О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне
Показано, что данные по скоростям частотного дрейфа всплесков III типа и скоростям компонент ëлочной структуры всплесков II типа (НВ-всплесков) не противоречат представлениям о свободном разлете в солнечной короне источника всплесков - пучка субрелятивистских электронов - при учете кулоновского расс...
Gespeichert in:
| Veröffentlicht in: | Вопросы атомной науки и техники |
|---|---|
| Datum: | 2003 |
| Hauptverfasser: | , |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Russisch |
| Veröffentlicht: |
Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України
2003
|
| Schlagworte: | |
| Online Zugang: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/111163 |
| Tags: |
Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Zitieren: | О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне / В.М. Конторович, А.Ю. Никитин // Вопросы атомной науки и техники. — 2003. — № 4. — С. 187-192. — Бібліогр.: 34 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| _version_ | 1860233647908454400 |
|---|---|
| author | Конторович, В.М. Никитин, А.Ю. |
| author_facet | Конторович, В.М. Никитин, А.Ю. |
| citation_txt | О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне / В.М. Конторович, А.Ю. Никитин // Вопросы атомной науки и техники. — 2003. — № 4. — С. 187-192. — Бібліогр.: 34 назв. — рос. |
| collection | DSpace DC |
| container_title | Вопросы атомной науки и техники |
| description | Показано, что данные по скоростям частотного дрейфа всплесков III типа и скоростям компонент ëлочной структуры всплесков II типа (НВ-всплесков) не противоречат представлениям о свободном разлете в солнечной короне источника всплесков - пучка субрелятивистских электронов - при учете кулоновского рассеяния электронов c малыми скоростями. Предложен метод определения скорости разлета по максимуму огибающей эволюционирующей функции распределения пучка на заданной высоте в короне, что позволяет использовать аналитический подход и применять его к различным механизмам ускорения электронов. Результаты кинетической теории приводят к характерной средней скорости дрейфа, существенно зависящей от высоты возникновения пучка, чем в значительной мере может быть обусловлено различие скоростей пучков, порождаемых хромосферными вспышками, и пучков, возникающих на фронтах ударных волн.
|
| first_indexed | 2025-12-07T18:23:17Z |
| format | Article |
| fulltext |
УДК 533.9
О СКОРОСТИ БЫСТРЫХ ЭЛЕКТРОННЫХ ПУЧКОВ
(ИСТОЧНИКОВ ВСПЛЕСКОВ III И HB ТИПОВ) В СОЛНЕЧНОЙ
КОРОНЕ
В.М. Конторович†, А.Ю. Никити톆
† Радиоастрономический институт НАН Украины, г.Харьков, ул. Краснознаменная 4,
61002, Украина, vkont@ira.kharkov.ua;
†† Институт радиофизики и электроники им. А.Я. Усикова НАН Украины,
г.Харьков, ул. Ак. Проскуры 12, 61085, Украина, alexey@ire.kharkov.ua
Показано, что данные по скоростям частотного дрейфа всплесков III типа и скоростям компонент ëлоч-
ной структуры всплесков II типа (НВ-всплесков) не противоречат представлениям о свободном разлете в
солнечной короне источника всплесков − пучка субрелятивистских электронов − при учете кулоновского
рассеяния электронов c малыми скоростями. Предложен метод определения скорости разлета по максимуму
огибающей эволюционирующей функции распределения пучка на заданной высоте в короне, что позволяет
использовать аналитический подход и применять его к различным механизмам ускорения электронов. Ре-
зультаты кинетической теории приводят к характерной средней скорости дрейфа, существенно зависящей от
высоты возникновения пучка, чем в значительной мере может быть обусловлено различие скоростей пуч-
ков, порождаемых хромосферными вспышками, и пучков, возникающих на фронтах ударных волн.
1. ВВЕДЕНИЕ. ИССЛЕДУЕМЫЕ ПАРА-
МЕТРЫ БЫСТРОДРЕЙФУЮЩИХ
РАДИОВСПЛЕСКОВ
Объяснение одного из самых известных проявле-
ний солнечной активности – быстро дрейфующих
радиовсплесков, порождаемых пучками субреляти-
вистских электронов, ускоренных во вспышке и
пронизывающих практически всю корону, целиком
покоится на привлечении для их объяснения
В.Л. Гинзбургом и В.В. Железняковым плазменно-
пучковой неустойчивости, открытой А.И. Ахиезе-
ром, Я.Б. Файнбергом [1] и Д. Бомом, Е. Гроссом [2]
еще в 1949г. Один из авторов данного сообщения в
том самом году окончил среднюю школу, другого
еще не было даже в проекте. Удивительно, но до сих
пор не получили общепризнанного объяснения мно-
гие фундаментальные явления, сопровождающие
столь яркое и давно наблюдаемое явление. Возмож-
но, именно сейчас наступает благоприятное время
(возможность использования всего требуемого
диапазона частот и наблюдения слабых всплесков,
возможность мониторинга) для «окончательного ре-
шения» накопившихся вопросов.
