1913 года, в котором беспятенных дней было еще больше (рис. 2).

Число пятен в 2008 г. было чрезвычайно малым, но гелиосферный токовый слой не был плоским, как это должно быть в минимуме, при полном исчезновении других гармоник, кроме осевого диполя. На рис. 3 показана структура короны в трех последовательных прохождениях космического аппарата Ulissis.

Видно, что ситуация в период минимума 2008 года разительно отличается от ситуации 1996 года. Структура короны в 1996 году – стандартная, наблюдается резко выраженный стример в экваториальной плоскости, что свидетельствует о типичной структуре с осевым диполем. В 2008 году «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября наблюдаются многочисленные внеэкваториальные стримеры, которые уже нельзя связать с осевым диполем.

Если в предыдущих минимумах индекс опускался почти до дипольного значения, то на нисходящей ветви 23 цикла начавшийся спад затем сменился ростом почти до максимального значения и в последующем сильно отличался от дипольного значения. Рост этого индекса на нисходящей ветви 23 цикла указывает на необычно большое число экваториальных корональных дыр.

Расчеты показывают, что даже в 2009 году глобальное поле определялось не только диполем, как в 1996 году, а содержало большое количество малых областей открытого магнитного поля на всех широтах (см. рис. 5).

Это привело к тому, что наблюдалось очень большое число внеэкваториальных источников солнечного ветра [3].

3. Высота солнечного цикла и меридиональный перенос Что же определило столь низкое значение числа пятен в минимуме 23/24? Что вообще определяет высоту цикла как в локальных, так и в глобальных полях?

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Есть основания полагать, что это связано с изменением меридионального потока на фазах роста (или спада) предыдущего цикла.

Как известно, солнечное динамо определяется двумя процессами. На первой стадии (-эффект) из полоидального возникает тороидальное поле.

В минимуме магнитное поле имеет квазидипольныую структуру. Дифференциальное вращение в основании конвективной зоны вытягивает силовые линии полоидального поля и отклоняет их в азимутальном направления создавая тороидальное поле. Силы магнитной плавучести поднимают магнитные трубки на поверхность, давая начало стандартной биполярной группе пятен. Этот процесс хорошо изучен и не вызывает особых сомнений. Впрочем, пока неясно, удастся ли при этом получать локальные изолированные трубки с напряженностью до 3000 Гс.

Обратный процесс формирования полоидального поля из тороидального (-эффект) ясен гораздо меньше. Наиболее часто цитируется механизм Бебкока-Лейтона. А именно, вследствие силы Кориолиса, создающей ненулевую среднюю спиральность, головные пятна находятся ближе к экватору, чем хвостовые. В конце цикла, когда пары пятен возникают на самых низких гелиоширотах, магнитное поле головных пятен диффундирует через экватор, и их поток уничтожается противоположным по знаку потоком головных пятен другого полушария. Поток хвостовых пятен и оставшихся пар пятен уносится к полюсам. Избыток потока хвостовых пятен уничтожает полоидальное поле старого цикла и накапливается, создавая полоидальное поле противоположной полярности.

Хотя сама ветвь -эффекта в динамо в деталях не ясна, но почти очевидно, что именно меридиональная циркуляция является ключом к пониманию характеристик цикла. Амплитуда и период цикла солнечных пятен определяется скоростью меридиональной циркуляции [4–9], а величина коэффициента турбулентной диффузии определяет режим действия динамо [10–12].

4. Оценка скорости меридиональной циркуляции с использованием геомагнитных данных Можно предположить, что образование поло- идального поля заканчивается, когда экаториальные корональные дыры сливаются с полярными, образуя гигантскую корональную дыру, простирающуюся от полюса к экватору и далее – в противоположное полушарие. Аналогичная область – корональная дыра другой полярности – образуется на антиподальных широтах и долготах. Образование этих дыр соответствует максимуму геомагнитной активности, связанной с истечением высокоскоростных потоков из таких открытых конфигураций магнитного поля. Поэтому время от максимума числа солнечных пятен до максимума геомагнитной активности можно считать равным времени перемещения потока из зоны пятен к поСолнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября люсам (см. рис. 6). Отсюда можно найти скорость поверхностной меридиональной циркуляции.

Оказалось, что чем быстрее направленная к полюсу циркуляция, тем ниже максимум в следующем цикле. Коэффициент корреляции этой связи r = 0.7, p = 0.03 (см. Рис. 7; обращаем внимание на то, что шкала скорости перевернутая). Именно такую связь и можно было ожидать из теоретических соображений.

Сложнее оценить скорость обратного процесса, то есть глубинной меридиональной циркуляции в направлении экватора.

Ситуация несколько усложняется, поскольку в зависимости от величины диффузии возможны три режима направленной к экватору меридиональной циркуляции: режим, полностью определяемый адвекцией при очень низкой диффузии, промежуточный режим с более высокой диффузией и режим, полостью определяемый диффузией [11]. В режиме промежуточной диффузии, который наблюдается на Солнце, часть потока диффундирует к основанию конвективной зоны, не доходя до полюса, совершая ”короткое замыкание” меридиональной циркуляции, другая «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября часть совершает полный цикл (см.

Рис. 9). При этом цикл пятен представляет собой суперпозицию двух волн тороидального поля, и наблюдается двухвершинный максимум цикла.

В целом, как уже говорилось, имеется отрицательная корреляция между Vsurf и следующим максимумом (r = 0.7, p = 0.03), отрицательная корреляция (r = 0.75) между Vsurf и послеРис. 9.

дующим Vdeep, а также положительная корреляция (r = 0.81) между Vdeep и последующим максимумом пятен ( тороидальное поле).

Наблюдается последовательность связей Vsurf Bpol Vdeep Btor. На этом связь прерывается, и прогнозировать далее Vsurf уже невозможно.

5. Возможна ли планетная модуляция солнечной активности?

Зависимость высоты цикла от меридионального течения может помочь понять периодически обсуждаемую, но до сих пор не подкрепленную физически, корреляцию солнечной активности с периодами вращения планет вокруг Солнца. Разумеется, планеты не могут вызвать солнечную активность. Но можно предположить, что они модулируют солнечную активность путем воздействия на меридиональные течения [13, 14].

Приливные силы создают ускорение как в зональном, так и в меридиональном направлениях. Зональное ускорение в принципе могло бы изменять вращение, которое важно для генерации магнитного поля в основании конвективной зоны (0.7 R). Однако скорость вращения большая, ~ 2000 m/s, с глубиной приливные силы падают как d2, а плотность увеличивается и на 0.7 R составляет ~ gr/cm3, притом знак силы зависит от долготы, что в среднем дает 0.

Более существенное влияние может оказать меридиональное ускорение, воздействуя на поверхностную меридиональную циркуляцию. Скорость меридиональной циркуляции ~ 10 м/с. На поверхности приливные силы максимальны, плотность ~ 10–5 gr/cm3, силы меридионального ускорения всегда направлены к экватору.

Оценим величину этого эффекта. Как известно, ускорение определяется как a = F/, где сила F ~ 10–10 N/kg, плотность ~ 10–5 gr/cm3 = 10– kg/m3. Тогда получим a ~ 10–8 m/s2. Характерное время изменения скорости t ~ 2–3 года, то есть ~ 108 s. Это дает dVsurf ~ m/s, что соответствует наблюдаемым величинам вариации поверхностной скорости.

Чем больше приливные силы, тем медленнее направленная к полюсу скорость, и, следовательно, тем выше максимум числа солнечных пятен.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября с распределенным/подповерхностным динамо Большинство современных моделей динамо предполагают, что тороидальное магнитное поле образуется вблизи основания конвективной зоны, в тахоклине или непосредственно под ней, и затем всплывает на поверхность в виде солнечных пятен [15–18]. Уверенность в предпочтительности глубинного динамо проистекает из того факта, что эта область устойчива для накопления магнитного потока, несмотря на эффекты магнитной плавучести.

Однако наблюдения скорости вращения всплывающих магнитных потоков в различных широтных зонах указывают скорее на относительно малую глубину солнечных пятен [19], по-видимому, укорененных в подповерхностном слое. Эта концепция поддерживается также результатами локальной гелиосейсмологии [20]. Все активные явления на Солнце являются результатом взаимодействия крупномасштабных глубинных полоидальных (осесимметричных квазидипольных) полей неосесимметричных (квадруполеподобных) полей. При этом имеются две области генерации магнитных полей: глубинная (тахоклина) и подповерхностные слои [21].

Ряд процессов, при которых возможна генерация магнитного поля, имеет место в подповерхностном слое, на уровне 0.995 R, который принято называть лептоклином. Здесь наблюдается колебательный режим сейсмического радиуса, резкое изменение турбулентного давления. Есть указания на изменение радиального градиента скорости вращения на широте 50° и т.д. Именно здесь, по-видимому, и укоренено магнитное поле пятен [22].

В 2005 году Аксель Бранденбург [23] сформулировал достоинства и недостатки тахоклинного и пространственно-распределенного/подповерхностного динамо. Среди недостатков тахоклинного динамо он обратил внимание на то, что в тахоклине наблюдаются колебания с периодом 1. года, и нет никаких следов 11-летнего цикла. Тахоклинное динамо не объясняет возникновение килогауссовых локально распределенных магнитных полей. Среди достоинств пространственно-распределенного/ подповерхностного динамо Бранденбург [23] упомянул наличие топологической накачки в подповерхностном слое.

В недавней работе [24] рассчитана модель, в которой в подповерхностном слое реализуется топологическая накачка. Оказалось, динамо модель с подповерхностным шир-слоем может удовлетворить всем требованиям по генерации общего магнитного потока механизмом динамо и в то же время способна количественно воспроизвести известные статистические свойства солнечного цикла, в частности, эффекты Вальдмайера и связь периода и амплитуды [24].

Таким образом, направленная вниз турбулентная накачка горизонтального магнитного поля (связанного или с тороидальной, или с меридиональной компонентами магнитного поля) дает лучшее согласие свойств «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября динамо с наблюдениями, увеличивая при данном профиле турбулентной диффузии период магнитного цикла. Модель обеспечивает асимметрию восходящей и нисходящей ветвей (как и продолжительность фаз) тороидального магнитного поля. Асимметрия растет с увеличением градиента турбулентной диффузии в подфотосферном слое. Из расчетов следует также, что токовая спиральность меняет знак в подфотосферных слоях в начале цикла.

