Нестационарные процессы в солнечных вспышечных петлях Мельников Виктор Фёдорович

Содержание к диссертации

Введение

1 Широкополосное микроволновое излучение солнечных вспышек и его диагностический потенциал 29

1.1 Эффекты нестационарной инжекции и кинетики энергичных электронов в магнитной ловушке 30

1.1.1 Соотношение интенсивностей микроволнового и жесткого рентгеновского излучения вспышек 30

1.1.2 Влияние динамики спектра энергичных электронов в радиоисточнике на спектр их гиросинхротронного излучения 47

1.1.3 Задержки максимумов и уплощение частотного спектра мм-изучения солнечных вспышек 60

1.1.4 Сравнительный анализ динамики спектров микроволнового и жесткого рентгеновского излучения вспышек 79

1.2 Влияние анизотропии энергичных электронов на характе ристики их гиросинхротронного излучения 89

1.2.1 Влияние анизотропии электронов на интенсивность, поляризацию и спектр гиросинхротронного излучения 91

1.2.2 Особенности излучения в оптически толстой области спектра 121

1.2.3 Приложение 1 138

1.3 Выводы к главе 1 140

2 Диагностика ускоренных электронов по наблюдениям микроволнового излучения с высоким пространственным разрешением 143

2.1 Распределение интенсивности микроволнового излучения вдоль солнечных вспышечных петель 144

2.1.1 Анализ данных наблюдений 145

2.1.2 Сравнение с предсказаниями модельных расчетов 154

2.1.3 Распределение высокоэнергичных электронов вдоль петли 155

2.2 Динамика распределения интенсивности излучения вдоль

вспышечных петель 161

2.2.1 Эволюция распределения радиояркости во время всплеска 161

2.2.2 Динамика пространственного распределения энергичных электронов 177

2.2.3 Ограничения на модели ускорения, инжекции и кинетики ускоренных электронов во вспышечных петлях 189

2.3 Спектральные свойства микроволнового излучения вспышечных петель 191

2.3.1 Распределение наклона частотного спектра излучения вдоль вспышечных петель 192

2.3.2 Спектральная динамика микроволнового излучения в разных частях петель 194

2.3.3 Обсуждение 195

2.4 Выводы к главе 2 199

3 Квазипериодические пульсации микроволнового излучения вспышечных петель 201

3.1 Наблюдаемые характеристики источника пульсаций 202

3.1.1 Пульсации в интегральном излучении 202

3.1.2 Пространственная структура радио- и рентгеновских источников 207

3.1.3 Спектральные и фазовые особенности пульсаций в разных частях вспышечной петли

2 3.2 Диагностика параметров плазмы во вспышечной петле 212

3.3 Модуляция микроволнового излучения МГД колебаниями вспышечной петли 221

3.4 Моды МГД-колебаний корональных петель 223

3.5 Расчет дисперсионных кривых для модельной петли 226

3.6 Глобальная мода радиальных БМЗ-колебаний корональных петель 231

3.7 Выводы к главе 3 234

4 Диагностика вспышечных петель по их излучению с тонкой временной и спектральной структурой 237

4.1 Радиовсплески с тонкой временной и спектральной структурой и проблема фрагментации вспышечного энерговыделения 237

4.2 Квазилинейная модель генерации узкополосных микроволновых всплесков типа „блипы" 2 4.2.1 Описание модели 245

4.2.2 Формирование пучкового распределения энергичных электронов 247

4.2.3 Параметры области плазменной турбулентности 251

4.2.4 Характеристики электромагнитного излучения 254

4.2.5 Возможности для диагностики 256

4.3 Диагностика вспышечной плазмы по миллисекундным пульсациям радиоизлучения 259

4.3.1 Наблюдения миллисекундных пульсаций 260

4.3.2 Анализ периодичности и временных задержек 265

4.3.3 Механизм радиоизлучения и диагностика плазмы источника 275

4.3.4 Выводы и результаты диагностики 290

4.4 Наблюдения субсекундных всплесков на радиоинтерферо метре НИРФИ 292

4.4.1 Позиционные измерения динамики источников субсекундных всплесков 293

4.4.2 Форма временного профиля сиайкоиодобных всплесков 305

4.4.3 Возможности и перспективы РСДБ-наблюдений солнечных спайкоподобных событий 309

4.5 Выводы к главе 4 314

Заключение 320

Литература

• Влияние динамики спектра энергичных электронов в радиоисточнике на спектр их гиросинхротронного излучения
• Влияние анизотропии электронов на интенсивность, поляризацию и спектр гиросинхротронного излучения
• Ограничения на модели ускорения, инжекции и кинетики ускоренных электронов во вспышечных петлях
• Спектральные и фазовые особенности пульсаций в разных частях вспышечной петли

Введение к работе

Актуальность. В центре внимания диссертационной работы находится круг вопросов, связанных с самым мощным проявлением солнечной активности - солнечными вспышками. Конкретный объект исследования в диссертации - вспышечные петли, являющиеся основным и наиболее загадочным структурным элементом солнечной вспышки. Большинство нестационарных процессов и эффектов в этих горячих и плотных магнитных трубках являются общими для астрофизики, физики плазмы, физики солнечно-земных связей. Широко известно, что вспышки связаны с потоками жестких электромагнитных излучений, потоками солнечных космических лучей и выбросами корональной массы, которые могут вызывать нарушения в работе космических аппаратов, навигационных и коммуникационных систем, электросетей. Поэтому исследование вспышечных петель имеет большое фундаментальное и прикладное значение.

Несмотря на значительные усилия, прилагаемые исследователями, до сих пор нерешенными проблемами вспышечных петель остаются проблема нестационарного взрывного энерговыделения и связанные с ней проблемы ускорения заряженных частиц и генерации различных МГД возмущений.

Одним из самых плодотворных методов изучения этих нестационарных процессов является исследование их радиоотклика. Исследования радиоизлучения вспышек позволяют получать важные ограничения на теоретические модели процессов ускорения частиц, энерговыделения и формирования МГД волн во вспышечных петлях и, тем самым, способствовать решению указанных выше проблем.

Всплески солнечного радиоизлучения различных типов давно используются для диагностики физических условий в солнечных вспышках. В частности, данные о спектральных параметрах широкополосных микроволновых всплесков, генерируемых гиросннхротрон-ным механизмом, широко применяются для оценки числа и наклона энергетического спектра среднерелятивистских электронов, распространяющихся во вспышечной петле, а также для оценки магнитного поля вспышечной петли (см. обзоры [1*,2*]). Однако до последнего времени задача решалась в предположении стационарности, однородности и изотропности распределения электронов в радиоисточнике. При постановке задачи совершенно не учитывались такие важные факторы (естественные для импульсного энерговыделения во время вспышки), как нестационарность инжекции и кинетики уско-

репных электронов во вспышечной петле. Не принималась во внимание возможная анизотропия питч-углового распределения ускоренных и захваченных в магнитной ловушке энергичных электронов. Соответственно, при анализе данных наблюдений, динамика интенсивности и частотного спектра микроволнового излучения вспышек либо не рассматривалась, либо никак не связывалась с динамикой энергетического и питч-углового распределения электронов. Тем самым, с одной стороны, допускалась вероятность существенных ошибок при диагностике параметров ускоренных электронов, а с другой стороны, упускались возможности более корректного определения динамических характеристик процессов ускорения и кинетики электронов во вспышечной петле. С появлением радиоинтерферометров с высоким пространственным разрешением, в дополнение к перечисленным, очень актуальной стала задача определения пространственного распределения радиояркости, имеющая непосредственное отношение к проблеме локализации области ускорения и пространственного распределения электронов во вспышечной петле.