Радиовсплески III типа [3,4], наблюдаются (вбли-
зи от локальных плазменных или удвоенных плаз-
менных частот) в диапазоне частот от сотен мега-
герц (хромосферные высоты, нижняя корона) до де-
сятков килогерц (уровни, соответствующие земной
орбите). Они существенно отличаются от родствен-
ных им НВ-всплесков [3], входящих в состав
всплесков II типа («ëлочная структура»1) как по
перекрываемому диапазону отдельного элемента на
динамическом спектре [5], так и по скорости частот-
ного дрейфа [6]. Поскольку скорость дрейфа
fD df / dt= с точностью до доплеровского сдвига, не
столь существенного для субрелятивистских пучков,
1 В не столь сентиментальной англоязычной литературе
используется термин «селедочный скелетик» – “herring-
bones” (HB).
пропорциональна скорости источника излучения
(мы ограничиваемся одномерной моделью), очевид-
но, что электронные пучки,
Рис.1. Связь распределения числа всплесков III типа
по скоростям (кривая 1 [4] со степенным характе-
ром распределения вспышек в жестком рентгене
[15] (кривые 2, 3). При аппроксимации использована
функция ( ) ka v c − ; 2 соответствует a 0.073= ,
k 2.0= ; 3 соответствует a 0.035= , k 3.3=
генерирующие эти радиовсплески, должны иметь
разные характерные скорости. Скорости потоков,
генерирующих всплески III типа как на декаметрах
(ДКМ) [7,8,9,10], так и на частотах порядка
100МГц [11], равны 0,07…0,3 с, хотя в более ран-
них работах [4,12,13] обычно приводились бóльшие
величины: 0,3…0,5 с на всех наблюдаемых диапазо-
нах. Скорости же электронов, ускоренных на удар-
ных волнах и ответственных за ëлочную структуру,
имеют значения 0,02…0,17 с (см. ссылки в [6]). Та-
ким ообразом скорость частотного дрейфа радиовс-
плесков III типа примерно в два раза выше соответ-
ствующей скорости НВ-всплесков.
Вопросу о свойствах пучков (ответственных за
быстро дрейфующие всплески) посвящено множе-
ство серьезных и интересных работ (см., например,
обзоры [13,14]). Одна из трудных проблем, обсу-
ждавшихся в них авторами, состояла в том, как
обойти последствия квазилинейной релаксации
(КЛР), превращающей пучок в «плато» с точки зре-
ния его распределения по скоростям, т.е. в практи-
чески не излучающую систему. Мы с самого начала
предполагаем, что КЛР не реализуется, скорее всего,
благодаря чрезвычайной неоднородности (как флук-
туационной, так и регулярной, см. ниже) корональ-
ной плазмы.
В статье рассмотрен свободный разлет пучка из
области вспышки и предложен метод определения
скорости «источника» по максимуму огибающей
функции распределения электронов, генерирующих
плазмоны на фиксированной частоте. Обсуждается
также проблема характерной скорости пучка. Рас-
пределение всплесков по скоростям (начиная от
Смерда и Уайльда [4]) представляет собой относи-
тельно плавный степенной спад в сторону больших
(субрелятивистских) скоростей и резкий обрыв со
стороны малых скоростей пучка (рис.1). Степенной
ход на больших скоростях коррелирует со степен-
ным распределением вспышек по интенсивности,
например, по жесткости сопровождающего их рент-
геновского излучения (см. [15]) и отражает такие
свойства вспышек, как эффективность ускорения ча-
стиц. Но характерная скорость пучков в значительно
большей степени определяется резким обрывом со
стороны малых скоростей пучка. В ранних работах
[4,12,13] такой обрыв отмечался на minv =0,2 с, что
приводило к средней скорости 0,3c≈ . В дальней-
шем minv снизилось, по-видимому, за счет воз-
росших возможностей обнаружения более слабых
пучков и измерений на более низких частотах [8]. В
частности, те из них, которые наблюдаются на до-
статочно больших высотах в короне, попадая в бо-
лее разряженные слои, становятся «более
сильными» по параметру bN N ( bN и N − концен-
трация электронов пучка и частиц плазмы короны
соответственно), так как плотность пучка убывает
как 21 r , а плотность короны вплоть до области вет-
ра падает как 61 r (на бóльших глубинах еще бы-
стрее). Ударная волна, генерирующая всплеск II
типа, порождает пучки электронов (создающих
ëлочную структуру) на своем фронте в более разре-
женных слоях короны, и выживание более медлен-
ных пучков из-за ослабления кулоновского рассея-
ния вполне может быть в этом случае ответственно2
за ограничение скорости пучков со стороны малых
скоростей [16,17]. Частота кулоновских столкнове-
ний
2 Это не единственный механизм. Например, при транс-
формации продольных волн в поперечные вследствие
неоднородности корональной плазмы существенно огра-
ничение по волновым числам l -плазмонов со стороны
больших k, т.е. опять-таки со стороны малых скоростей
резонансных электронов пучка.