Таким образом, именно турбулентная топологическая накачка превращает слабое диффузное поле, создаваемое глубинным тахоклинным динамо, в сильное тороидальное поле активных областей.

7. Что же ждет нас в ближайшие один или несколько циклов?

Большинство существующих прогнозов сходится на том, что нас ждет череда невысоких, а может быть и просто низких, циклов. Обзор аномалий настоящего цикла как предвестников низких циклов дан в работе [25]. В частности, показательно, что в 1985 году рост глобального магнитного момента сменился резким спадом. В [26] было отмечено, что правило Гневышева-Оля в смысле более высокого максимума в нечетном цикле пары в 23-м цикле было нарушено. В [1] показано, что низкая амплитуда 23 цикла связана с длинной продолжительностью. То есть затягивание данного цикла может быть объяснено как «плата» за его относительно невысокий максимум.

Сценарии уровня будущей солнечной активности, основанные на различных («математических» и «физических») методах, сопоставлены в работе [27], из которой мы взяли следующую таблицу.

Кратномасштабных автокорреляций «Настораживающий» факт обнаружен Пенном и Ливингстоном [28]:

постепенное падение напряженностей магнитных полей в тенях пятен и соответствующее уменьшение их контраста. Если процесс продолжится дальше, в 25 цикле пятен как темных образований на диске не будет вообще (!).

Отдельно стоит вопрос о дате предстоящего максимума. Как известно, в момент максимума цикла происходит переполюсовка магнитного поля на полюсах. При этом токовый слой проходит через полюс Солнца. От момента, когда токовый слой проходил через широту 70°, до максимума в «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября предыдущих трех циклах оставалось не более года. Современные наблюдения показывают, что уже в июле 2011 года наклон токового слоя составлял 70°. Это может означать, что мы уже сегодня находимся накануне максимума.

(справа внизу). Видно сходство ситуации в максимуме 23 цикла и сегодня. Осевой диполь близок к переполюсовке, а экваториальный диполь возрастает очень медленно С другой стороны, длительность ветви роста цикла, как и его амплитуда, определяются скоростью глубокой циркуляции. Есть указания, что в настоящее время глубокая циркуляция очень медленная, что позволяет прогнозировать поздное наступление и малую амплитуду следующего цикла. Наконец, очень интересное соображение высказано Алтроком [29].

На Рис. 11 показаны сглаженные по 7 оборотам характеристики корональной активности. Во всех предыдущих циклах незадолго до максимума начинался «марш к полюсам». Но сегодня нет и следов этого марша, что может означать, что и цикл будет очень низким.

Таким образом, необычность 23 цикла оказалась чрезвычайно полезной для изучения солнечной цикличности. Необычные свойства 23 цикла осмысленным образом перешли в необычность 24 цикла. При этом особые свойства этих двух циклов оказались весьма удобным пробным камнем для понимания природы и свойств солнечной цикличности, физических процессов ее возникновения, основой для прогноза.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Разнообразные признаки указывают, что мы входим в гранд-минимум, сходный по своим характеристикам с минимумом Дальтона.

С точки зрения теории динамо появились дополнительные аргументы в пользу пространственно-распределенного динамо. Образующееся в тахоклине магнитное поле имеет диффузный характер, а сам цикл пятен (напряженность поля в пятнах, мощность цикла, продолжительность, эффекты асимметрии ветвей, эффекты Вальдмайера) формируется с участием процессов в подповерхностном слое.

Работа выполнена при поддержке РФФИ, программ РАН и НШ-3645.2010.2.

1. Наговицын Ю.А., Наговицына Е.Ю., Макарова В.В. ПАЖ, т.36, с. 637, 2010.

2. Ivanov E.V., Obridko V.N., Nepomnyashchaya E.V., Kutilina N.V. Solar Physics, V.184, 369–384, 1999.

3. Tokumaru M., Kojima M., Fujiki K. J. Geophys. Res., V.115, Issue A4, CiteID A04102.

4. Wang Y.-M., Sheeley N. R. Jr., Lean J. Astrophys. J. V. 580, 1188–1196. 2002.

5. Hathaway, D., Nandy, D., Wilson R., Reichmann, E. Astrophys. J. 589, 665–670. 2003.

6. Passos D. and Lopes I. 2009arXiv0908.0496P, 2009.

7. Passos D. and Lopes I. J. Atm. and Solar-Terr. Phys., V.73, № 2–3, p. 191, 2011.

8. Karak B.B. Astrophys. J. 724, 1021, 2010.

9. Karak B.B. and Choudhuri A.R. Mon. Notic. Roy. Astron. Soc. 410, 1503, 2011.

10. Yeates A.R., Nandy D., Mackay D.H. Astrophys. J., 673 (1), 544–556, 2008.

11. Hotta H., Yokoyama T. 2010. Astrophys. J. 709 (2), 1009–1017.

12. Choudhuri A.R. Astrophysics for Physicists, Cambridge University Press, 2010.

13. Georgieva К., Kirov B. J. Atm. and Solar-Terr. Phys., 73 (2–3), 207–222, 2009.

14. Georgieva K. ISRN Astronomy and Astrophysics, id.#437838, 2011.

15. Ruediger, G., Brandenburg, A. Astronomy and Astrophysics.296, 557, 1995.

16. Choudhuri A.R., Schussler M., Dikpat, M. Astronomy and Astrophysics, 303, L29, 1995.

17. Tobias S., Weiss, N. The Solar Tachocline, Hughes D.W., Rosner R., Weiss N.O. (Eds.).

Cambridge University Press, Cambridge, UK, p.319, 2007.

18. Parker E.N. Astrophys. J., Part 1 408 (2), 707–719, 1993.

19. Benevolenskaya E.E., Hoeksema J.T., Kosovichev A.G., Scherrer P.H. Astrophys. J., (2), L163–L166, 1999.

20. Birch A.C. J. Physics: Conference Series, 271 (1), 012001, 2011.

21. Obridko V.N. Solar and Stellar Variability: Impact on Earth and Planets, Proceedings of the International Astronomical Union, IAU Symposium 264, 241–250, 2010.

22. Lefebvre S., Kosovichev A.G., Nghiem P., Turck-Chize S., Rozelot J.P. Proceedings of SOHO 18/GONG 2006/HELAS I, 7–11 August 2006, Sheffield, UK., Fletcher K. (Ed.).

Thompson M. (Sci. Ed.), Published on CDROM, p.9.1, 2006.

23. Brandenburg A. Astrophys. J., 625 (1), 539–547, 2005.

24. Pipin V.V., Kosovichev A.G. Astrophys. J., 741 (1), article id. 1 (2011), 2011.

25. Обридко В.Н., Шельтинг Б.Д. Письма в Астрон. ж., 35 (3), 38–44, 2009.

26. Komitov B., Bonev B. Astrophys. J., 554 (1), L119–L122, 2011.

27. Наговицын Ю.А. Циклы активности на Солнце и звездах. АстрО, СПб, с.99, 2009.

28. Penn M., Livingston W. arXiv:1009.0784v1 To appear in IAU Symposium No. 29. Altrock R.C. SOHO-23: ASP Conf. Series Vol. 428, Cranmer S.R., Hoeksema T., John L.

Kohl J.L. (Eds.). San Francisco: Astronomical Society of the Pacific, 2010, p.147.

ЦИКЛ СОЛНЕЧНОЙ АКТИВНОСТИ:

НАБЛЮДАТЕЛЬНЫЙ

И ТЕОРЕТИЧЕСКИЙ АСПЕКТЫ

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

СКОРОСТЬ ВРАЩЕНИЯ СОЛНЦА КАК ЗВЕЗДЫ

НА БОЛЬШОМ ВРЕМЕННОМ ИНТЕРВАЛЕ

Институт земного магнетизма, ионосферы и распространения радиоволн им. Н.В. Пушкова РАН, 142190 Троицк, Московская обл., Россия,

ROTATION THE SUN AS A STAR ON THE LONG TIME INTERVAL

Pushkov Institute of Terrestrial Magnetism, Ionosphere and Radio Wave Propagation, Rotation of the Sun as a star is investigated in the time interval 1874–2010 years. We used the index calculated by D. Hathaway according to the Greenwich catalogue and its extension by NOAA-USEF. The index is the total area of all the spots observed in the visible hemisphere of the sun in the day. To find the rotation of the Sun the periodogram analysis was used. The analysis showed that the solar rotation period varies with time. The most prominent effect is the reduction in the period of solar rotation (i.e., increase in rate) in the 1925–1950 years. In the intervals 1900, 1960 and 1980, an increase in rotation period was observed. Index of K2 Ca II emission of the Sun as a star also shows an increase in rate of the Sun 1930–1940. The similar change in rate is found in [2] for magnetic fields on the source surface. At the same time the increase of the fraction of the total umbra area in sunspot groups is found [3, 4]. The change of the parameters of the differential rotation of the Sun can lead to changes in the dynamo mechanism. This, in turn, affects the processes of generation of magnetic fields on the Sun, possibly in the area of the surface dynamo Дифференциальное вращение Солнца, согласно современным представлениям, является необходимым условием работы механизма динамо.

Изменение параметров дифференциального вращения влияет на процессы динамо и, следовательно, на генерацию магнитных полей. Скорость вращения Солнца на длительных временных интервалах рассматривалась, например, в [1, 2].

В данной работе исследуются временные изменения параметров вращения Солнца. Основным наблюдательным материалом являются данные о площадях солнечных пятен по Гринвичскому каталогу и его продолжению NOAA-USEF за 1874–2010 гг. По этим данным D. Hathaway была рассчитана суммарная площадь всех пятен S на каждый день. Расчеты выполнены для всего Солнца и отдельно для северного и южного полушарий (см.

http://solarscience.msfc.nasa.gov/greenwch/daily_area.txt). Расчеты проведены для наблюдательных данных с учетом перспективного сокращения. Полученный ряд может рассматриваться как индекс пятенной активности СолнСолнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября ца как звезды и является основой для определения скорости вращения на большом временном интервале.

Синодический период вращения Солнца как звезды в 1874–2010 гг.

Для нахождения периода вращения Солнца использовался периодограммный анализ. На рис. 1 показано ежедневное распределение индекса S в 1928 г. Можно отметить характерное распределение индекса S, повторяющееся через некоторый период времени. В методе периодограмм в окне выбранной длины проводится разложение по гармоническим функциям и определяется тот период, который дает наибольший коэффициент корреляции между повторяющимися распределениями индекса S в данном окне.