Другим видом вспышечного радиоизлучения с очень высоким диагностическим потенциалом являются радиовсплески с тонкими временной и спектральной структурами, которые обычно ассоциируются с когерентными механизмами излучения (плазменным или циклотронным) [3*-5*]. Особенности этих всплесков, прежде всего узкополосных субсекундных всплесков типа спайки, блипы и миллн-секундные пульсации, стимулировали большой интерес к проблемам временной и пространственной фрагментации вспышечного энерговыделения [6*,7*]. Спектральные и временные характеристики этих типов всплесков указывают на очень малые размеры радиоисточников (гораздо меньше размеров вспышечной петли). Их дальнейшие детальные исследования, как теоретические, так и экспериментальные, включая наблюдения с высоким пространственным разрешением, могут дать важные сведения о параметрах плазмы, магнитного поля и энергичных частиц вблизи областей "элементарного" энерговыделения, а также о пространственной динамике этих мелкомасштабных областей во вспышечной петле.

Наряду с проблемами энерговыделения и ускорения, большой интерес исследователей вызывает магнитная гидродинамика коро-нальных магнитных петель. К настоящему времени разработана детальная теория различных мод МГД осцилляции и волн в плотной трубке магнитного поля [8*,9*]. Доминирование той или иной МГД моды, возбуждаемой в петле, зависит от конкретных условий (характер источника возмущения, плотность плазмы, напряженность

магнитного поля, пространственные параметры петли). Таким образом, наблюдения радиоотклика на МГД колебания вспышечной петли открывают возможности для независимой диагностики этих условий. О квазипериодических пульсациях радиоизлучения вспышек в м-, дм- и см диапазонах волн по наблюдениям на радиотелескопах без пространственного разрешения сообщалось многократно (см. обзор [10*]). Однако для выявления конкретной моды МГД колебаний, приводящих к модуляции радиоизлучения в том или ином событии, нужна информация о размерах пульсирующей арки, о распределении амплитуды и фазы этих пульсаций по петле, а также об оптической толщине в разных частях источника. До последнего времени такая информация отсутствовала. Получить ее можно только при проведении наблюдений с высоким пространственным разрешением.

Настоящая диссертационная работа посвящена детальному исследованию обозначенных выше актуальных проблем на основе анализа данных, полученных на инструментах, имеющих лучшие в настоящее время пространственное, временное и спектральное разрешения, а также на основе теоретического моделирования и радиодиагностики процессов во.вспышечных петлях. Работа выполнялась в рамках планов НИР ФГНУ "НИРФИ", а также в рамках серии проектов, поддержанных грантами РФФИ, ESO и INTAS, что подтверждает актуальность выбранной темы.

Целью диссертационной работы является исследование нестационарных процессов в солнечных вспышечных петлях (энерговыделение, ускорение и кинетика электронов, МГД колебания) методами радиоастрономической диагностики.

Для достижения цели поставлены и решены следующие задачи:

разработка теории нестационарного широкополосного микроволнового излучения вспышечных петель, учитывающей нестационарность инжекции и кинетики нетепловых электронов, а также анизотропию их распределения по питч-углам и неоднородность распределения вдоль петли;

исследование пространственных характеристик широкополосного микроволнового излучения вспышечных петель и получение на этой основе новых экспериментальных ограничений на теоретические модели ускорения и кинетики электронов;

исследование особенностей пространственного распределения характеристик квазипериодических пульсаций микроволнового излучения вспышечных петель и получение ограничений, позволяющих

идентифицировать наблюдаемые спектральные компоненты пульсаций с конкретными модами МГД колебаний петли; - разработка методов диагностики мелкомасштабных структур во вспышечных петлях на основе анализа узкополосных субсекундных всплесков по наблюдениям с высоким спектральным, временным и пространственным разрешением.

Методы исследований. Особенностью методологического подхода в диссертационной работе является акцент на теоретическом и экспериментальном анализе динамики микроволнового излучения и пространственной структуры микроволновых вспышечных петель. Постановка и решение таких задач стали возможны только в последние годы благодаря значительному росту мощности современных компьютеров, позволивших решать сложные нестационарные задачи численными методами, а также обрабатывать большие массивы данных наблюдений современных солнечных инструментов с высоким пространственным, временным и спектральным разрешением. Проведенный теоретический анализ и комплексное исследование данных уникальных наблюдений радиогелиографа Нобеяма (угловое разрешение 5" и 10" на частотах 34 и 17 ГГц, временное разрешение 0.1 с), интерферометра НИРФИ (точность позиционных измерений -до 1" — 2", временное разрешение лучше 1 мс), микроволнового спектрометра-поляриметра Пекинской обсерватории (спектральное разрешение 10 МГц, временное разрешение 8 мс) позволили выйти на качественно новый уровень радиоастрономической диагностики нестационарных процессов во вспышечных петлях и получить принципиально новые результаты.

Научную новизну диссертационной работы характеризуют следующие результаты:

1. Развита теория основной компоненты радиоизлучения вспышечных петель - континуальных микроволновых всплесков, генерируемых гиросинхротронным механизмом излучения. Впервые показано большое влияние нестационарности инжекции и кинетики среднерелятивистских электронов, а также анизотропии их питч-углового распределения в магнитной ловушке на интенсивность, динамику и частотный спектр этих всплесков.

2. Обнаружена новая закономерность спектральной эволюции широкополосных микроволновых всплесков излучения, заключающаяся в постепенном уплощении частотного спектра в оптически тонкой области во время фаз роста и спада всплеска. Показано, что

это свидетельствует о постепенном уплощении спектра среднереля-тивистских электронов во вспышечной петле.

3. Обнаружены новые факты и закономерности радиоизлучения вспышечных петель, полученные на основе наблюдений с высоким пространственным разрешением на радиогелиографе Нобеяма. В частности, а) установлено, что пик яркости в вершине вспышечной петли может наблюдаться на частотах, где источник является оптически тонким; б) обнаружены различия в наклоне и эволюции микроволнового спектра для разных участков вспышечной петли: более крутой спектр вблизи оснований по сравнению с вершиной (увеличение спектрального индекса на 0.5-1.0) и более быстрое (в 2-3 раза) уменьшение наклона спектра на фазе спада всплеска. Проведенное теоретическое моделирование позволило сделать вывод, что обнаруженные свойства распределений яркости и спектра связаны со значительным накоплением среднерелятивистских электронов в верхней части вспышечной петли, а также с питч-угловой анизотропией электронов поперек магнитного поля петли. Показано, что эти свойства накладывают новые важные ограничения на модели ускорения и кинетики электронов в солнечных вспышках.