( ) ( )4
ei 2 3
4 e N x
v, x L
m v
π
ν = , (1.1)
сильно зависящая от скорости3, пропорциональна
плотности окружающей плазмы ( )N x , поэтому в
более разряженных слоях рассеяние менее суще-
ственно. Впрочем, электронные потоки, генерирую-
щие НВ-всплески, по-видимому, имеют существен-
ное ограничение также со стороны больших скоро-
стей, обусловленное менее эффективным механиз-
мом ускорения, что сказывается на форме и частот-
ной полосе элементов динамического спектра (см.
обсуждение в разд.5).
Отметим, однако, что для анализа свободного
разлета существенна лишь возможная неэффектив-
ность КЛР4. Вопрос этот неоднократно дискутиро-
вался. Существенно новым аргументом, по-видимо-
му, может служить клочковатая, чрезвычайно неод-
нородная структура короны, подтверждаемая в на-
стоящее время непосредственными наблюдениями
(в области ветра − результатами SOHO, а в больших
масштабах – существованием корональных дыр)
[18], что должно проявляться в невозможности осу-
ществления быстрых когерентных механизмов ре-
лаксации пучка и образования плато5 [19]. В лабора-
торной плазме этот эффект детально обсуждался и
экспериментально подтвержден [20]. Прямые на-
блюдения распределения электронов в пучках на
ИСЗ и последние экспериментальные и теоретиче-
ские исследования мелкомасштабных всплесков в
полярной шапке магнитосферы Земли [21], сходных
по своей природе со всплесками III типа, также го-
ворят в пользу подавления КЛР. Для неэффективно-
сти КЛР достаточно, чтобы характерный масштаб
неоднородности a удовлетворял условию [20,22],
вполне допустимому в окрестностях активных обла-
стей короны: bN / N < < b Lv / aω , где bv – средняя
скорость в пучке; Lω – ленгмюровская частота. Ра-
зумеется, не для всех пучков может быть выполнено
подобное условие, например, если в короне устано-
вился полнейший «штиль» (ср. сноску 4). Если же
КРЛ отсутствует, то вопрос о характерной скорости
пучка это, вопрос о характере эффективного «об-
резания» его функции распределения со стороны
малых скоростей при свободном разлете пучка либо
при трансформации волн (и лишь частично – о меха-
низме ускорения во вспышке). Простейший вариант
такого обрезания может осуществляться обычным
кулоновским рассеянием пучка в глубинных плот-
ных слоях вблизи от места его рождения. Именно
эта схема и рассмотрена ниже.
3 Обозначения стандартны, L − кулоновский логарифм.
4 Отметим, что это допущение никак не связано с давней
дискуссией о роли КЛР, в ходе которой были предложе-
ны нетривиальные способы того, как можно избежать
трудностей, вносимых КЛР в проблему генерации плазмо-
нов пучком (см. [13,14] и цитируемую там литературу).
5 См. впрочем, альтернативный подход [19], где задача о
возбуждении всплесков рассматривается в рамках гидро-
динамики прорелаксированных пучков; при этом получа-
ется решение солитонного типа.
2. ПУЧКИ ЭЛЕКТРОНОВ ПРИ СВОБОД-
НОМ РАЗЛЕТЕ
Итак, в силу сказанного мы будем пренебрегать
квазилинейной релаксацией, но учтем кулоновское
рассеяние электронов пучка в существенно неодно-
родной плазме солнечной короны.6 При этом мы по-
кажем, что определяемая по наблюдениям всплес-
ков III типа и НВ-всплесков характерная скорость
потока, скорее всего, не является выделенным зна-
чением скорости пучка, а отражает тот факт, что бо-
лее медленные пучки эффективно рассеиваются
плазмой короны и не достигают высот, где наблюда-
ются всплески.