Этот период можно принять за синодический период вращения Солнца. Он относится к моменту времени середины выбранного окна. Затем временное окно смещается и вся процедура повторяется. Для расчетов была выбрана длина окна разложения 3 года с шагом смещения 54 дня (примерно 2 оборота Солнца).

Рис. 1. Пример распределения индекса S для Солнца как звезды в 1928 г.

На рис. 2 слева приведены результаты определения синодического периода вращения Солнца как звезды. Результаты сглажены с окном 9 лет, что позволяет фактически исключить влияние 11-летнего периода и выделить долговременные изменения. Самой заметной особенностью на рис. является увеличение скорости вращения Солнца (т.е. уменьшение периода) в 1925–1950 гг. Видно также увеличение скорости вращения около Рис. 2. Слева – синодический период вращения Солнца как звезды.

Справа – периоды вращения отдельно для северного и южного полушарий.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября 1900, 1920, 1960, 1985 гг. Похожие изменения периода вращения отмечены в [1] по линии K2 Ca II в экваториальной области. Можно выделить период 22 года, отмеченный ранее в [1].

Справа на рис. 2 даны периоды вращения отдельно для северного и южного полушарий, рассчитанные при тех же параметрах. Заметны некоторые различия, однако на больших временных масштабах вращение северного и южного полушарий происходит практически синхронно, глобально изменения заметны примерно в одно и то же время.

Период вращения Солнца по различным индексам активности На рис. 3 сопоставлены результаты определения периода вращения Солнца по различным индексам активности. Точечной линией показан период вращения, определенный по хромосферной линии К2 Са II за 1907– 1994 гг. База данных составлена А.Г. Тлатовым. Расчеты выполнены при тех же параметрах периодограммного анализа и сглажены с тем же окном лет. Здесь также отмечается увеличение скорости вращения Солнца в 30-е годы прошлого века. Тонкая линия – период вращения, найденный по зеленой корональной линии 530.3 нм для Солнца как звезды за 1939–2001 гг.

(база данных Ю. Сикоры). Индексы активности Солнца, относящиеся к различным слоям солнечной атмосферы, показывают схожие результаты.

Рис. 3. Сопоставление периода вращения Солнца по различным индексам.

В верхней части на рис. 3 показан период вращение короны на уровне поверхности источника по [2]. Расчеты в [2] проведены по магнитному полю, определенному по H-альфа картам и экстраполированному на поверхность источника. Видны аналогичные долговременные изменения периода вращения Солнца как звезды и на уровне поверхности источника, хотя заметен некоторой временной сдвиг интервала увеличения скорости.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Особенности структуры групп пятен в 1930–1940 гг.

В [3, 4] исследовалось среднегодовое отношение q суммарной площади тени su к его полной площади s, т.е. q = su / s. Авторами получены следующие результаты. В 30-е годы прошлого века а) величина q демонстрирует отчетливый максимум; б) значительно уменьшилась доля пятен, не имеющих тени; в) увеличилась доля малых пятен площадью до 100 миллионных долей полусферы г) отсутствовали группы пятен сложной магнитной конфигурации. Эти факты говорят об изменении пятнообразовательной деятельности Солнца в 30-е годы XX века.

Проведенные расчеты показали, что скорость вращения Солнца как звезды увеличилась (период уменьшился) в 1930–1950 гг. прошлого века.

Это увеличение скорости прослеживается по различным индексам активности, относящимся к различным слоям атмосферы Солнца – от фотосферы до поверхности источника (площадь солнечных пятен, хромосферная линия К2 Ca II, магнитные поля на поверхности источника). В 1930-х годах обнаруживается также увеличение доля тени в общей площади группы пятен, практически исчезают пятна без тени, отсутствуют пятна сложной магнитной конфигурации.

Можно полагать, что наблюдается изменение со временем свойств дифференциального вращения Солнца, которое влияет на работу механизма динамо. В короне изменение параметров дифференциального вращения определяется по зеленой линии 530.3 нм [5]. С другой стороны, изменение доли тени в суммарной площади групп пятен и другие особенности пятнообразования свидетельствуют об изменениях в процессах генерации магнитных полей. Возможно, эти процессы связаны с поверхностным динамо, которое активно изучается в последние годы.

Причины изменения скорости вращения Солнца пока не ясны. Отметим, однако, что разные методы определения скорости вращения Солнца дают отличающиеся результаты (см. рис. 5 в [1]). В целом, рассматриваемые вопросы и результаты остаются дискуссионными.

Работа поддержана РФФИ, проект № 11-02-00259.

1. Тлатов А.Г. // 2002, Труды Пулковской конф., с. 511.

2. Obridko V.N., Shelting B.D. // Solar phys. 2001, 201, 1.

3. Блудова Н.Г., Обридко В.Н. // 2007. Тр. XI Пулковской конф., с. 55.

4. Блудова Н.Г. // 2011. Настоящий сборник.

5. Badalyan O.G. // 2010/ New Astron., 15, 135.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

POLAR MAGNETIC FLUX EVOLUTION INSIDE AND OUTSIDE A

CORONAL HOLE INFERRED FROM THE SOLAR DYNAMICS

Pulkovo Astronomical Observatory, 196140, Saint Petersburg, Russia Lockheed Martin Advanced Technology Center, Solar & Astrophysics Laboratory, In this paper we consider magnetic flux evolution both inside and outside the boundary of a polar coronal hole (PCH) during the period August 1–2, 2010. The location of the PCH is determined from Extreme Ultraviolet (EUV) imagery in the 193 A line, taken by the Atmospheric Imager Assembly (AIA) of the Solar Dynamics Observatory (SDO). Magnetic data are represented by the line-of-sight (LOS) component of the magnetic field derived from imagery taken by the Helioseismic and Magnetic Imager (HMI). Both data sets are sampled at a cadence of 720 sec and are re-mapped on to a Carrington coordinate grid for the analysis. We have derived magnetic fluxes (unsigned, signed, positive and negative) for the period of observation. This period is especially interesting because it includes a prominence eruption which is accompanied by a shift in the border of the PCH. Preliminary results show magnetic flux of the new cycle polarity appearing inside the coronal hole on a time scale of several hours. Moreover, the emergence of both polarities more close related the region outside the coronal holes. We discuss the mechanism of polar coronal hole formation and its relationship to solar magnetic flux evolution.

Introduction

The polar magnetic field reversals show a close relationship with the disappearance and the reappearance of polar coronal holes (e.g. Fox, McIntosh and Wilson, 1998; Bilenko 2002; Wang 2009). They represent the open configuration of the large-scale magnetic field. Webb, Davis and McIntosh (1984) have found that polar coronal holes evolve from small, mid-latitude holes of new cycle polarity which expand poleward motion of the reversal of the large-scale surface magnetic field until they reach and cover the pole. In their turn, isolated coronal holes depend on the emergence of magnetic flux in active region and the interaction of these fields with the surrounding magnetic flux (Harvey & Hudson 2000). MDI and EIT data analysis confirmed the relationship of the extended polar coronal holes (to the mid latitude) and solar magnetic surges comes from the activity complexes (Benevolenskaya, 2010). Moreover, during the minima of the solar cycle we observe the isolated polar coronal holes. Also, it is known that the polar magnetic field consists of the clusters of the small scale magnetic elements (Severnyi, (1965), Lin, Varsik, Zirin (1994), Benevolenskaya (2007)). Thus, we propose to investigate the small scale dynamics of the magnetic flux inside and outside the coronal hole using the high resolution SDO/HMI and SDO/AIA data.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября In this paper we have considered the evolution of the magnetic flux inside the small boxes, 10° in longitude and from 0.84 to 0.94 in sine latitude. The Aa sub-box belongs the coronal hole (Figure 1, upper panels), the B box is placed outside the coronal hole (Figure 1, bottom panels).

Figure 1. Left upper and bottom panels: LOC magnetic field synoptic frame from SDO/HMI in boxes A and B, correspondently; Right upper and bottom panels: SDO/AIA (in line 193A) Relative intensity map in boxes A and B (00:12 UT August 1, 2010).

For our purpose we have analyzed the 720 sec cadence of line-of-sight component of the strength of the magnetic field (LOS) using magnetic data of the Solar Dynamics Observatory obtained by the Helioseismic and Magnetic Imager (HMI). The HMI observes the full solar disk at 6173 A (Fe I line) with a resolution of 1 arcsec and as a result we have a matrix with values of LOS for 40964096 pixels. Here, the AIA (Atmospheric Imager Assembly) data are represented by Extreme Ultraviolet emission (EUV) in line 193A (Fe XII, XXIV).

Figure 1 shows the LOS (Left panels) and the relative intensity (193A) inside (upper panels) and outside (bottom panels) the coronal hole in Carrington frames A and B. Relative EUV intensity equals to the ratio between the intensity of the considered pixel (, ) to the averaged EUV intensity over the Carrington frame of = ±40o (in longitude) and sin from 0.7 to 1.0 (in sine latitude), where (sin ) = 0.001 and = 0.1o.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Figure 2. Left panels show flux inside the polar coronal hole in sub-box Aa. Right panels display the magnetic flux evolution outside the polar coronal hole in the sub-box Ba. Plots of the total magnetic flux (a), the signed magnetic flux (b), the positive magnetic flux (c), the negative magnetic flux (d) describes the evolution on August 1–2, 2010. The relative intensity of the EUV in line of 193A is presented in panels (e). Time starts from 00:12:00 UT is in hours.

Figure 2 displays plots of the magnetic flux in boxes ‘Aa’ and ‘Ba’ on August 1–2, 2011. It is interesting period because of several events are observed on Sun.

(In this Table 1: DSF = Flare followed the disappearance of a solar filament in the same region; FLA = Optical flare observed in H-alpha; XRA = X-ray event).

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября For example, the disappearance of the solar filament which affects the boundary of the polar coronal hole (PCH) and the PCH, itself. It is clearly seen in Figure 2(e, left panel). The relative EUV intensity (‘Ir’) increases after hours in time, and it reaches maximum at 25–30 hours, after that, ‘Ir’ slowly decreases up to the end of the time sequence. The location of coronal hole is defined with Ir ~ 0.4. Thus, our sub-box (synoptic mini frame) ‘Aa’ leaves the coronal hole after 20 hours and the boundary of the PCH moves to the North.

This coincides with DSF events which start after 17:12 UT (Table 1). During the occupation of the region ‘Aa’ by the coronal hole, the total magnetic flux forms from the negative magnetic flux mostly. Should be mentioned, in the North, this negative flux is dominant, in the current cycle 24, before the polar magnetic field reversal.