4. Впервые определены соотношения амплитуд и фаз колебаний яркости микроволнового излучения в различных частях вспышечной петли. Теоретическое моделирование с учетом данных радиодиагностики позволило идентифицировать конкретные моды МГД колебаний модельной петли, ответственные за модуляцию наблюдаемого излучения, '

5. Предложена и разработана квазилинейная модель генерации узкополосных дм всплесков типа "блипы". В рамках этой модели разработан метод диагностики параметров плазмы вблизи области энерговыделения.

6. Обнаружено существование значительной задержки (около 20 мс) между право- и левополяризованными компонентами узкополосных (Д/// < 0.03) микроволновых всплесков с периодическими миллисекундными (Т « 40 мс) пульсациями. Выявлена сильная частотная зависимость этой задержки. Установлено, что ее характер согласуется с ожидаемыми свойствами групповой задержки радиоизлучения, генерированного нелинейным плазменным механизмом на второй гармонике верхней гибридной частоты.

7. По наблюдениям на двухэлементном (2 РТ-7, / = 540 МГц) интерферометре НИРФИ с базой ~ 400 м с миллисекундным (до 0.256 мс) временным разрешением впервые измерено видимое перемещение центра яркости источника (со скоростью ~ 30 тыс. км/с) в ходе

отдельных субсекундных дм всплесков.

Научное и практическое значение. Развитая в работе теория нестационарного микроволнового излучения вспышечных петель и экспериментально установленные закономерности пространственного распределения параметров излучения являются новым крупным научным достижением в исследованиях солнечных вспышек. Проведенные исследования расширяют представления о физике нестационарных процессов, происходящих в солнечных вспышечных петлях, а также о методах их радиодиагностики.

В частности, учет нестационарности кинетики ускоренных электронов во вспышечных петлях показал, что для объяснения особенностей связи микроволнового и жесткого рентгеновского излучений нет необходимости привлекать гипотезу о двухступенчатом механизме ускорения электронов до релятивистских энергий. Анализ распределений радиояркости вдоль одиночных вспышечных петель позволил установить неоднородность пространственного распределения среднерелятивистских электронов и анизотропию их распределения по питч-углам, определить локализацию области ускорения. Получены важные наблюдательные ограничения на теоретические модели квазипериодических вспышечных пульсаций, связанных с различными модами МГД колебаний вспышечной петли. Радиоинтерферомет-рические наблюдения с миллисекундным временным разрешением микроволновых всплесков с тонкой временной структурой впервые позволили получить данные о пространственной динамике источников этих всплесков. Совокупность этих результатов имеет фундаментальное теоретическое значение для физики солнечных вспышек.

Развитые теоретические модели широкополосных микроволновых всплесков и всплесков с тонкой временной и спектральной структурой открывают новые возможности дистанционной диагностики параметров плазмы и ускоренных частиц в солнечных вспышечных петлях. Учет этих параметров может быть полезен также и при прогнозировании геоэффективных последствий солнечных вспышек.

Развитые в диссертации методологические подходы, постановка конкретных задач, направленных на решение фундаментальных проблем вспышечного энерговыделения, позволили эффективно использовать уникальный наблюдательный материал, полученный на ведущих современных солнечных инструментах, таких как радиогелиограф Нобеяма, радиоинтерферометр НИРФИ, китайский радиоспектрометр-поляриметр. Они могут быть также использованы как основа для разработки научной проблематики и конкретных

исследовательских задач для планируемых будущих солнечных радиотелескопов - многоволнового Радиогелиографа Бадары (Россия), спектрометра-радиоинтерферометра FASR (США), Радиоспектрогелиографа CSRH (Китай).

Результаты, полученные в диссертации, широко используются и цитируются российскими и зарубежными авторами в научных статьях, обзорах и монографиях, посвященных изучению солнечных вспышек.

На защиту выносятся:

1. Результаты теоретического исследования влияния нестационарности инжекции и кинетики нетепловых электронов в магнитной ловушке на параметры частотного спектра гиросинхротронного излучения и на соотношения между энергетическими, временными и спектральными характеристиками микроволнового и жесткого рентгеновского излучений.

2. Результаты теоретического исследования влияния анизотропии питч-углового распределения нетепловых среднерелятивистских электронов на интенсивность, частотный спектр и поляризацию гиросинхротронного излучения.

3. Результаты сравнительного анализа динамики интенсивностей и спектральных индексов наблюдаемых микроволнового и жесткого рентгеновского излучений, приведшие к доказательству важной роли эффектов захвата и накопления среднерелятивистских электронов во вспышечных петлях.

4. Закономерности распределения интенсивности и наклона частотного спектра микроволнового излучения вдоль вспышечных петель, обнаруженные при анализе данных наблюдений с высоким пространственным разрешением на радиогелиографе Нобеяма. Вывод о значительном повышении концентрации среднерелятивистских электронов в верхней части вспышечной петли и о питч-угловой анизотропии среднерелятивистских электронов поперек магнитного поля петли.

5. Наблюдаемые соотношения амплитуд и фаз отдельных спектральных компонент колебаний яркости микроволнового излучения в различных частях вспышечной петли. Результаты идентификации спектральных компонент наблюдаемых пульсаций с конкретными модами МГД колебаний модельной петли.

6. Квазилинейная модель плазменного механизма генерации узкополосных дециметровых всплесков типа "блипы". Метод диагностики параметров плазмы вблизи области энерговыделения по на-

блюдаемым характеристикам "блипов".

7. Обнаружение временной задержки между право- и левополя-ризованными компонентами в микроволновых всплесках с периодическими миллисекундными пульсациями. Доказательство ее сильной частотной зависимости. Метод и результаты диагностики свойств вспышечной плазмы по характеристикам миллисекундных пульсаций.

8. Результаты наблюдений на интерферометре НИРФИ с мил-лисекундным временным разрешением, включающие: а) обнаружение видимого перемещения центра яркости источника (со скоростью ~ 30 тыс. км/с) в ходе отдельных субсекундных дм-всплесков, б) обнаружение линейного характера спада логарифмической производной от потока на значительной части временного профиля спайко-подобных всплесков, свидетельствующее о существенной роли квазилинейной релаксации при их генерации.