Уравнение одномерного разлета для функции
распределения (ФР) электронов пучка F(v, t, x) , где
v – скорость; t – время, отсчитываемое от момента
вспышки; х – координата, отсчитываемая от места
вспышки, запишем в виде [17]:
( )ei
F Fv v, x F
t x
∂ ∂+ = − ν
∂ ∂
, (2.1)
где eiν – частота столкновений электронов пучка с
ионами (см.(1.2)). Имея граничное условие в обла-
сти вспышки: ( )x 0 0F F v, t= = , описывающее меха-
низм ускорения, решим (2.1) методом характери-
стик. Решение в новых переменных 0
s
xz z
R
= + ,
( )s 0t R z z vτ = − − , где 0z – нормированная коор-
дината места вспышки (отсчет ведется от центра
Солнца) имеет вид:
( ) ( ) ( )( ) 4
0 0F v, , z F v , exp V z ,z vй щτ = τ −л ы ,
( ) ( )
0
z4
4 s
0 2
z
4 e R
V z ,z L N z dz
m
π
= ∫ (2.2)
Видно, что решение представляет собой произведе-
ние двух функций. Одна из них ( )0F v, τ есть реше-
ние в случае свободного разлета, см. например
[23,24]. Второй множитель ( )( ) 4
0exp V z ,z vй щ−л ы
описывает ослабление пучка в результате
рассеяния[16,17]. Ввиду сильной зависимости куло-
новского сечения от скорости этот множитель осу-
ществляет эффективное «обрезание» пучка со сторо-
ны малых скоростей ( )0v V z ,z< и по существу иг-
рает роль эффективного «граничного условия». В
случае всплесков III типа для стандартной модели
Баумбаха-Аллена (мы будем пользоваться интерпо-
ляционной формулой, учитывающей область сол-
6 Разлет при этом можно считать одномерным, так как пу-
чок распространяется по открытым силовым линиям или
сильно вытянутым петлям магнитного поля, и уменьше-
ние плотности пучка за счет расширения силовых трубок
поля, обратно пропорциональное квадрату радиуса, прене-
брежимо по сравнению с законом спадания плотности
плазмы обратно шестой (или более высокой) степени ра-
диуса вплоть до области солнечного ветра, где отношение
плотностей перестает зависеть от расстояния.
нечного ветра7 [25,26])
( )
( )
8 6 16
Full
2 3
N (z) 4.54 10 z 1.93z / 2.93
z / 1см
− −
− −
й= + +Ч л
щ+ κ + κ ы
, (2.3)
скорость ( )V 1,z быстро выходит на насыщение
( )V 1, Ґ (практически уже на z 2≈ ) и приводит к
оценке ( ) 9V 1, 2,3 10см с≈Ґ Ч . Являясь функциона-
лом плотности плазмы на пути пучка, эта величина
может возрастать, если распространение происходит
по более плотному корональному лучу (стримеру).
Например, для [27]
1 3
str 0N (z) N exp[8.6(z 1)]см− −= − ( z 5< ), (2.4)
(где максимальное и минимальное значения началь-
ной плотности 0N равны 83 10Ч и 820 10Ч 3см− )
( ) 9V 1,5 3,1 10см с≈ Ч . Медленные пучки при
( )v V z< оказываются экспоненциально ослаблен-
ными на тех высотах, где наблюдаются всплески.
Это и может имитировать наличие некоторой харак-
терной скорости разлета. Наряду с кулоновским мо-
жет быть существенно рассеяние на ионно-звуковой
турбулентности, приводящей к аналогичной зависи-
мости от скорости [28,13], и т.п. Ясно также, что
( )0V z , z существенно зависит от положения
вспышки (нижний предел в интеграле (2.7)), что мо-
жет выражаться в выживании более медленных пуч-
ков. Наиболее ярко эта зависимость должна обнару-
живаться на НВ-всплесках, поскольку ударные вол-
ны могут порождать электронные пучки далеко за
пределами плотных слоев короны. Полученное ре-
шение обобщает давний результат [16] на случай
произвольного нестационарного разлета электронов
в (стационарной) короне.
3. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ХАРАКТЕРНОЙ СКО-
РОСТИ ПУЧКА ПО МАКСИМУМУ
РАДИОВСПЛЕСКА
Поскольку функцию ( )0F t , описывающую про-
цесс ускорения (разогрева) электронов во вспышеч-
ной области, можно представить себе имеющей вид
гауссиана, подобный же колоколообразный вид со-
гласно (2.2), как функция скорости v при фиксиро-
ванных t и z будет иметь и электронная ФР. При
этом на фиксированной частоте, что соответствует
фиксированной высоте z в короне, в разные момен-
ты времени за излучение ответственны разные груп-
пы электронов с различной высотой максимума ФР
по скорости.
7 С плотностью, определяемой по наблюдению мерцаний
(см. ссылки в [25,26]). В (2.8) κ – безразмерный пара-
метр, зависящий от состояния короны и определяющий
уровень ( )z κ , на котором слагаемые от модели Баумбаха-
Аллена и модели солнечного ветра совпадают. Например,
для ( )z 2κ = 0,02κ = .