Let’s consider plots of the positive (F+) and the negative magnetic flux (|F-|) in ‘Aa’ (Figure 2, left panels b, c) and ‘Bb’ (Figure 2, right panels b, c).

The simple comparison displays the correlation coefficient between (F+) and (|F-|) about of –0.2 for ‘Aa’ and –0.45 for ‘Ba’. Therefore, the reappearance of the positive magnetic flux does not coincide with the negative flux in these regions (inside & outside of the PCH). Moreover, plot of the signed magnetic field follows the evolution of the upcoming positive magnetic flux (Figure 2, right panels b, c). The decrease of the signed flux or mean magnetic field coincides with the impulses of the positive flux with periods around 2 hours and 4–7 hours in both regions ‘Aa’ and ‘Ba’. But, inside the coronal hole, the upcoming positive magnetic flux shows that the short-term harmonic (~2 hours) prevails comparing with the region which is placed outside the PCH. The Fourier analysis shows that the periodicity (48 hours, equals to our sequence) dominates for negative magnetic flux elements. It means that negative elements of the dominant polarity are long-lived elements. And, finally, magnetic elements of upcoming positive polarity show a fast reappearing comparing with the dominant polarity.

Thus, the new positive magnetic flux emerges inside the same regions and could come beneath the photosphere from the mid-latitude. The synoptic map for Carrington rotation 2099 displays several surges from activity complexes of longitudinal region ~90o–120o, but they no extend far to the northern highlatitude.

Authors thank to the SDO/AIA and SDO/HMI teams.EE is grateful to the Russian program ‘Plasma in Solar System’ (VI.15)

References

Benevolenskaya, E.E., 2007, Highlights of Astronomy, V. 14, Benevolenskaya, E.E., 2010, Astron. Nachr., 331, Issue 1, Bilenko, I.A., 2002, A & A, 396, Fox, P.A., McIntosh, P.S. and Wilson, P.R., 1998, ApJ, 117, Harvey, K.L. & Hudson, H.S., 2000, Adv. Space Res. 25(9), Lin, H., Varsik, J., Zirin, H., 1994, Solar Phys., 155, Severny, A.B., 1965, Soviet Astron. Let, 9, Wang, Y.-M., 2009, Space Sci. Rev., 144(1–4), «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

ДОЛГОВРЕМЕННЫЕ ИЗМЕНЕНИЯ

ОТНОСИТЕЛЬНОЙ ДОЛИ ТЕНИ ПЯТЕН

В ЗАВИСИМОСТИ ОТ ПЛОЩАДИ И КОНФИГУРАЦИИ ГРУППЫ

Институт земного магнетизма, ионосферы и распространения радиоволн им. Н.В. Пушкова Троицк, Московская обл., Россия

LONG-TERM VARIATIONS OF RELATIVE SHARE OF THE

SUNSPOT UMBRA DEPENDING ON THE GROUP AREA AND

STRUCTURE

Pushkov Institute of Terrestrial Magnetism, Ionosphere and Radio Wave Propagation, 142190 Troitsk, Russia, [email protected] The study of temporal behavior of the ratio q (t) of the total sunspot umbra area to total area of the group is continued..Data from the Greenwich cataloque series for 1874– were used. This parameter reaches the maximum in the 30-th of past century [1]. A similar result was obtained in [2]. The dependence of q on the area of sunspot groups was investigated. It was found that the greatest contribution to the change of q with time is determining by the smallest spot groups with the area smaller than 100 millionths of a solar hemisphere.

The properties of q for different ten classes of spots on the base of Greenwich classification were studied in detail. For classes that have the simplest configuration of spot groups with a small total area, the form of dependence q (t) agrees well with the dependence found in [1] for the set of all spots. With the increase of average size and complexity of the sunspot structure form of dependence q (t) changes, a pronounced maximum gradually disappears. Consideration of dependencies q (t) for sunspot groups of different magnetic configurations (Mt. Wilson classification) showed that the dependence of q(t) in unipolar and bipolar groups have a pronounced maximum in the 1930-th, while the spot groups with a complex magnetic configuration in the 1930-th does not exist at all. The results show that the generation of magnetic fields in the active region on the Sun is different at different stages of spot group evolution, and this point must be taken into account in the theoretical studies.

Изучение структуры солнечных пятен имеет важное значение в общей проблеме генерации магнитных полей. Вопрос доли суммарной тени в общей площади группы ранее рассматривался, например, в [1, 2]. Нами в [3] использовались гринвичские ежедневные данные о площади тени и полной площади групп солнечных пятен за 1874–1976 гг. Вычислялось среднегодовое отношение q суммарной площади тени S к его полной площади S, т.е. q = Su / S. В [3] было получено, что среднегодовое значение q изменяется со временем в пределах от 0.15 до 0.28. Максимальных значений величина q достигает в 30-х годах XX века (см. рис. 1 в [3]). Близкие резульСолнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября таты были получены в [4]. В это же время уменьшилось относительное количество пятен без тени (рис. 3 в [3]). Данная работа является продолжением начатых в [3] исследований. Рассматривается зависимость поведения q(t) от площади группы пятен, ее структуры и магнитной конфигурации.

Группы пятен, для которых тень не была зарегистрирована, исключены из данного рассмотрения.

Зависимость формы q(t) от площади группы пятен Рассмотрены временные зависимости q(t) для групп пятен различной площади. Оказалось, что форма зависимости q(t) существенно зависит от площади пятен. На рис. 1 верхняя кривая показывает q(t) для групп пятен с площадью до 100 миллионных долей полусферы (м.д.п.). Вторая сверху кривая рассчитана для всех групп пятен. Видно, что самые малые пятна дают более высокие значения q, чем совокупность всех пятен. Следующая кривая – группы пятен площадью от 100 до 200 м.д.п., нижняя кривая q(t) для пятен площадью более 600 м.д.п. Таким образом, с увеличением средней площади группы выраженный максимум в q(t) исчезает. При этом среднее значение q за весь временной интервал 1874–1976 гг. постепенно падает, что показывает нижняя кривая на рис. 3.

Рис. 1. Изменение формы Рис. 2. Доля групп пятен, Рис. 3. Среднее q для кривой q(t) от площади имеющих тень, с площадью пятен разных размеров группы пятен (см. текст). меньше 100 м.д.п. (верхняя по всем годам (нижняя Относительная доля самых малых пятен площадью до 100 м.д.п. увеличилась к 30-м годам (рис. 2). Тонкие линии на рис. 2 – среднегодовые значения q, жирные линии – значения, сглаженные с окном 9 лет. Из рис. следует, что группы пятен малой площади вносят наибольший вклад в образование максимума 30-х годов прошлого века. Однако одним лишь увеличением числа малых пятен невозможно объяснить все эффекты, наблюдавшиеся в 30-х годах. Есть какая-то дополнительная причина возникновения максимума q(t), что следует из различия q(t) для 1929 г. и среднего q(t) для всех годов (верхняя и нижняя кривые на рис. 3).

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Зависимость формы q(t) от структуры группы пятен Рассмотрим изменение формы зависимости q(t) для групп пятен различной структуры по гринвичской классификации:

ftp://ftp.ngdc.noaa.gov/STP/SOLAR_DATA/SUNSPOT_REGIONS/Greenwich/ docs/GreenwichDescText-SolarVariabilityCD.pdf. Оказалось, что схожие графики q(t) имеют классы 0, 2, 4, 9. Это группы пятен малых размеров. Здесь хорошо выражен максимум в 30-х годах. На рис. 4 слева приведена зависимость q(t) для класса 0 (single), средняя площадь группы 100 м.д.п. В классах 1, 3, 5, 6 и 7 зависимость q(t) имеет небольшой, менее выраженный максимум в 30-х годах. Это группы пятен средних размеров. На рис. справа (жирная линия) представлена q(t) для класса 1 (single with few small spots), средняя площадь группы 230 м.д.п. Кривая q(t) для групп пятен самой большой площади для класса 8 (pair of clusters or composites) не имеет максимума (тонкая линия), средняя площадь группы..485 м.д.п.

Рис. 4. Зависимость формы кривой q(t) от структуры группы пятен. Слева – группы класса 0 (single), справа – группы класса 1 single with few small spots (жирная кривая) и класса 8 – pair of clusters or composites (тонкая кривая).

Из рис. 4 видно, что по мере усложнения структуры группы пятен форма кривой q(t) становится все более непохожей на кривую q(t) для всей совокупности пятен. Это показывает рис. 5, где дан коэффициент корреляции кривой q(t) для каждого из 10 классов с кривой q(t) для всех пятен в зависимости от средней площади группы пятен данного класса.

Зависимость формы q(t) от магнитной конфигурации группы пятен Используется классификация по магнитной конфигурации (обсерватория Mt. Wilson). Она имеется, к сожалению, только для 1920–1954 гг.

Этот интервал, тем не менее, охватывает интересный период 30-х годов XX века. Рассмотрение зависимостей q(t) для групп пятен различной магнитной конфигурации показало, что форма зависимости q(t) у униполярных (линия A на рис. 6) и биполярных групп (линия B) имеют выраженный максимум в 1930-х годах. Это две верхние кривые на рис. 6 (жирная «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября сплошная и точечная линии, соответственно). Оказалось также, что группы пятен сложной магнитной конфигурации (линии C и D) в 1930-х годах отсутствуют вообще (нижние тонкие сплошная и точечная линии).

Рис. 5. Коэффициент корреляции q(t) для Рис. 6. Зависимость формы кривой q(t) каждого из 10 классов с общей кривой q(t) от магнитной классификации группы пядля всех пятен (указаны номера классов). тен.

Получены следующие основные результаты:

1. Отношение суммарной площади тени ко всей площади группы пятен имеет максимум в 1930-х годах прошлого века. Он наиболее существенно выражен для пятен самых малых размеров площадью до 100 м.д.п.

2. Доля пятен самых малых размеров увеличилась в 30-е годы. В то же время, величина q в эти годы возросла для пятен всех размеров.

3. Для групп пятен более простых структуры и магнитной конфигурации форма кривой q(t) хорошо совпадает с общей зависимостью.

Отметим, что в 1930-е годы XX века увеличилась скорость вращения Солнца [5, 6]. Все эти факты, вероятно, свидетельствуют об изменении характера генерации магнитных полей на Солнце и в частности, пятнообразовательной деятельности.