Апробация работы. Основное содержание диссертации опубликовано в работах [1-43] и докладывалось на следующих конференциях и симпозиумах: 20-ой Всесоюзной конференции по радиофизическим исследованиям солнечной системы (Симферополь, 1988); Международной летней школе по физике космической плазмы (Н.Новгород, 1993); 8-ом Международном симпозиуме по солнечно-земной физике (Сендаи, Япония, 1994); Всероссийских радиоастрономических конференциях (Пущино, 1993; Санкт-Петербург, 1995); Конференции памяти Шкловского, Пикельнера, Каштана (Москва, 1996); Симпозиуме по солнечно-земной физике России и стран СНГ (Москва, 1998); Научной конференции "Достижения и проблемы солнечной радиоастрономии" (Санкт-Петербург, 1998); Междунардной конференции "Структура и динамика солнечной короны" (Троицк, 1999); Научных конференциях по радиофизике (Нижний Новгород, 2001, 2004, 2005); Всероссийских астрономических конференциях (Санкт-Петербург, 2001; Москва, 2004); Конференциях Европейского сообщества солнечных радиоастрономов (Потсдам, Германия, 1994; Хельсинки, Финляндия, 1997; Мюнхен, Германия, 2001; Скай, Шотландия, 2004); Российской конференции "Активные процессы на Солнце и звездах" (Санкт-Петербург, 2002); Европейских конференциях по солнечной физике (Новый Орлеан, Франция, 1996; Флоренция, Италия, 1999; Прага, Чехия, 2002; Лёвен, Бельгия, 2005); Международном симпозиуме по физическим процессам, связанным с Солнцем (Вэйхай, Китай, 2002); Конференции стран СНГ и Прибалтики "Актуальные проблемы физики солнечной и звездной актив-

ности" (Н. Новгород, 2003); Симпозиуме Международного астрономического союза IAU-223 (Санкт-Петербург, 2004); Международной конференции по солнечно-земной физике (Иркутск, 2004); Международном Нобеямском симпозиуме (Нобеяма, Япония, 1998, 2001); 7-й Греческой астрономической конференции (Кефалпння, Греция. 2005); Международном симпозиуме "Астрономня-2005: состояние и перспективы развития" (Москва, 2005).

Результаты диссертации докладывались и обсуждались на научных семинарах НИРФИ, ГАО РАН, ИСЗФ СО РАН, ФТИ РАН, а также на семинарах университетов Берна (Швейцария), Уорпп-ка и Глазго (Великобритания), Сан-Пауло (Бразилия), Ныо Джерси (США), Радиоастрономической обсерватории Нобеяма (Япония), Национальной астрономической обсерватории в Токио (Япония), Института аэрокосмнческих исследований в Сагамнхаре (Япония), Национальных астрономических обсерваторий Китая (Пекин, Нанкин).

Публикации. По теме диссертации автором подготовлено 74 статьи. 34 статьи опубликованы в рецензируемых журналах, в том числе: 16 - в отечественных журналах, рекомендованных ВАК для публикации основных результатов (Успехи Физических Наук, Астрономический журнал, Письма в Астрономический журнал, Известия РАН. Серия физическая, Известия ВУЗов. Радиофизика); 18 - в международных журналах (Astronomy and Astrophysics, Astrophysical Journal, Solar Physics, Physical Review Letters, Advances in Space Research и др.). 40 статей опубликованы в сборниках трудов российских и международных научных конференций; 66 из 74 статей опубликованы после защиты кандидатской диссертации (1990 г. и позже).

Личный вклад. Все результаты диссертационной работы получены автором лично, либо в итоге совместной работы с его научными коллегами. В большинстве совместных работ вклад автора был определяющим и состоял в постановке задачи, анализе данных, проведении модельных расчетов, интерпретации полученных результатов и подготовке публикаций. В полной мере это относится к результатам, опубликованным в работах [1, 7,8, 13-15, 17, 18, 22-24, 34, 36-40, 42-44]. В работах [3, 6, 9, 20, 21, 29, 30, 35, 41] автор принимал активное участие в постановке задачи, проведении теоретических расчетов и обобщений, формулировке результатов и подготовке публикаций. Вклад соавторов в эти работы равноценен. В работах

[2, 4-5, 10, 11, 16, 19, 25-28, 31-33] вклад автора состоял в исследовании микроволнового излучения вспышек и интерпретации полученных результатов. Часть результатов получена в кооперации с сотрудниками Радиообсерватории Нобеяма (Япония), Пекинской обсерватории (Китай) и университетов Берна (Швейцария), Уорвика (Англия), Сан-Пауло (Бразилия). Автор выражает искреннюю признательность всем своим соавторам за творческое сотрудничество.

Структура и объём работы. Диссертация состоит из Введения, четырех глав и Заключения. Общий объем работы составляет 345 страниц, включая 101 рисунок, 7 таблиц и список цитируемой литературы из 389 библиографических наименований.

Влияние динамики спектра энергичных электронов в радиоисточнике на спектр их гиросинхротронного излучения

Диссертация состоит из Введения, четырех глав и Заключения. Общий объем работы составляет 345 страниц, включая 101 рисунок, 7 таблиц и список цитируемой литературы из 389 библиографических наименований.

Во Введении показаны актуальность и цель данной работы, сформулированы задачи исследований, кратко изложено содержание работы, приведены основные результаты, представленные к защите, показан личный вклад автора, отмечены новизна, научная и практическая значимость положений диссертации.

Глава 1 посвящена исследованию динамики наблюдаемых характеристик континуальных микроволновых всплесков и разработке теории этих всплесков, учитывающей эффекты динамики энергичных электронов в магнитной ловушке и влияние анизотропии питч-углового распределения электронов на характеристики их гиросинхротронного излучения.

Континуальные микроволновые всплески, генерируемые гиросинхро-тронным механизмом среднерелятивистскими электронами, ускоренными во время солнечных вспышек, являются основной компонентой радиоизлучения вспышечных петель. Изучению этих радиовсплесков посвящено большое количество работ - как экспериментальных так и теорети ческих (см. обзоры [1, 2]). Интерес к ним вызван прежде всего тем, что это излучение несет важную информацию о процессах ускорения частиц до релятивистских энергий. Как известно, проблема ускорения является фундаментальной проблемой не только физики солнечных вспышек, но и всей космической физики. Широко известно также прикладное значение наблюдений континуальных микроволновых всплесков. Различные параметры этого излучения используются для диагностики и краткосрочного прогноза характеристик потоков энергичных электронов и протонов солнечных космических лучей (СКЛ) [11, 12, 15,19]. Умение определить характеристики ускоренных частиц, физические условия в области вспышки и условия выхода частиц в межпланетное пространство [13, 16, 20] является ключевым для прогноза параметров СКЛ и, следовательно, для прогноза различных геоэффективных последствий вспышек.

Для диагностики физических условий в области вспышки принципиальное значение имеет соотношение между частотным спектром гиросин-хротронного излучения и энергетическим спектром излучающих электронов. Обычно полагают, что спектр электронов в ловушке N(E) ос Es полностью соответствует спектру мощности инжекции, восстанавливаемому но спектру жесткого рентгеновского (HXR-) излучения [57, 58]. Деформацию энергетического спектра электронов, обусловленную их взаимодействием с плазмой вспышечных петель, при этом не учитывают. Не учитывают также возникающую в магнитных ловушках питч-угловую анизотропию ускоренных электронов. В разделах 1.1 и 1.2 и в статьях автора [24, 27, 30, 49, 50, 34, 41, 42] показано, что перечисленные эффекты, наряду с эффектами захвата и накопления среднерелятивистских электронов, очень существенны и их неучет может привести к значительным ошибкам при диагностике.