Рис.2 Эволюция функций распределения электронов пучка для разных моделей инжекции: а– турбу-
лентное ускорение (4.5) st 3= , sv c 0,058= , tv c 0,018= ; б– ускорение на ударном фронте (4.6)
st 0,5= , limvс 0,037= . Время выражено в секундах. Огибающая везде обозначена пунктирной ли-
нией
Зависимость последнего от времени отражает с уче-
том запаздывания и обгона временнóе развитие
вспышки и обрезание пучка со стороны малых ско-
ростей вследствие кулоновского рассеяния в плот-
ных слоях короны. На динамическом спектре радио-
всплеска будет наблюдаться частотный дрейф мак-
симума временнóго профиля в сторону низких ча-
стот. Мы будем определять скорость источника ра-
диовсплесков как скорость группы электронов, от-
ветственной за возникновение наибольшего числа
продольных плазмонов на фиксированной частоте8.
Вблизи максимума по времени, в пренебрежении
собственным движением, уравнение для функции
распределения продольных плазмонов Nl , генери-
руемых пучком, как известно, имеет вид [29]:
N N
t
∂ = γ
∂
l
l ,
2 2
2
kv
L
e v F2
m v ω =
∂γ = π
ω ∂
. (3.1)
В момент максимума
( )F v, t, zN 0 0 0
t v
∂∂ = γ = =Ю Ю
∂ ∂
l
, (3.2)
т.е. максимум числа плазмонов достигается в ре-
зультате находящихся в резонансе с электронами
плазмонов вблизи от локального максимума элек-
тронной ФР. Уравнение (3.2) даст нам значение ско-
рости электронов, генерирующих в данный момент
t на заданной высоте z максимальное число резо-
нансных плазмонов. Однако в каждый момент вре-
мени функция распределения имеет свой максимум
(рис.2), и поэтому «скорость источника» зависит как
от его положения, так и от момента времени t (фазы
всплеска). Максимум временного профиля радиовс-
плеска соответствует «главному» максимуму в мо-
мент времени mt . Для того, чтобы избавиться от
неизвестного параметра mt , удобно перейти от се-
8 Строго говоря, этот момент не соответствует моменту
максимума радиоизлучения на данной частоте. Пересчет
модельно зависим и не является тривиальным.
мейства функций F(v, t, z) к их огибающей ( )F v,z∗
[30], и далее искать уже ее максимум. Уравнение
огибающей имеет вид:
( ) ( )F v,z F v, t , z∗ ∗= , (3.3)
где параметр t заменен функцией ( )t t v, z∗= и на-
ходится из условия, обеспечивающего равенство уг-
ловых коэффициентов касательной к линии се-
мейства F(v, t, z) и к огибающей ( )F v,z∗ :
( )F v, t, z
0
t
∂
=
∂
. (3.4)
Итак, скорость источника будем находить из соот-
ношения
( )F v, z
0
v
∗∂
=
∂
. (3.5)
4. СКОРОСТЬ ИСТОЧНИКА ВСПЛЕСКА В
РАЗНЫХ МОДЕЛЯХ ИНЖЕКЦИИ
В зависимости от механизма инжекции, куло-
новское (или аналогичное ему) обрезание пучка на
малых скоростях проявляет себя различным об-
разом. Если спектр электронов в месте ускорения
определяется степенной функцией вида
( ){ }0F (v, t) A q t v α−= (функцию, описывающую про-
филь вспышки, выберем в простейшем гауссовом
виде: ( ) ( )2 2
sq t exp t t= − , где st – характерное вре-
мя вспышки, чей максимум приходится на момент
t 0= ), то в произвольной точке z получим решение
согласно (2.2):
( ) ( ){ } ( )( ) 4
0F v, , z A q v exp V z ,z v− α й щτ = τ −л ы , (4.1)
( )s 0t R z z vτ = − − .
Уравнение (3.4) дает 0∗τ = и огибающая имеет вид:
( ) ( )( ) 4
0F v,z Av exp V z , z v∗ − α й щ= −л ы , (4.2)
где ( ){ }A A q 0= уже не зависит от τ . Теперь из со-
отношения (3.5) легко находим скорость, соответ-
ствующую максимуму:
( )
1 4
m 0
4v V z ,z ж ц= з чαи ш
. (4.3)
Подобные степенные распределения могут опи-
сывать как пучки, генерирующие всплески III типа,
так и источники НВ-всплесков. Так, одним из воз-
можных механизмов ускорения частиц в области
солнечной вспышки может являться турбулентный
нагрев плазмы [23] (см. также о степенных механиз-
мах [18]). Нестационарность инжекции потока в
этой модели можно описать переменным парамет-
ром 0v (t) степенного распределения, примыкающе-
го к максвелловскому спектру корональной плазмы
(см. рис.2,а):
( )( ) ( )2 20
0 0т 0
т
2n
F (v, t) exp v t v v / v t
v
− αй щ= − й щл ыл ыπ
.(4.4)
Здесь 0 sv = v q(t) – нижняя граница «инерционного
интервала», в котором может существовать степен-
ной спектр (с показателем >1α ). Сравнение данной
модели со спутниковыми экспериментальными дан-
ными [31] определяет значение 11,3α = .