Работа поддержана РФФИ, проект № 11-02-00259.

1. Antalov A. // 1971. Bull. Astron. Inst. of Czechosl., 22, 352.

2. Waldmeier M. // 1939. Mitt. Zrich, 14, 439.

3. Блудова Н.Г., Обридко В.Н. // 2007.Труды XI Пулковской конф. с. 55.

4. Hathaway D.H., Wilson R.M., Campbell A. // 2007. Bull. American Astron. Soc., 38, 209.

5. Obridko V.N., Shelting B.D. // 2001. Solar phys., 201, 1.

6. Бадалян О.Г. // 2011, Настоящий сборник.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября ИНДЕКСЫ СОЛНЕЧНОЙ АКТИВНОСТИ В 21, 22 И 23 ЦИКЛАХ Государственный Астрономический институт им. П.К. Штернберга, МГУ, Москва SOLAR ACTIVITY INDEXES IN THE CYCLES 21, 22 AND Sternberg State Astronomical Institute, MSU, Moscow A stable cyclicity of correlation coefficients Kcorr for solar activity indices versus F10, was found after analysis of monthly averages values for some solar activity indices. These indices are: Wolf numbers, radio flux F10,7, 0,1–0,8 nm background, the Total Solar Irradiance (TSI), Mg II UV-index (280 nm core to wing ratio) and counts of flares. The correlation coefficients of the linear regression of these solar activity indices versus F10,7 were analyzed for every year in solar cycles 21, 22 and 23. We found out that the values of yearly determined correlation coefficients Kcorr for solar activity indices versus F10,7 show the cyclic variations with stable period closed to half length of 11-year cycle. So the value of this periodicity in Kcorr variations is 5,5 years approximately.

В нашей предыдущей работе [1] были проанализированы наземные и космические наблюдения Солнца в 23 цикле (с 1998 г. по 2006 г.). Исследовались среднемесячные значения 5 индексов солнечной активности.

В настоящей работе использованы шесть ежемесячных усредненных величин глобальных индексов солнечной активности. Это числа Вольфа (W), поток радиоизлучения (F10,7) на волне 10.7 см, поток в рентгеновском диапазоне (данные GOES 1–8), УФ-поток в линии Mg II (280 нм, core-towing ratio), полный поток излучения (Total Solar Irradiance, TSI) и число вспышек/10 – индекс Counts of flares. Среднегодовые значения всех индексов были проанализированы по сравнению с индексом F10,7 для трех солнечных циклов 21, 22 и 23. Все данные, используемые нами, опубликованы в Solar Geophysical Data, Part II.

Индекс Mg II характеризует УФ хромосферное излучение на длине волны 280 нм. Это индекс является очень хорошим индикатором EUVизлучения солнечной хромосферы [2–4].

Одним из индексов солнечной активности, который характеризуется наиболее тесной связью с показателями солнечных пятен W, является поток радиоизлучения F10,7. Этот индекс надежно определяется в Оттаве (Канада) с 1947 г. и отличается исключительно тесной связью с числами Вольфа. Поток излучения F10,7 приходит из верхней хромосферы и нижней короны, зависит от температуры, плотности и магнитных полей. Многие наблюдатели предлагали заменить числа Вольфа на индекс F10,7. Такое исследование по среднемесячным значениям W и F10,7 за 1952–1976 гг. было выполнено Витинским и Петровой [5] в 1981 г. Оказалось, что характер «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября связи между W и F10,7 в 19 и 20 циклах значительно различается и изменяется с ходом 11-летнего цикла. Расхождение коэффициентов корреляции (Kcorr) было значительным, что указывает на то, что характер связи между W и F10,7 в 19 и 20-м циклах солнечной активности различен. Если в цикле все величины коэффициентов корреляции превышают 0,9, то в 20-м цикле вблизи эпохи его максимума они значительно ниже и в 1969 году падают до 0,6. Подобное же падение значения коэффициента корреляции отмечается и в конце 20 цикла [6]. Связь между индексами оказалась самой высокой не в эпоху максимума цикла, а после нее. Аналогичный результат был получен нами в работе [1]. Средний коэффициент корреляции за весь 23 цикл был 0.94. В эпоху максимума 23 цикла активности нами отмечено значительное уменьшение величины Kcorr (0.74) между W и F10,7 и затем снова увеличение (0.96) (см. Таблицу 2 в [1]). Максимумы чисел Вольфа W и потока F10,7 оказались разнесенными по времени. А в июле 2008 г. – феврале 2009 г. наблюдался самый низкий за все время наблюдений поток F10, – примерно 65 10 22 Wt / m 2 [7].

Как показал Куклин [6], связь между W и F10,7 лучше описывается нелинейными соотношениями. На основе анализа данных за 1948–1980 гг. он установил, что связь между среднемесячными значениями чисел Вольфа и потоком F10,7 может быть аппроксимирована двумя параболами соответственно для высокой (F10,7 >153, W>100) и низкой (F10,7 100 Гс приэкваториальных областей: гелиошироты от –40° до +40°.

Таким образом, речь идет о магнитных полях, связанных с активными областями Солнца, существенная часть которых обладает биполярной структурой. Для каждой синоптической карты были рассчитаны положительный и отрицательный магнитные потоки отдельно для северного и для южного полушарий. Таким образом, для каждой синоптической карты было получено четыре значения магнитных потоков: FN pos, FN neg, FS pos, FS neg. Рассмотрим сначала магнитные потоки северного и южного полушарий раздельно. Положительный (FN pos >0) и отрицательный (FN neg 0.1. So results of this work and paper [2] results are partly complementary.

Физика солнечных протуберанцев является бурно развивающейся областью солнечных исследований. Последние достижения в спектральной диагностике протуберанцев и не-ЛТР моделировании их спектра приводятся в [1]. Основное внимание при этом уделялось моделированию водорода и гелия.

В работе [2] проведен анализ пары линий H (водород) и 854.2 нм (Y линия ИК триплета ионизованного кальция) для диагностики физических параметров протуберанцев. Наблюдения этой пары на спектрографе АСП-20 солнечного телескопа АЦУ-5 АО УрГУ требуют применения двухканальной схемы с двумя приемниками излучения (своим для каждой линии). Линии H Ca II ( 396.847 нм) и водорода H ( 397.007 нм) в первом порядке решетки регистрируются на нашем инструменте и ПЗСматрице SXV-H9 одновременно, что и мотивировало настоящую работу.

В данной работе проведено моделирование спектра протуберанца, излучающего в линиях водорода и кальция. Программа и схема моделирования та же, что и в [2]. Протуберанец моделировался плоским слоем, расположенным перпендикулярно поверхности Солнца (рис. 1). Параметрами модели являются температура T (тыс. кельвин), газовое давление P (дин/см2), геометрическая толщина протуберанца W (км), микротурбулентная скорость V (км/с), высота над поверхностью Солнца H (км). Для водорода взята 20-уровенная с континуумом модель атома. Для кальция учитывались 3 стадии ионизации, Ca I и Ca III взяты одноуровенными, Ca II считали 5-уровенным. Атомные параметры и интенсивности входящего в протуберанец излучения с учетом потемнения к краю описаны в [2].

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Ионизационное равновесие иона кальция регулируется фотопроцессами в континууме и определяется лаймановскими линиями и континуумом водорода. Учет излучения водорода в континуумах иона кальция уменьшает содержание Ca II по отношению к Ca III почти на порядок, уменьшая населенности и оптические толщины в линиях Ca II. Вместе с тем кальций можно считать примесным атомом. Поэтому сначала рассчитывается задача для водорода, а затем с известным полем излучения в лаймановских линиях и континууме водорода рассчитывается спектр кальция.

Для линий Ly, Ly водорода и H и K Ca II учитывалось частичное перераспределение по частотам в так называемой стандартной постановке (см.

[1]).

Параметры V,W и H в данном предварительном исследовании взяты фиксированными и равными 5, 2000 и 10000 соответственно. Температура и давление сетки моделей приведены в табл.1. Диапазон значений в сетке соответствует примерно диапазону, в котором интенсивность излучаемых линий достаточна для наземных наблюдений.

(дин/см2) (тыс. К) «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Таким образом, всего была рассчитана 81 изотермическая и изобарическая модель. На выходе программы получается набор параметров спектра водорода и кальция, в том числе интегральные интенсивности, оптические толщины, профили линий и некоторая другая информация.

Наиболее интересным является отношение интегральных интенсивностей линий r = E(H Ca II)/E(H). Оно наиболее просто и с меньшими ошибками получается из наблюдений. Графики r(T) при разных P изображены на рис. 2. Видно, что значение r неоднозначно определяет температуру и давление. Однако если известна температура, то давление по r в области протуберанцев малой массы и (или) плотности (P < 0.5) определяется уверенно. Температуру и микротурбулентную скорость можно определять по доплеровской ширине профилей стандартным способом.

Рис. 2. Отношение интегральных интенсивностей r = E(H Ca II)/E(H).

Профили подвержены влиянию внутреннего поля скоростей в теле протуберанца и эффектам тонкой структуры. Этот вопрос пока разработан недостаточно.

В работе [2] приведены результаты для отношения E(854.2)/E(H) и показано, что оно информативно для больших значений давления P > 0.1.

Таким образом, результаты [2] и данной работы для рассмотренных пар линий являются дополнительными друг к другу.

В заключение выражаю глубокую благодарность P. Gouttebroze за возможность использовать программу prom7.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Работа выполнена при финансовой поддержке Федеральной Целевой Программы "Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007–2013 гг."

(госконтракт № 16.518.11.7074).

1. Labrosse N., Heinzel P., Vial J.-C., Kucera T., Parenti S., Gunr S., Schmieder B., Kilper G. // Space Sci. Rev., 2010, v.151, pp.243–332.

2. Gouttebroze P., Heinzel P. // Astron. Astrophys., 2002, v.385, pp.273–280.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

О КОЛЬЦЕОБРАЗНОЙ СТРУКТУРЕ ИСТОЧНИКА

ЦИКЛОТРОННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НАД СОЛНЕЧНЫМ ПЯТНОМ

ПО НАБЛЮДЕНИЯМ С РАЗРЕШЕНИЕМ В 1 УГЛ. СЕК.