Основное внимание в разделе 1.1 уделено разработке динамической модели континуальных микроволновых всплесков, генерируемых гиро-синхротронным механизмом излучения. Модель учитывает: нестационарность и конечную длительность инжекции ускоренных электронов в магнитную ловушку; кулоновские столкновения, приводящие к потерям энергии и высыпанию электронов в конус потерь; эффекты захвата и накопления среднерелятивистских электронов в ловушке. В результате проведенного исследования показано большое влияние нестационарности инжекции, захвата и накопления среднерелятивистских электронов в ловушке на параметры частотного спектра гиросинхротронного излучения и на соотношения между энергетическими, временными и спектральны ми характеристиками микроволновых и жестких рентгеновских (HXR-) всплесков. Сделаны предсказания, подтвердившиеся в дальнейшем при анализе наблюдаемой динамики частотного и энергетического спектров указанных излучений.

В рамках этой модели: а) объяснена значительная (на 2-3 порядка) разница отношений максимальных интенсивностей микроволновых и HXR-всилесков в коротких импульсных и длительных плавных ("gradual") всплесках; б) объяснено явление задержек максимумов микроволновых всплесков относительно максимумов HXR-всилесков; в) предсказано и подтверждено анализом данных наблюдений, что отношение интенсивностей микроволновых и HXR-всплесков, а также задержки их максимумов увеличиваются монотонно с ростом длительности всплесков, а характер этих зависимостей остаётся неизменным при переходе от импульсных к длительным всплескам. Таким образом установлено, что указанная разница отношений интенсивностей и задержек обусловлена прежде всего различием в длительности процесса ускорения (инжекции) и времени жизни энергичных электронов в источнике микроволнового излучения. Учет нестационарности кинетики ускоренных электронов во вспышеч-ных петлях показал, что для объяснения особенностей связи микроволнового и жесткого рентгеновского излучений нет необходимости привлекать гипотезу о двухступенчатом механизме ускорения электронов до релятивистских энергий.

Разработаная модель предсказала также динамическое уплощение частотного спектра и задержки максимумов микроволновых всплесков на более высоких частотах в оптически тонкой области спектра. Последующий анализ данных наблюдений о см-мм-радиоизлучении ряда мощных вспышек позволил обнаружить эти задержки и уплощение частотного спектра во время всплеска излучения. Показано, что обнаруженные эср-фекты свидетельствуют о постепенном уплощении спектра среднереля-тивистских электронов во вспышечной петле. В дальнейшем эти результаты были подтверждены в работах других авторов [59, 60, 61].

Новые данные о поведении спектра электронов в разных диапазонах энергий получены при сравнительном анализе спектров микроволнового и HXR-излучений вспышек по данным спектрометров обсерватории Owens Valley и космического аппарата BATSE. Нами установлено, что после максимума интенсивности большинства импульсных всплесков спектральные индексы широкополосного микроволнового и соответствующего HXR-излучения изменяются в противофазе: микроволновый спектр уплощается, а рентгеновский, наоборот, становится более крутым. Обнаруженный факт свидетельствует о противофазном изменении наклона энергетического спектра излучающих электронов в областях низких (Е 100 кэВ) и высоких (Е 200 кэВ) энергий после максимума мощности источника частиц. Показано, что в целом он хорошо согласуется с развитой в диссертации динамической моделью континуальных микроволновых всплесков.

Большинство опубликованных статей, касающихся оптически тонкого режима синхротронного излучения, посвящено исследованию изотропного распределения быстрых электронов. Есть лишь несколько исключений, в которых рассматривались слабо-анизотропные питч-угловые распределения [62, 63, 64]. Авторы этих статей не обнаружили каких-либо значимых эффектов, связанных с влиянием питч-угловой анизотропии на спектр и поляризацию излучения.

Вместе с тем, очевидно, что это влияние должно быть значительным в условиях солнечных всиышечных петель, где основной поток излучения генерируется гиросинхротронным механизмом электронами средне-релятивистских энергий. В этом диапазоне направленность излучения отдельного электрона сильно изменяется при переходе от субрелятивистских к ультрарелятивистским энергиям: г? тс /Е, где ти Е - масса и энергия электрона, с - скорость света. То есть, угол раскрыва конуса излучения уменьшается от величин порядка 1 до д « 1. Так как вклад в гиросинхротронное излучение на разных частотах зависит от энергии электронов, то следует ожидать значительного влияния как продольной так и поперечной анизотропии на частотный спектр гиросинхротронного излучения.

Влияние анизотропии электронов на интенсивность, поляризацию и спектр гиросинхротронного излучения

Исследования микроволнового и жесткого рентгеновского (HXR-) излучений могут дать ценную информацию о процессах ускорения и удержания частиц во вспышечных петлях. В последние годы определенных успехов в понимании некоторых особенностей связи этих излучений удалось достичь в рамках подхода, который учитывает динамику ускоренных электронов во вспышечной петле. В частности, удалось: а) уменьшить известные противоречия между количествами и спектрами электронов, рассчитанных по радио и рентгеновскому излучениям [144, 132, 145]; б) объяснить значительный (на 2-3 порядка) рост отношения макси мальных интенсивностей микроволновых и HXR-всплесков при переходе от импульсных к длительным постепенным ("gradual") вспышкам [24]; в) объяснить уплощение HXR-спектра на фазе спада всплесков типа "gradual-и большие временные задержки между максимумами микро волновых и HXR-всплесков [24, 147]. Учет динамики энергичных элек тронов в радиоисточнике помог также понять причину задержек мак симумов микроволновых всплесков на разнесенных частотах в области относительно низких частот / /maz и предсказать задержки на вы соких частотах / /таж (см. раздел 1.1.2 и [132]). Очевидно, что этот подход требует дальнейшего развития путем сравнения следствий теоре тической модели с новыми данными наблюдений в других, мало иссле дованных областях спектра.