В случае ударной волны, образовавшейся при
солнечной вспышке, анализ формы спектра непо-
средственно за ударным фронтом дает [32,33]:
( )3 1α = σ σ − , где σ – степень сжатия вещества в
ударной волне. Среднее значение степени сжатия
вещества для условий солнечной короны [34] равно
двум (крайние значения 1 – 3,5). Заметим, что для
процессов ускорения частиц на ударных фронтах
обычно весьма существенна верхняя граница по
энергии (скорости). Таким образом, распределение
частиц по скоростям на ударном фронте можно
представить как (см. рис.2,б)
( ){ } ( ) ( )3 1
0 limF (v, t) A q t v v v− σ σ −ў= θ − , (4.5)
где limv – предельная скорость в пучке. Если
( )0 limV z ,z v< , то скорость, соответствующая мак-
симуму, определяется выражением (4.3), если
( )0 limV z ,z vі , то lim mv v= , и пучок практически
полностью рассеивается. Заметим, что обрезание
электронного пучка со стороны малых скоростей
наиболее эффективно в случае степенных спектров
и слабо зависит от их крутизны. В случае нестацио-
нарного нагрева [23], напротив, температурный па-
раметр вносит заметный вклад в эффективную ско-
рость источника наряду со скоростью ( )0V z , z .
5. ОЦЕНКИ СКОРОСТЕЙ ДРЕЙФА
ВСПЛЕСКОВ
Для определения скорости ( )0V z , z , кроме поло-
жения источника z (задаваемого частотой и моде-
лью короны), необходимо задать стартовую коорди-
нату 0z (рис.3).
Рис.3. К нахождению стартовых координат пуч-
ков, генерирующих НВ-всплески. Схематическое
изображение динамических спектрограмм всплес-
ков III типа и НВ-всплесков (ср., напр.[5])
Для всплесков III типа выберем III
0z 1= , считая что
пучки рождаются в хромосфере. Предполагая, что
пучок полностью рассеивается, когда самые бы-
стрые электроны со скоростью limv из (4.6) проходят
расстояние порядка λ , определим HB
0z как
HB
0z z 2= − λ , где eivλ = ν – кулоновская длина
пробега электрона, движущегося со скоростью v .
При этом скорость ( )0V z ,z определяется в центре
отдельного элемента НВ-структуры. Подставляя
limv v= в выражение для λ и выражая концентра-
цию через частоту, получим:
( ) ( )
4
HB lim
0 2 2 2
s
vmz f z f
8 e R L f
= − ⋅
π
. (5.1)
Для ширины частотного интервала
( )
4
2 2 2
s
df m df vf v;f z
dz dz4 e R L f
∆ ≈ ∆ = ⋅ ⋅
π
, (5.2)
( )HB
0z 2 z z∆ = − .