Санкт-Петербургский филиал САО РАН, Санкт-Петербург, Россия

ABOUT RING-SHAPED STRUCTURE

OF A CYCLOTRON SUNSPOT SOURCE

AS OBSERVED WITH 1 ARC SECOND RESOLUTION

St.Petersburg Branch of SAO RAS, St. Petersburg, Russia Sobolev Astronomical Institute of St Petersburg State University, St. Petersburg, Russia From observations with high angular resolution about 1 the ring-shaped structure of a cyclotron sunspot source is found. The source is laid in solar corona above main sunspot of active region NOAA 11140. The observations are fulfilled during solar eclipse 04.01. with two radio telescopes RT-32 at 3.5, 6.2 and 13 cm wavelength with registration Stokes I and V parameters. Features of observed structure are interpreted in the frames of known cyclotron radio emission of hot coronal plasma (2–4 MK) in strong magnetic field of sunspot (~ 3 KGs).

Характерным свойством, предсказанным теорией циклотронного излучения для источников микроволнового излучения (ИМИ) над солнечными пятнами [1], является сложная структура изображения этого источника.

Вследствие сильной зависимости оптической толщи от угла между лучом зрения и направлением магнитного поля рассчитанные изображения источника в картинной плоскости имеют вид кольца или серпа, зависящие от положения пятна на диске Солнца. Несмотря на многочисленные случаи наблюдений такого рода структур, однако, до сих пор нет ни одного примера, подтверждающего с достаточной достоверностью существование зависимости, рассчитанной в [1]. Это объясняется целым рядом трудностей исследования ИМИ, одним из которых является ограниченность пространственного разрешения наблюдений в радиодиапазоне, в лучшем случае, в частности во время затмений, составляющего (2–4)".

В докладе представлен новый пример исследований структуры изображения ИМИ по наблюдениям активной области NOAA 11140, выполненным во время солнечного затмения 04.01.2011 г. с помощью двух радиотелескопов РТ-32. Один инструмент установлен в обс. Светлое (вблизи Санкт-Петербурга), другой – в обс. Зеленчукская (Сев. Кавказ). Наблюдения проведены на волнах 3,5 см, 6,2 см и 13 см с регистрацией параметров Стокса I и V. Предварительная обработка [2] показала, что в данном случае «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября удалось достичь рекордной разрешающей способности наблюдений ~ 1", близкой к предельному значению, определяемому дифракцией излучения на лунном крае.

Активная область NOAA 11140 оказалась очень удачной для решения поставленной задачи. По своей морфологии, это было практически одиночное пятно, почти правильной формы, имевшее размеры тени ~ 20".

Природа ИМИ, располагавшегося над этим пятном, не вызывает сомнения.

Согласно наблюдениям на радиотелескопе РАТАН-600, частотный спектр пятенного источника (см. рис. 1) имел характерный для источников циклотронного излучения вид – быстро растущий с ростом длины волны в диапазоне (2–5) см, а также высокую степень поляризации ~ 100% на коротких волнах.

При наблюдении затмения наилучшие результаты получены на волне 6,2 см, выполненные как в период покрытия, так и открытия активной области, что позволяет построить квазидвумерное распределение яркости по ИМИ. На волнах 3,5 см и 13 см, в силу особенностей обстоятельств затмения, были получены только одномерные распределения.

На рис. 2 по наблюдениям затмения на волне 6,2 см представлено стрип-распределение яркости по ИМИ активной области NOAA 11140 на моменты покрытия и открытия пятна, полученное путем дифференцирования затменной кривой (здесь же приведены соответствующие участки оригинальных затменных кривых). Кривые распределения радиояркости сглажены гауссианой с размерами 1,18–1,13", что можно рассматривать как эффективное угловое разрешение наблюдений.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Обращает на себя особое внимание распределение по параметру V (поляризация), свидетельствующее о кольце/серпообразном характере распределения. Максимум распределений как по параметру V, так и I смещен относительно геометрического центра пятна и приходится на E-N границу между тенью и полутенью пятна (см. рис. 3а).

Замечено также смещение ЦТ излучения по диапазону (см. рис. 3б).

Видно, что с увеличением длины волны источник монотонно удаляется от центра пятна по направлению к лимбу, что естественно было бы и ожидать для источников циклотронного излучения. Разница между положениями ЦТ на крайних волнах составляет всего около 5 ", что с учетом эффекта проекции эквивалентно увеличению высоты области излучения над уровнем фотосферы на 5,5 тыс. км.

На основе наблюдательных данных была построена простейшая модель кольцеобразного ИМИ, вид которой показан на рис. 4.

Такое решение не является единственным, и в дальнейшем планируется провести более глубокий анализ. В частности, учесть радиальное распределение магнитного поля (МП) пятна, реально наблюдавшееся в случае активной области АО 11140 – максимум его тоже был смещен к EN-краю «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября тени. В заключение следует отметить, что все модельные расчеты как правило, выполняются в рамках радиально симметричного МП (замечание, в частности, относится и к модели [1]). Это сильно затрудняет сопоставление результатов наблюдений с результатами теоретических расчетов.

Вследствие указанной причины у нас пока нет возможности с полной уверенностью утверждать, что выявленная при наблюдениях затмения кольцеобразная структура ИМИ может служить безоговорочным подтверждением модели [1]. Необходимы дальнейшие наблюдения, желательно регулярные, а также моделирование с учетом реальных параметров плазмы над солнечными пятнами, которые можно извлечь из наблюдений в других диапазонах электромагнитного излучения.

1. Гельфрейх Г.Б., Лубышев Б.И. // Астрон. журн., 1979, т. 56, с. 562.

2. Финкельштейн А.М., Рахимов И.А., Дьяков А.А., Коржавин А.Н., Топчило Н.А., Свешников М.Л., Петерова Н.Г. // Труды ИПА РАН. 2011 (в печати).

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

ЖЕСТКОЕ РЕНТГЕНОВСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ РЕЛЯТИВИСТСКИХ

ЭЛЕКТРОНОВ, УСКОРЕННЫХ В СОЛНЕЧНЫХ ВСПЫШКАХ

Учреждение Российской академии наук

Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, 194021, Санкт-Петербург, Россия Государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования «Санкт-Петербургский государственный политехнический университет»,

HARD X-RAY OF RELATIVISTIC ELECTRONS ACCELERATED IN

SOLAR FLARES

Ioffe Physical-Technical Institute of Russian Academy of Sciences, St. Petersburg State Polytechnical University, 195251, Russia, St. Petersburg Flux and polarization degree of hard X-rays originated in solar flares were calculated.

For this goal the distribution function of relativistic electrons was calculated as a solution of Fokker-Planck equation. It is shown the polarization degree of hard X-rays is less then 40% and show strong dependence on the angle of observations (the flare location on the solar disc) and energy spectrum. The comparison of polarization degree calculations of hard Xrays with experimental results for solar flare 28 October 2003 yr were made.

Рассмотрим генерацию тормозного рентгеновского излучения ускоренными во время солнечных вспышек релятивистскими электронами. В [1, 2] решалась подобная задача, однако релятивизм электронов учитывается в процессе тормозного излучения и не рассматривается в кинетике пучка. Это приводит к ограничению рассматриваемого диапазона энергии рентгеновского излучения областью до 200 кэВ. Будем полагать, что в плазму инжектируется пучок релятивистских электронов, спектр которых задаётся в виде где A – постоянный множитель, Emax – энергия верхней границы спектра электронов (является параметром задачи), – питч-угол, а () – характеризует питч-угловое распределение электронов в инжектируемом пучке.

При этом будем рассматривать однородное магнитное поле. Будем полагать, что область излучения рентгеновских квантов является толстой мишенью для электронов пучка, что вполне оправдано с учётом малости длины пробега электрона в плотной плазме по сравнению с характерными «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября размерами (продольными и поперечными) петли магнитного поля. В силу малости ларморовского радиуса электронов c энергией более 10 кэВ в магнитном поле 10–100 Гс диффузию поперек магнитного поля можно не рассматривать.

Кинетическое уравнение для функции распределения пучка электронов f ( E, r, ) имеет вид [3] где 0–1 = 4Nr02ln, v – скорость электронов, r0 – радиус электрона, ln – кулоновский логарифм, – Лоренц-фактор, = v/c, с – скорость света, E = – 1 – кинетическая энергия электрона в единицах mc2, N – концентрация протонов плазмы, g(r) – описывает пространственное распределение источников ускоренных электронов. Для рассматриваемого нами случая полностью ионизованной плазмы с1 = 1, с2 = (3 + )/4 [1].

Последнее слагаемое в правой части описывает источник ускоренных частиц. Для нахождения характеристик тормозного излучения электронов в приближении толстой мишени достаточно использовать функцию Интегрируя (2) по объёму, преобразуя левую часть по теореме Гаусса и пренебрегая уходом электронов из области излучения (см. [4]), получаем где B = k g ( r )dV /( 4ro 2 ln ) и является константой Интегрирование уравнения (2) можно упростить, разлагая в ряд по полиномам Лежандра угловые зависимости начального распределения, а впоследствии и самой функции распределения (см. также [4]).

Как известно, плотность потока излучения с заданным вектором поляризации e на расстоянии R от источника определяется как где n – единичный вектор вдоль вектора импульса электрона, – релятивистское сечение тормозного излучения с вектором поляризации, который имеет проекции в плоскости векторов B и k (волновой вектор) – e1 и перпендикулярно этой плоскости – e2 [5], Ex – энергия квантов.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Таким образом, определив функцию F можно найти интенсивность излучения (J = J1 + J2) и степень поляризация P = (J2 – J1)/J. Расчеты спектров и степени поляризации рентгеновского тормозного излучения проводились для различных значений и различных угловых зависимостей ( ). Так при = 3, () ~ cos6 и Еmax = 10, степень поляризации рентгеновского излучения не превышает по модулю 10% для значений энергии излучения, лежащих в интервале 50 кэВ–3 МэВ, причем знак степени поляризации меняется с отрицательный на положительный при Ex ~ 1. При = 7 и таких же ()~cos6 и Еmax значения степени поляризации в этом случае значительно выше и могут достигать –40% при Ex = 50 кэВ. Смена знака так же имеет место, но на несколько большей энергии квантов.

Более низкая степень коллимации в начальном распределении (cos2) качественно не меняет указанные зависимости, но уменьшает значения модуля степени поляризации.