В последнее время стали возможны наблюдения солнечных вспышек в миллиметровой области спектра. Некоторые станции обеспечивают в этом диапазоне высокое временное и пространственное разрешение (Bern, ВША, Itapetinga, Metsohovi и Nobeyama). Данные в мм-диапазоне дают уникальные возможности проверить следствия динамической модели о временной эволюции излучения в оптически тонкой области частотного спектра для большого числа континуальных микроволновых всплесков, включая импульсные и плавные ("gradual"). Ранее это было возможно сделать только для нескольких всплесков типа "gradual", для которых частота спектрального максимума была достаточно низкой fmax 5 ГГц [132,145]. Полученные результаты проверки дадут возможность совершенствовать методы диагностики вспышек [147,148,153,149] и, в частности, получать информацию об очень высокоэнергичных электронах - от сотен КэВ до нескольких МэВ, что ранее сделать методами радиоастрономии было невозможно. Развитая в разделе 1.1.2 динамическая модель микроволновых всплесков предсказывает, что, в случае нестационарной, но достаточно длительной инжекции электронов в магнитную ловушку, будет наблюдаться ряд особенностей, которые относительно легко могут быть сопоставлены с результатами наблюдений всплесков в см-мм-диапазоне длин волн. В частности, следует ожидать 1) уплощение спектра на высоких частотах (/ fmax) в течение фазы роста и, особенно, на фазе спада интенсивности всплеска; 2) задержку максимумов микроволнового излучения на более высоких частотах в области (/ fmax) Целью данного раздела диссертации является исследование наблюдательных особенностей эволюции частотного спектра микроволнового излучения вспышек от оптически тонкого радиоисточника (область частот / fmax).

Наблюдения и анализ данных. Для анализа были отобраны 23 события (см. Табл. 1.3), наблюдавшиеся в 1991-1992 гг. одновременно на станциях „Bumishus" (Институт прикладной физики Бернского университета) и „Зименки" (НИРФИ, Нижний Новгород). Для большинства из этих событий всплески регистрировались в диапазоне от 950 МГц до 50 ГГц. Наиболее важными критериями отбора были наличие спектрального максимума в см-диапазоне и относительно высокая интенсивность всплеска в мм-диапазоне (заметное превышение сигнала над шумом). Типичные величины потоков для этих событий были S = 100 - 10000 сеп. В настоящем исследовании, имеющем целью анализ излучения в оптически тонкой области спектра, использованы только данные станции "Bumishus"(частоты 3.1, 5.2, 8.4,11.8, 19.6, 35 и 50 ГГц).

Чтобы получить абсолютные значения плотности потока радиовсплесков, цифровые данные (шаг оцифровки 0.1 с) были прокалиброваны с учетом абсолютных потоков спокойного Солнца, публикуемых в бюллетене Solar Indicies Bulletin (NGDC, Boulder, Colorado), в диапазоне между 245 и 15400 МГц. На более высоких частотах абсолютные потоки спокойного Солнца, как правило, не публикуются. Поэтому были использованы расчитанные в [150] значения 700, 2400 и 4500 сен на 19.6, 35.0 и 50.0 ГГц, соответственно. Эти значения, совместно с предвсплесковыми значениями потоков, а также потоков, измеренных при наведении антенны на "область-неба-без-Солнца", позволили откалибровать потоки всплесков с точностью около 10%. Для некоторых наиболее интенсивных всплесков были также приняты во внимание эффекты переключения коэффициента усиления. На частотах выше 11.8 ГГц были учтены а) плавные (по сравнению с всплеском) изменения потока, связанные с атмосферным поглощением, и заметные на восходе Солнца, а также б) относительно быстрые ( 10 с) вариации потока, связанные с быстрыми колебаниями поглощения в водяном паре. По нашей оценке полная систематическая ошибка в течение всплеска на всех частотах не превышает 30%. Для целей исследования временной эволюции спектра всплесков эта систематическая ошибка незначительна. Для увеличения отношения сигнал/шум на высоких частотах все временные профили были предварительно сглажены с постоянной времени 1 с.

Анализ показал наличие сильных характерных вариаций частотного спектра всплесков для всех исследованных событий. Для иллюстрации на рис. 1.17-1.20 показаны типичные примеры: длительного плавного всплеска (рис. 1.17), с характерным временем 30 мин [145]; всплеска с длительностью около 1 мин (рис. 1.18); короткого всплеска с двумя пиками, длящимися менее 10 с (рис. 1.19), и, наконец, всплеска с несколькими пиками, наложенными на плавную подложку (рис. 1.20).

В верхней части каждого рисунка изображен временной профиль интенсивности вблизи спектрального максимума и частотные спектры в моменты времени, отмеченные на временном профиле вертикальными линиями. Из-за отсутствия хорошего спектрального разрешения и заметных систематических ошибок показанные частотные спектры являются приблизительными. Однако, важные особенности, имеющие отношение к исследуемой временной эволюции микроволнового спектра, ясно видны в динамике параметра, характеризующего спектральный индекс а: где // и fh - соседние частоты, на которых регистрировались потоки Si(t) и Sh(t). Из-за ограниченного спектрального разрешения величина а представляет собой аппроксимацию реального спектрального индекса. На нижних четырех панелях показаны временные изменения потоков и приближенных значений спектральных индексов а\ и аг, рассчитанных по формуле 1.22 в двух спектральных диапазонах: / fmax и / fmax- Как отмечено в предыдущем разделе, в этих диапазонах частот эффекты изменения энергетического спектра излучающих электронов и эффекты изменения оптической толщины радиоисточника проявляются особенно заметно. Вертикальными пунктирными линиями показаны

Ограничения на модели ускорения, инжекции и кинетики ускоренных электронов во вспышечных петлях

Основные характеристики модели источника гиросинхротронного излучения приняты точно такими же как в предыдущем разделе 1.2.1. В частности, для упрощения мы предполагаем источник однородным, а распределения частиц и магнитного поля - независимыми от времени, поскольку наша главная цель - изучить влияние питч-угловой анизотропии на спектры интенсивности и поляризации.

Для расчета (и , $) и ха(ш, &) мы использовали процедуру численного интегрирования методом Гаусса. Производные от функции распределения были взяты аналитически, функции Весселя рассчитывались по точным формулам, а их производные вычислялись с помощью реку рентных соотношений. Интегралы брались с точностью Ю-3. Результаты для изотропного питч-углового распределения сверялись с полученными по точным формулам Рамати [135, 214]. Численные результаты Рассмотрим степенное распределение электронов по импульсам: и _ 3)р7 3 АО ) = f , Pmin Р Ртах (1.52) с Рты = 0.2гас (Еып 10 кэВ) и ртах = 20гас (Е « 10 МэВ). Диапазон импульсов выбран варьированием РтаХ, чтобы наиболее полно представлять излучение в оптически толстом режиме. Большая часть вычислений была выполнена для питч-углового распределения с конусом потерь, которое моделировалось как синус от функции питч-угла в степени N (здесь и далее „sin-N" функция) [179]:

Интенсивность излучения (и поляризация) зависит от нескольких входных параметров: плазменного параметра Y — oJpe/иве, угла конуса потерь 9С) крутизны конуса потерь N, спектрального индекса 7, угла зрения # и частоты и) излучения.

В своих расчетах мы варьировали все эти параметры. Основной набор графиков представляет собой зависимости интенсивностей X и О мод излучения и степени поляризации от частоты для N — 6 и различных значений У, 7 и 0С. На графиках показана интенсивность, деленная на безразмерный коэффициент (ш/шве)3, чтобы сделать все детали спектра более заметными, поскольку среднее значение интенсивности варьируется приблизительно как и г в оптически толстой области [57]. Даже при кратком взгляде на рисунки можно обнаружить значительное влияние питч-угловой анизотропии на излучение. Рассмотрим результаты более детально.