Зависимость 4f v∆ ∝ и объясняет «шипы» НВ-
всплесков – каждый отдельный элемент НВ-струк-
туры сильно обрезается справа (см. рис.3) по вре-
менной шкале (со стороны малых скоростей). Отме-
тим, что более сильное влияние кулоновского рассе-
яния обусловлено тем, что предельная скорость в
пучках, генерирующих всплески НВ-типа, гораздо
ниже предельной скорости пучков, генерирующих
всплески III типа ( HB III
lim limv v< < ), ввиду чего послед-
ние (в отличие от НВ-всплесков) могут распростра-
няться без существенной потери основной части
электронов. Пучки же, ускоренные на высотах
0z 1≈ и имеющие предельную скорость электронов
в потоке III HB
lim limv v≈ , не выживают в плотных слоях
короны. Скорость limv зависит от параметров удар-
ной волны [33]. Но для оценок, полагая limv const= ,
определим ее по известному частотному интервалу
хорошо разрешенных НВ-всплесков [6]. Значение
f∆ ≈ 0, 216f на f = 50 Мгц соответствует limv =
0,037с в модели (2.8). В этом случае на частотах
55…135 МГц скорость, соответствующая максиму-
му НВ всплеска в короне (2.8) равна 0,028c . Для
турбулентного ускорения пучка в той же модели
плотности она равна 0,05c , а для модели стримера
0,07c . В пересчете на скорости частотных дрейфов
получим III HB
f fD D 2≈ , что согласуется с экспери-
ментальными данными.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Итак, кулоновское рассеяние может существенно
сказываться на свойствах всплесков III типа и на
тонкой НВ-структуре всплесков II типа. Медленные
пучки, генерируемые ударными волнами, выживают
в верхних слоях короны из-за ослабления влияния
рассеяния. Что касается времени релаксации, то так
как последняя происходит «на лету», оно вполне мо-
жет превышать время вспышки. Для свободного раз-
лета характерная скорость пучков, ускоренных в
нижней короне, существенно зависит от высоты их
ускорения. Пилообразная форма и длительность эле-
ментов частотных дрейфов НВ-всплесков свиде-
тельствуют о наличии ограничения сверху в спектре
ускоренных электронов. Рассчитанные характерные
скорости пучков в простейших моделях инжекции
для всплесков обоих типов не противоречат наблю-
дениям [7,8,9,10,11]. Таким образом, механизм уско-
рения во вспышке определяет (через начальное
условие) вид распределения по скоростям со сторо-
ны бóльших скоростей, а кулоновская релаксация
играет роль, аналогичную эффективному «начально-
му» условию, и определяет вид распределения по
скоростям со стороны меньших скоростей (хотя
учитывается иначе при решении кинетического
уравнения). Что касается HB-всплесков, механизм
ускорения которых, естественно, менее эффективен,
чем для III типа, их характерная скорость более чув-
ствительна и к ускорению, а не только к отсечке
медленных электронов.
Авторы благодарят своих коллег: Р. Е. Герш-бер-
га, Е. Я. Злотник, А. С. Кингсепа, В. В. Кочаров-ско-
го, В. Н. Мельника, А. А. Станиславского за полез-
ную информацию и критические замечания.
ЛИТЕРАТУРА
1. А.И.Ахиезер, Я.Б.Файнберг // ДАН СССР. 1949,
т.69, с.555; УФН. 1951, т.44, с.321; "Электроди-
намика плазмы" // под ред. А.И. Ахиезера, М.,
1974, 720 с.
2. D.Bohm, E.Gross // Phys Rev. 1949. v.75, p.1851,
1864.
3. В.В. Железняков Радиоизлучение Солнца и пла-
нет. M.: Наука, 1964. 560 с.
4. Дж. Уайлд., С. Смерд. // УФН. 1974. т. 113,
с. 503.
5. A.O. Bentz. Plasma astrophysics kinetic processes
in solar and stellar coronae. L., Kluwer AP, 1993.
p.299.
6. В.В. Зайцев, Е.Я. Злотник, Г. Манн и др. // Изв.
Вузов, Радиофизика. 1998. т.41, № 2, с.164.
7. Э.П. Абранин, Л.Л. Базелян, Я.Г. Цыбко. // АЖ.
1990. т.67, № 1, с.141.
8. G.A. Dulk. In: Radioastronomy at Long Wave-
lengths, 2000, p.115-122.
9. R.E. Ergun et. al., Ap J., v.503, p. 435, 1998.
10. R.P. Lin et al // Ap. J. 1981. v.251, № 1. p. 364;
Space Sci Rev. 1995. v.71, p.125; J. Geophys. Res.
Lett. 1996. v.23, p.1211.
11. Я.Г. Цыбко // АЖ. 1990. т.67, № 2. с. 420.
12. Л.Л. Базелян, В.А. Зиничев, В.О. Рапопорт //
Изв. Вузов Радиофизика. 1977. Т. 20, № 9,
с. 1399.
13. С.А. Каплан, В.Н. Цытович. Плазменная астро-
физика. М.: Наука, 1972. 440 с.
14. В.В. Зайцев, Е.Я. Злотник. Динамика плазмен-
ных неустойчивостей в солнечной короне (об-
зор), Нижний Новгород, 1981. 142 с. (рукопись).
15. T.Lu. Edward, J.H. Russel // Ap. J. 1991. v.380.
p.89; B.R. Dennis // Solar Physics. 1985. v.100.
pp. 465.
16. P.A. Sturrok. In: Physics of Solar Flares, W. Hess
Edition, 1964, pp.357-364.
17. В.М. Конторович // Астрон. Циркуляр. 1992.
№ 1554. с. 11.
18. P.A. Sturrok et al // Physics of the Sun. 1986. v. 2.
D. Reidel, 385 p.; S. Suzuki, G.A. Dulk // Solar Ra-
dio Physics. Eds. D. J. Mc. Lean, N. R. Labrum.
CUP, Cambridge, 1985, p.289-332.