На рис. 1 в качестве примера приведены зависимости степени поляризации для различных энергий квантов EX при максимальной энергии электронов в спектре E = 1.5, = 3 и ( ) ~ cos 6. В этом случае отметим интересную особенность – при увеличении энергии максимум модуля степени поляризации смещается в область углов 65°–70°, а не 90°. При этом модуль степень поляризации возрастает с ростом энергии от примерно 7.5% до 20%. При регистрации такой особенности поляризации излучения можно судить об ограничении энергии ускоренных во вспышках электронов.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Сравним результаты наших расчетов с результатами измерения степени поляризации, которые, к сожалению, являются единичными. Вспышка Х17 произошла 28 октября 2003 года [6]. Позиционный угол вспышки равен 20°. Значение степени поляризации в диапазоне 0.2–0.4 МэВ равно –0.07 ± 0.07 и –0.25 ± 0.09 в диапазоне 0.4–1 МэВ. Для суммарного диапазона значение степени поляризации равно –11% ± 5%. Следует отметить, что излучение в энергетическом диапазоне 0.2–0.4 МэВ практически неполяризовано, в то время как степень поляризации в диапазоне 0.4–1 МэВ достигает –25%. Таким образом, степень поляризации выше на больших энергиях. Для объяснения подобной энергетической зависимости степени поляризации следует предположить, что излучение разных энергий формируется в различных частях магнитной петли (или вообще в разных петлях) с разным наклоном к фотосфере. Ограничение спектра ускоренных электронов на энергии – Еmax = 1.5 МэВ и значение показателя спектра = 3 (Рис. 1) соответствуют данным измерений степени поляризации. К сожалению, из данных, приведенных в [6], невозможно определить параметры энергетического спектра в этой вспышке. Но, если эти значения подтвердятся, то это будет весомым аргументом в пользу ограничения спектра ускоренных электронов.

1. Zharkova V.V., Gordovskyy M. // Astrophysical Journal. 2006. V. 651(1). P. 553–565.

2. Zharkova V.V., Kuznetsov A.A, Siversky T.V. // Astronomy and Astrophysics. 2010. V. 512.

3. Leach J., Petrosian V. // Astrophysical Journal. 1981. V.251(1). P. 781–791.

4. Кельнер С.Р., Скрынников Ю.И. // Астрономический журнал. 1985. Т.62. №4. С.760– 5. Gluckstern R.L., Hull M.H. // The Physical Review. 1953. V. 90. No 6. P.1030–1035.

6. Boggs S.E., Coburn W., Kalemci E. // Astrophysical Journal. 2006. V. 638(2). P.1129– 1139.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

ВЛИЯНИЕ ПЛОТНОСТИ ПЛАЗМЫ ВО ВСПЫШЕЧНОЙ ПЕТЛЕ

НА ДИНАМИКУ МИКРОВОЛНОВОГО СПЕКТРА

СОЛНЕЧНЫХ ВСПЫШЕЧНЫХ ПЕТЕЛЬ

PLASMA DENSITY INFLUENCE IN A SOLAR FLARE AT THE

MICROWAVE SPECTRUM DYNAMICS OF SOLAR FLARING LOOPS

Scientific Research Radiophysical Institute, Nizhny Novgorod, Russia We have found two types of spectral slope dynamics in different parts of solar flaring loops observed by the Nobeyama Radiogeliograph witn high temporal (0.1 sec) and spatial (5” at 34 GHz and 10” at 17 GHz) resolution. For the first type the spectral slope decreases at the rise phase of the microwave burst and increases at the decay phase. For the second type the spectral slope decreases at the decay phase.

Numerical simulation of the dynamics of distributions of high-energy electrons and their radioemission from 3D flaring loops has been carried out for different conditions in a flaring loop: location of the injection site and pitch-angle distribution of injected electrons, number density of thermal plasma, magnetic field strength. We found the conditions when the calculated dynamics of the spectral slope most closely corresponds to the observed dynamics.

It is shown that the first type of the spectral slope dynamics is characterized by the low plasma density and magnetic field ratio (n0/B) and explained by the increasing of the optical thickness on the rise phase and its decreasing on the decay phase. The second type is characterized by the high ratio (n0/B) and explained by the Razin effect.

Формирование частотного спектра микроволнового излучения вспышечных петель происходит под действием различных физических условий в петле: распределения энергичных электронов по энергиям, концентрации плазмы, магнитного поля и т.д. Очевидно, что в зависимости от этих физических условий спектр микроволнового излучения формируется поразному. Изучение влияния физических условий во вспышечной петле на динамику микроволнового спектра проводилось многими авторами, в частности, в работе [1]. Однако эти исследования проводилось по данным наблюдений солнечных вспышек без пространственного разрешения.

В настоящей работе проведено изучение влияния плотности плазмы и магнитного поля на динамику микроволнового спектра в различных частях петли по данным наблюдений с высоким пространственным разрешением.

Для достижения этой цели были поставлены и решены следующие задачи:

1) анализ эволюции наклона спектра из различных участков вспышечных петель по данным наблюдений радиогелиографа Нобеяма;

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября 2) определение плотности плазмы и магнитного поля по данным спутника GOES и аппарата SOHO/MDI;

3) численное моделирование динамики энергичных электронов, инжектированных во вспышечную петлю;

4) расчет их радиоизлучения для различных отношений концентрации плазмы к магнитному полю;

5) сравнение результатов модельных расчетов и наблюдений.

Данные о радиоизлучении вспышечных петель были получены с помощью двухчастотного радиогелиографа Нобеяма. Временное разрешение составляет 0.1 секунд, а пространственное – 5 угловых секунд на 34 ГГц и 10 угловых секунд на 17 ГГц. Значения концентрации плазмы в петле были рассчитаны по данным мягкого рентгеновского излучения (SXR) спутника GOES, а значения магнитного поля на уровне фотосферы получены с помощью аппарата SOHO/MDI. Значение напряженности магнитного поля в вершине петли оценивалось в приближении потенциального магнитного поля.

По данным радиогелиографа было отобрано 11 событий за 2002– года. Отбирались одиночные вспышечные петли, хорошо разрешенные радиогелиографом. Подробный анализ спектральной эволюции микроволнового излучения из различных участков петли для всех 11-ти событий описан в работе [2]. Одним из результатов является то, что обнаружено 2 типа временного поведения наклона спектра между частотами 17 ГГц и 34 ГГц.

В первом типе наклон уменьшается на фазе роста микроволнового всплеска и увеличивается на фазе спада. Во втором типе наклон спектра также уменьшается на фазе роста, но на фазе спада продолжает уменьшаться, и поток радиоизлучения на 34 ГГц становится больше потока на 17 ГГц. Необходимо отметить, что оба типа динамики наклона спектра могли происходить в одной и той же вспышечной петле, но в разных ее частях, как, например, наблюдалось в событии 27 октября 2003 года.

Для объяснения найденных закономерностей динамики наклона спектра нами было проведено моделирование динамики энергичных электронов, инжектированных в магнитную петлю и рассчитано радиоизлучение от всей петли. В работе были использованы программы для расчета гиросинхротронного излучения на основе решения уравнения Фоккера-Планка и уравнения переноса излучения, описанные в работах [3–5].

В модельных расчетах радиоисточник задавался в виде магнитной петли в форме полуокружности, ориентированной в соответствии с расположением наблюдаемой вспышечной петли на солнечной сфере. Магнитное поле увеличивалось вдоль петли от вершины к основаниям по квадратичному закону. Концентрация плазмы вблизи оснований резко увеличивалась. Место инжекции энергичных электронов в разных моделях выбиралось в различных местах петли и с различным типом питч-угловой анизотропии.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Было проанализировано 6 моделей с различными параметрами: концентрация плазмы n0, магнитное поле B, пробочное отношение, положение области инжекции энергичных электронов, тип их питч-угловой анизотропии, показатель энергетического спектра электронов. В результате анализа всех моделей было отобрано две, у которых динамика наклона спектра рассчитанного радиоизлучения наиболее точно соответствует наблюдаемой динамике. Значения концентрации плазмы и магнитного поля выбраны такие же, как и в наблюдаемых событиях. Место инжекции в модели (рис. 1) – правое основание, в модели 2 (рис. 2) – вершина петли. В обеих моделях распределение по питч-углу – изотропное.

Рис. 1. Верхняя панель: временные профили сосчитанного радиоизлучения от модельной петли при n0 /B=1.7.108 см-3Гс-1. Нижняя панель: временные профили параметра, характеризующего наклон частотного спектра между 17 и 34 ГГц, в вершине петли и в основаниях.

Динамику наклона спектра радиоизлучения в модели 1, для которой n0 /B=1.7.108 см-3Гс-1, можно объяснить эффектом самопоглощения, то есть увеличением оптической толщины на фазе роста всплеска и ее уменьшением на фазе спада. В модели 2, для которой выполнено условие n0/B =1.4. см-3Гс-1, существенно влияние среды с плотной плазмой и малым магнитным полем. Оно проявляется в уменьшении интенсивности излучения на низких частотах (эффект Разина), приводящее к характерной для модели динамике наклона спектра.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября Рис. 2. Верхняя панель: временные профили сосчитанного радиоизлучения от модельной петли при n0 /B=1.4.109 см-3Гс-1. Нижняя панель: временные профили параметра.

Работа выполнена при поддержке грантов Гос. программы «Кадры»

№ P683/20.05.2010, Программы РАН «Солнечная активность и солнечноземные связи», грантов РФФИ № 11-02-91175, 09-02-00624-а.

1. Melnikov V.F., Gary D.E., Nita G.M. Peak frequency dynamics in solar microwave bursts // Solar Physics, 2008, V. 253, P.43–73.

2. Кузнецов С.А., Мельников В.Ф. Роль самопоглощения и эффекта Разина в формировании спектра микроволнового излучения солнечных вспышек // Сборник трудов конференции по физике Солнца. Под ред. А.В. Степанова, Санкт-Петербург, 2009, С.261–264.

3. Fleishman G.D., Melnikov V.F. Gyrosynchrotron emission from anisotropic electron distributions // Astrophysical Journal, 2003, V.587, P.823.

4. Melnikov V.F., Gorbikov S.P., Pyatakov N.P. Formation of anisotropic distributions of mildly relativistic electrons in flaring loops // In Universal Heliophysical Processes. Proc.