Спектральные пики. Известно, что низкочастотное гиросинхротронное излучение (например, [203, 219]) имеет пики в спектре благодаря вкладу нескольких низких гармоник гирочастоты. На рисунках 1.40-1.41 видно, что эти пики становятся более выраженными и многочисленными для анизотропного питч-углового распределения.

Рис.1.40 соответствует случаю относительно разреженной плазмы (Y = 0.4) и жесткого электронного спектра (7 = 5). Анизотропное распределение дает больше пиков в спектре (и эти пики более выражены), чем изотропное для квазипродольного по отношению к магнитному полю излучения (ту = 0.8) для обеих X и О волн (рис.1.40, левая колонка). Соответственно, степень поляризации (Рис.1.40, слева внизу) показывает более сильные вариации с изменением частоты, чем в изотропном случае.

Интересно, что частоты спектральных максимумов не равны целому кратному гирочастоты, а варьируются в зависимости от угла конуса потерь 6С. Например, на рис.1 спектр интенсивности излучения при 6С = 7г/б имеет локальный максимум на частоте ш/шве » 4.4, но при 9С — 7г/3 он имеет локальный минимум на той же частоте. Это предельный случай более общей тенденции немонотонного изменения интенсивности в зависимости от угла конуса потерь вс.

В квазипоперечном направлении анизотропия типа конуса потерь слабее влияет на излучение (г) — 0.2, рис.1.40, правая колонка): число пиков и их ширина близка к изотропному случаю. Тем не менее, степень поляризации может сильно отличатся (рис.1.40, справа внизу).

Описанная спектральная структура становится менее выраженной для больших отношений плазменной частоты к гирочастоте (рис.1.41, Y — 1.7) благодаря эффекту плотности (для синхротронного излучения, генерируемого ультрарелятивистскими электронами, влияние плотности обычно связано с эффектом Разина, который приводит к экспоненциальному спаду интенсивности излучения на низких частотах [89]).

В самом деле, гармоническая структура не видна в изотропном случае на рис.2, левая колонка (г] = 0.9). Тем не менее, анизотропное распределение может создавать спектральные пики вплоть до и)/шве Ю. Число видимых пиков в спектре меняется с 6С немонотонно. Например, интенсивность О-моды (рис. 1.41, средний ряд, слева) имеет три пика для 0С = 7г/3 и только один для 6С = 7г/2 и вс = 7г/б. Степень поляризации также показывает вариации спектра.

Для квазипоперечного излучения (rj = 0.5, рис.2, правая колонка) гармоническая структура присутствует как в изотропном, так и анизотропном случаях. Анизотропия в этом случае слабо влияет на интенсивность излучения обеих волн (X и О мод), при этом она имеет значимое влияние на степень поляризации.

Хорошо известно (для обзора см. [32]), что анизотропные электронные распределения могут генерировать ЭЦМ излучение в относительно разреженной плазме, если соответствующий коэффициент поглощения -отрицательный (усиление волн вместо поглощения). Однако, существуют случаи, в которых иитч-угловая анизотропия сильно понижает коэффициент поглощения, оставляя его положительным. Пример такого случая показан на рис.1.43, средний ряд слева. Интенсивность О-волн имеет выраженный сильный узкий пик на ш/шве 2.2 — 2.3. Амплитуда этого пика превышает средний уровень интенсивности на два порядка величины (соответствующая степень поляризации близка к 100%, рис.1.43, слева внизу), частотная полоса пика - около нескольких %. Эти свойства (высокая интенсивность, сильная поляризация и узкополосность) очень напоминают свойства ЭЦМ излучения. Однако, ЭЦМ пики имеют меньшее время жизни благодаря квазилинейному насыщению излучения [205]. Мы хотим подчеркнуть, что узкие пики на рис.1.43 обусловлены полностью уменьшением самопоглощения иод влиянием эффекта анизотропии [я остается положительным), таким образом, усиления волн Frequency, ю/ю 2 4 6 Frequency, ca/coBe Рис. 1.40: Интенсивность гиросинхротронного излучения и степень поляризации в зависимости от частоты для различных 9С в питч-угловом распределении типа sin-N. Основные параметры приведены на рисунке. Отличия в интенсивности и поляризации для различных углов конуса потерь вс наиболее выражены в квазипродольном по отношению к магнитному полю излучению волн (г] — 0.8).

Увеличение спектральных пиков обусловлено отрицательным вкладом угловой производной в коэффициент поглощения (1.56). Соответственно, чем сильнее градиент питч-углового распределения вблизи конуса потерь, тем выше пик в спектре излучения. Рис. 1.44 иллюстрирует это свойство. Линии различных типов на рисунке соответствуют различным N: чем больше значение N, тем круче спад функции углового распределения вблизи конуса потерь. Очевидно, что главные пики (около и/шве = 2.8 в левой колонке, и и/шве — 2.5 в правой колонке) становятся выше для больших N. Более слабые пики на высоких частотах также возрастают с увеличение N.

Зависимость от угла конуса потерь. Перейдем теперь к зависимостям от параметров распределения ускоренных электронов. На рис. 1.45 приведены зависимости интенсивности и поляризации излучения от угла конуса потерь вс для N=6 на нескольких отдельных частотах. Эти частоты выбраны так, что они соответствуют индивидуальным спектральным максимумам и минимумам на рис. 1.40-1.40. Видна одна и таже тенденция: интенсивности О а X волн растут, затем достигают максимума и наконец спадают до первоначального значения с ростом дс (изотропный случай соответствует вс = 0). Максимальное значение (на каждой частоте) может превышать соотвествующее минимальное в 3 раза. Максимум интенсивности достигается при значениях угла конуса потерь, лежащих между 30 и 60 для различных частот.

Степень поляризации меняется в широком интервале (15 — 60%) в зависимости от величины угла конуса потерь. Вариации (как интенсивности, так и степени поляризации) становятся более выраженными для более крутой sin-N функции (больших N).

Зависимость от спектрального индекса. На рис.1.46 показаны зависимости интенсивности и поляризации от показателя степени 7 в распределении электронов по импульсам. Поскольку понимание того, как спектр зависит от 7 может быть получено из рис. 1.40-1.42, построенных для 7 = 5, 7, 9, то здесь мы рассматриваем излучение на отдельной частоте. Графики на рис. 1.46 показаны для различных значений крутизны N функции конуса потерь. В целом, интенсивность излучения падает с ростом крутизны электронного спектра. Для оптически толстого режима это можно интерпретировать как результат соответствующего

Спектральные и фазовые особенности пульсаций в разных частях вспышечной петли

Заметим, что плотность потока излучения из оснований на обеих частотах достигает максимальных значений почти одновременно с пиком соответствующего жесткого рентгеновского всплеска (ср. рис.2.22 и рис.2.23, на которых вертикальная линия показывает момент максимума пика HXR-излучения).