19. V.N. Mel’nik, V. Lapshin, E. Kontar // Solar
Physics. 1999. v. 184. p. 353; 2000. v. 196, р.199;
V.N. Mel’nik // Plasma Turbulence and Energetic
Particles in Astrophysics, Krakov, 1999.
20. Ю.П. Голованов и др. // Физика плазмы. 1977.
т. 7, № 3, с. 619.
21. Т.М. Буринская, и др. // Тезисы 2-й Укр. Конф.
по Перспект. Космич. Иссл. 2002. с. 29;
T.M. Burinskaya et al // Advances In Space Re-
search. (In press).
22. Б.Н. Брейзман, Д.Д. Рютов // ЖЭТФ. 1969. т. 57,
вып. 4, № 10, с. 1401.
23. В.И. Вигдорчик // АЖ.. 1979. Т. 56, с. 391.
24. C.C. Harvey // Astron. & Ap. 1976. v.47, p.31-41.
25. К. Ленг. Астрофизические формулы. М.: Мир,
1978. т. 1. 448 с.
26. V.M. Kontorovich, S.F. Pimenov // Solar Phys.
1997. v. 172, p. 93.
27. A. Dollfus, M. Martres // Solar Phys. 1977. v. 53,
p. 449.
28. A. Raoult, L. Vlahos, A. Mangeney // A & Ap.
1990. v. 233, No 1, p. 229.
29. В.В. Железняков. Излучение в астрофизической
плазме. М.: Янус-К., 1997. 528 с.
30. В.И. Смирнов. Курс высшей математики. М.,
1957. т. 2. 628 c.
31. R.P. Lin et al // Ap.Lett. 1973. v.14, № 4, p. 191.
32. Е.Г. Бережко и др. Генерация космических лу-
чей ударными волнами. Новосибирск, 1988. 182
с.
33. В.Н. Федоренко // Астрофизика. 1988. т.28,
№. 1, с.123.
34. P.Van Nes, R. Reinhard, T.R. Sanderson,
K.P. Wenzel // J. Geophys. Res. 1985. v. 90. p. 19.
|
| id | nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-111163 |
| institution | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| issn | 1562-6016 |
| language | Russian |
| last_indexed | 2025-12-07T18:23:17Z |
| publishDate | 2003 |
| publisher | Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України |
| record_format | dspace |
| spelling | Конторович, В.М. Никитин, А.Ю. 2017-01-08T16:45:04Z 2017-01-08T16:45:04Z 2003 О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне / В.М. Конторович, А.Ю. Никитин // Вопросы атомной науки и техники. — 2003. — № 4. — С. 187-192. — Бібліогр.: 34 назв. — рос. 1562-6016 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/111163 533.9 Показано, что данные по скоростям частотного дрейфа всплесков III типа и скоростям компонент ëлочной структуры всплесков II типа (НВ-всплесков) не противоречат представлениям о свободном разлете в солнечной короне источника всплесков - пучка субрелятивистских электронов - при учете кулоновского рассеяния электронов c малыми скоростями. Предложен метод определения скорости разлета по максимуму огибающей эволюционирующей функции распределения пучка на заданной высоте в короне, что позволяет использовать аналитический подход и применять его к различным механизмам ускорения электронов. Результаты кинетической теории приводят к характерной средней скорости дрейфа, существенно зависящей от высоты возникновения пучка, чем в значительной мере может быть обусловлено различие скоростей пучков, порождаемых хромосферными вспышками, и пучков, возникающих на фронтах ударных волн. Авторы благодарят своих коллег: Р. Е. Гершберга, Е. Я. Злотник, А. С. Кингсепа, В. В. Кочаровского, В. Н. Мельника, А. А. Станиславского за полезную информацию и критические замечания. ru Національний науковий центр «Харківський фізико-технічний інститут» НАН України Вопросы атомной науки и техники Космическая плазма О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне Article published earlier |
| spellingShingle | О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне Конторович, В.М. Никитин, А.Ю. Космическая плазма |
| title | О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне |
| title_full | О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне |
| title_fullStr | О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне |
| title_full_unstemmed | О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне |
| title_short | О скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков III и HB типов) в солнечной короне |
| title_sort | о скорости быстрых электронных пучков (источников всплесков iii и hb типов) в солнечной короне |
| topic | Космическая плазма |
| topic_facet | Космическая плазма |
| url | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/111163 |
| work_keys_str_mv | AT kontorovičvm oskorostibystryhélektronnyhpučkovistočnikovvspleskoviiiihbtipovvsolnečnoikorone AT nikitinaû oskorostibystryhélektronnyhpučkovistočnikovvspleskoviiiihbtipovvsolnečnoikorone |