IAU Symposium. Cambridge University Press, 2009, V.257, P. 232– 5. Simes P.J.A., Costa J.E.R. Gyrosynchrotron Emission from Anisotropic Pitch-Angle Distribution of Electrons in 3-D Solar Flare Sources // Solar Phys., 2010, V.266, P.109–121.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

ИСПЫТАНИЯ УЗКОПОЛОСНОЙ ШИРОКОУГОЛЬНОЙ

ПЕРЕСТРАИВАЕМОЙ СТУПЕНИ ОПТИЧЕСКОГО ФИЛЬТРА,

ВЫПОЛНЕННОЙ НА ОСНОВЕ ДВУХЛУЧЕВОГО

ИНТЕРФЕРОМЕТРА

ГАО РАН, Санкт-Петербург, е-mail: kulaginevgeny@ bk.ru

TEST THE NARROW-BAND WIDE-ANGLE TUNABLE ELEMENT OF

THE OPTICAL FILTER, MADE ON THE BASIS OF TWO-BEAM

INTERFEROMETER

Pulkovo Astronomical Observatory of RAS, St.Petersburg, Russia Narrow band wide-angle tunable element of the optical filter has been made and tested.

The element was worked out on the basis of two-beam interferometer with semitransparent metallic layer. The advantages of such element are possibility of tuning in wide range of spectrum and essential simplification of the optical scheme of the several successive elements.

The element was calculated on FWHM equal 0,3 nearly H line. In such case the 0,5 H filter “Halle” was used as suitable preliminary monochromator. The pass bands profiles of the H filter “Halle” alone and with attached element are presented. The view of the same place of the solar chromosphere without and with element are given.

Двухлучевой интерферометр может быть использован как узкополосная и широкоугольная ступень оптического фильтра [1]. Каждая ступень может уменьшить полосу пропускания фильтра в два раза. Два оригинальных поляризационных двухлучевых, практически не разъюстирующихся, интерферометра Майкельсона использованы для сужения полосы пропускания интерференционно-поляризационного фильтра в приборе MDI SOHO [2].

В ГАО РАН разработаны ступени фильтра на основе двухлучевых интерферометров с металлическими полупрозрачными слоями [3]. Положительными отличиями разработанных ступеней от известных, выполненных так же на основе двухлучевых интерферометров [1], являются возможность их перестройки в широком спектральном диапазоне и существенное упрощение оптической схемы нескольких ступеней фильтра в результате применения многократной последовательной двухлучевой интерференции света на полупрозрачных металлических слоях [4]. Использование полупрозрачных слоев, дающих практически нулевой относительный сдвиг интерференционных полос на двух выходящих из интерферометра изображениях, позволяет значительно уменьшить число расщеплений луча при «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября осуществлении нескольких ступеней фильтра. Жесткая фиксация основных элементов ступени способствует относительной устойчивости юстировки ступени.

Авторами изготовлена и испытана одна разработанная ступень. В одной ступени использованы полупрозрачные слои из серебра. Ступень склеена из призм с воздушными зазорами, в которые вставлены оптические клинья и пластина, работающие на пропускание света. Поворотами двух одинаковых клиньев осуществляется точное совмещение изображений от двух плеч интерферометра – юстировка ступени. Параллельным перемещением одного из двух других одинаковых клиньев производится изменение соотношения разности хода в стекле и в воздухе в плечах интерферометра и, таким образом, осуществляется перестройка ступени в широком спектральном диапазоне. Юстировка ступени сохраняется многими часами и даже днями. Оптическая схема изготовленной ступени подробно описана в [3].

Ступень рассчитывалась так, чтобы в качестве предварительного монохроматора использовать имеющийся фильтр фирмы “Halle” на линию H с полушириной полосы пропускания 0,5. Период изменения пропускания по спектру у ступени, в районе линии H, был выбран равным 0,6. При этом, полуширина полосы пропускания каждого порядка ступени интерферометра равна 0,3. При совместном использовании фильтра “Halle” и ступени происходило сужение полуширины полосы пропускания с 0,5 до 0,3.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября При испытаниях фильтр “Halle” был установлен после коллиматора, в параллельных лучах, а ступень располагалась непосредственно за фильтром. На Рис.1 показана установка фильтра “Halle” и дополнительной ступени на Большом коронографе Саянской обсерватории.

На Рис. 1, вверху слева, виден интерференционно-поляризационный фильтр. В центре рисунка расположена ступень-интерферометр. Луч отклоняется ступенью на прямой угол. Внизу слева видно плоское зеркало, направляющее излучение в объектив камеры (внизу справа).

Используя спектрограф коронографа, получены контуры полосы пропускания одного фильтра “Halle” и со ступенью. Источником света в этом случае служила лампа накаливания. На Рис. 2: №1 – вид контура полосы пропускания одного интерференционно-поляризационного фильтра на линию H; №2 фотометрический разрез этого контура, полуширина контура – FWHM = 0,5; №3 – изображение контура полосы пропускания фильтра со ступенью; №4 – соответствующий фотометрический разрез. На фотометрических разрезах по горизонтальной оси приведены номера пикселей камеры спектрографа в одном масштабе. Полуширина полосы пропускания стала равна 0,3.

На Рис. 3 показаны два изображения одного и того же участка солнечной поверхности, полученные в центре линии H с одним фильтром “Halle” (слева) и с добавленной ступенью. Сужение полосы пропускания «Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября проявилось в увеличении контраста и в появлении более мелкой структуры хромосферы. Наблюдения производились 10 июня 2011 года.

Разработанные ступени могут быть использованы для сужения полосы пропускания как существующих, так и вновь создаваемых фильтров.

Авторы выражают благодарность сотрудникам Института СолнечноЗемной Физики СО РАН В.М. Григорьеву и В.И. Скоморовскому за внимание к работе и ценные советы.

1. Title A.M. and Ramsey H.E. // Applied Opt., 1980, v.19, p. 2046.

2. Scherrer P.H. et al. // Solar Phys. 1995, v. 162, p. 143.

3. Кулагин Е.С. // Оптический журнал. 2010, т.77, с. 78.

4. Кулагин Е.С. // Оптический журнал. 2003, т.70, с. 72.

«Солнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября

ПРОСТРАНСТВЕННАЯ СТРУКТУРА КВАЗИПЕРИОДИЧЕСКИХ

ПУЛЬСАЦИЙ НА ОСНОВНОЙ И ВТОРОЙ ГАРМОНИКАХ КИНК

МОДЫ В ОДИНОЧНОЙ ВСПЫШЕЧНОЙ ПЕТЛЕ

Главная (Пулковская) астрономическая обсерватория РАН,

SPATIAL STRUCTURE OF QUASI PERIODICAL PULSATIONS AT

THE FUNDAMENTAL AND SECOND HARMONICS OF KINK MODE

IN A SINGLE FLARING LOOP

Central astronomical observatory at Pulkovo of the RAS, We study the quasi-periodical pulsations (QPPs) with the period drifting from P 20 s to P 30 s found in the integrated radio flux from a single flaring loop measured with Nobeyama Radioheliograph [1]. A detailed analysis of the spatial structure of the pulsations with methods of correlation, Fourier and wavelet analysis was carried out. The main finding is that there exist two spatially well separated sources of the QPP with relatively stable periods of 20 s and 30 s. The source of QPP with period P 30 s has its maximum amplitude in the inner region of the loop, between the footpoints. The source of QPP with period P 20 s is localized at the periphery of the loop, mainly in the outer parts of the footpoints. It is shown that the apparent drift of the period found from the analysis of the signal integrated over the whole flaring loop is due to a gradual redistribution of oscillation intensity from a peripheral source to an internal source. The joint modulation of radio emission by the fundamental and the second harmonic of the kink mode can be the reason of the observed QPPs properties.

Квазипериодические пульсации (КПП) вспышечного радиоизлучения Солнца с периодами от нескольких секунд до нескольких минут тесно связаны с МГД процессами, идущими в корональных петлях (арках) [2]. Присутствие квазипериодических пульсаций (КПП) в радиоизлучении одиночных вспышечных солнечных петель является довольно частым и, возможно, внутренне присущим, явлением [1]. В ряде исследований было отмечено наличие во вспышечном излучении пульсаций с множественными периодичностями [1, 38], которые могут быть связаны либо с различными МГД модами во вспышечной петле, либо с различными временными гармониками одних и тех же осцилляций.

В работе [1] при исследовании интегрального сигнала на 17 ГГц от вспышки 3 июля 2002 г, ассоциирующейся с одиночной вспышечной петлёй, были обнаружены низкодобротные КПП с дрейфом периода от P 20 с до P 30 с (Рис. 5с в работе [1]). Цель настоящей работы выясСолнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября нить пространственную структуру и природу этих КПП на основе данных радиогелиографа Нобеяма (NoRH) на 17 ГГц.

Для детального изучения пространственной структуры этих КПП на каждый момент времени от 02:13:40 до 02:17:10 UT с интервалом 1 с построены радиокарты вспышечной области, стабилизированные относительно центра радиояркости северного источника. Вспышечная область разделена на 54 маленьких бокса размером 1010. Для каждого бокса данные обработаны идентичным образом по методике, описанной в [1].

Результаты автокорреляционного анализа Для временных рядов глубины модуляции (t ) каждого бокса рассчитаны автокорреляционные функции и построены их периодограммы.

Оказалось, что периоды наиболее мощных спектральных пиков лежат вблизи значений PI 30 с и PII 20 c. При этом каждый из пиков разделяется на два с чуть меньшими и чуть большими периодами: 35.5 с и 31.1 с, 21.3 с и 18.7 с. Распределения спектральных мощностей двух компонент с меньшими периодами в пространстве показаны на Рис. 1а,б. Здесь и далее рисунки приведены для постоянной сглаживания = 25 с. Контурными линиями показано распределение радиояркости (плотности потока F на 17 GHz) на момент максимума интегрального (пространственно неразрешённого) потока радиоизлучения на заключительной фазе вспышки t1 = 02:14:53UT. Контуры соответствуют значениям [0.1, 0.3, 0.5, 0.7, 0.9, 0.97]Fmax, где Fmax максимальная по всему изображению плотность потока на момент времени t1. Градациями серого от самого яркого до самого тёмного представлены уменьшающиеся значения нормированной спектральной мощности W пульсаций с периодом PI 30 с или PII 20 с.

Установлено, что область пульсаций с периодом PI локализована между южным и северным источниками (Рис. 1 слева). КПП с периодом PII имеют максимальную амплитуду на периферии (Рис. 1 центральный). На Рис. 1 справа показано распределение средней амплитуды глубины модуляции. Уменьшение интенсивности цвета соответствует уменьшению средних значений глубины модуляции. Наибольшая глубина модуляции наСолнечная и солнечно-земная физика – 2011», Санкт-Петербург, Пулково, 3 – 7 октября блюдается на периферии вспышечной области 610%, в то время как в её центральной части < 5 %.