Аналогичные задержки видны и на временных профилях всплеска 24 августа 2002г. (рис.2.16). Однако, мы не обнаружили подобных задержек в событиях 23 октября 2001г. и 12 января 2000г. (рис.2.14, 2.15). Нужно отметить, что временные профили для этих двух событий были усреднены по 12 сек. и по 5 сек., соответственно. Необходимость в усреднении была связана с сильным влиянием так называемого эффекта "джитте-ра" (или дрожания изображения), возникающего в процессе первичной обработки данных и ведущего к значительному смещению позиции источника в последовательности изображений. Тем не менее, характерное время спада излучения из вершины больше, чем из оснований для всех событий из нашего набора.

Чтобы получить количественную информацию о перераспределении микроволновой яркости между областями в вершине и в основаниях, на двух нижних графиках (d, е) рисунков 2.12-2.16 показано отношение FLT/FFP плотностей потоков из вершины FIT И оснований FFP петли. Наиболее интересной особенностью эволюции этого отношения является то, что оно медленно растет на фазе спада всплесков на обеих частотах сразу после пика плотности потока в основаниях. Величина прироста варьируется от десятков процентов до четырех раз.

Поведение отношения FLT/FFP на фазе роста всплеска не так однозначно. На рис.2.12, 2.13 это отношение расчитано для левого (d) и правого (е) оснований петель. На фазе роста всплеска 13 марта 2000г. (рис.2.12) отношения FLT/FFP ДЛЯ обоих оснований меньше единицы на частоте 17 ГГц, начиная с 05:02:26 до 05:02:56 UT, то есть до 0.1 от ампли 177 туды полного потока Fmax- Это соответствует стадии двухкомпонентного источника на радиокартах NoRH (см. рис.2.8, а, левая колонка). Отношение FIT/FFP растет на фазе роста и в течение 15-20 сек после пика. На частоте 34 ГГц FIT/FFP 1 В течение всего всплеска и его увеличение на ранней стадии роста сменяется уменьшением на стадии резкого роста плотности потока. Вблизи момента максимума и после него отношение растет на обеих частотах, достигая 3 на / = 17 ГГц и 5-6 на / = 34 ГГц.

В событии 28 августа 1999г. (рис. 2.13) снова FIT/FFP 1 для левой ноги в течение первых 27 сек и 20 сек на временных профилях (до 0.4 и 0.1 от Fmax) на / = 17 и / = 34 ГГц, соответственно, когда юго-восточная часть петли является наиболее яркой. Максимальные величины отношений FLT/FFP « 3 - 4 на ранней фазе спада.

Главное отличие временных профилей всплеска 12 января 2000г. в том, что в вершине плотность потока на / = 34 ГГц превышает плотность потока на / = 17 ГГц (на 17% в момент пика, Ь), однако, это не относится к источникам в основаниях (а, с). Временное поведение отношения FIT/FFP на частоте 34 ГГц аналогично описанному выше: оно уменьшается с быстрым ростом плотности потока и затем растет. На частоте 17 ГГц это отношение имеет более плоскую временную зависимость.

Для правого основания вспышечной петли 23 октября 2001г. (рис. 2.14, е) отношение FIT/FFP 1 в течение первых 60 сек на частоте 17 ГГц (до 0.4 от Fmax) и первых 40 сек на частоте 34 ГГц (до 0.1 Fmaa;) в соответствии с начальным уярчением правой ноги на радиокартах (см. рис.2.10, а, правая колонка). Максимальная величина отношения на частоте 34 ГГц равна 6 для 12 января 2000г. и 2.5-3 для 23 октября 2001г.

Рисунки 2.12-2.16 показывают, что плотность потока излучения на частоте 17 ГГц превышает плотность потока на частоте 34 ГГц в течении главной фазы всплеска во всех частях петель (на 45 — 114% в вершинах петель), за исключением вершины петли 12 января 2000г. и нижнего основания петли 24 августа 2002г. Следовательно, практически все части радиоисточников являлись оптически тонкими, по крайней мере на / = 34 ГГц.

Временные задержки всплесков на разных частотах

На рисунке 2.17 с, d мы сравниваем временные профили излучения из одного и того же участка петли 13 марта 2000г., но соответствующие двум различным частотам. Поток F34 на частоте 34 ГГц приведен к уровню

Временные профили потоков из областей, соответствующих разным частям петли в событии 13 марта 2000г.: вершине петли и северо-восточному основанию. Положение площадок размером 10" X10" для расчета потоков показаны на рис. 2.5 с. На рис. a, b уровень потока в вершине (рис. с) ясно видны запаздывание пика излучения (Дт « 4 сек излучения F/p из источника в основании петли {пунктир) приведен к уровню потока из вершины [сплошная линия) умножением на коэффициенты, отображенные на графиках. То же самое на рис. с, d для уровня потока FM на частоте 34 ГГц, который приведен к уровню потока Fi7 на 17 ГГц. потока Fyj на 17 ГГц умножением на соответствующие коэффициенты, отображенные на рисунке. Для источника) и увеличение характерного времени спада на частоте 34 ГГц по сравнению с 17 ГГц. Подобные сильные различия значительно меньше выражены для источников в основаниях (Дт «1.5 сек, рис. d).

Аналогичные особенности обнаружены и для главных пиков временных профилей всплесков 28 августа 1999г. (рис. 2.13), а также 24 августа 2002г. (рис.2.16). Следует отметить, что излучение из оснований на обоих частотах достигает максимума практически одновременно с пиком соответствующего всплеска жесткого рентгеновского излучения (ср. рис.2.22 и рис.2.23).

В разделе 2.1 мы показали, что пик радиояркости в вершине петли может быть объяснен в предположении о значительном относительном увеличении концентрации ускоренных электронов вблизи вершины. В данном разделе мы анализируем условия, при которых это предположение оправдано. В первом приближении они могут быть определены при моделировании временной эволюции пространственного распределения электронов вдоль магнитной петли с помощью решения уравнения Фоккера-Планка, учитывающего нестационарность инжекции, неоднородность магнитного поля и отражения электронов от магнитных пробок, а также кулоновские столкновения. Более сложная задача учета взаимодействия энергичных электронов с различными типами плазменных турбулентностей, которые в принципе могут возникать во вспышечной петле (см., например, [121, 251]), здесь не рассматривается.

Постановка задачи

При постановке задачи о формировании функции распределения ускоренных электронов принимается ряд упрощающих предположений [241]. Вследствие больших пространственных масштабов магнитных ловушек на Солнце (длина петли L 109 см) и достаточно сильного магнитного поля В 100 Гс (ларморовский радиус электрона рв = v±mc/eB 1 см, т и е - масса и заряд электрона, с - скорость света), кривизной силовых линий и связанными с ней дрейфовыми движениями электронов можно пренебречь. По порядку величин скорости центробежного UR И градиентного Ugrad дрейфов малы по сравнению со скоростями электронов v± « V\\ {Ugrad/v± « Рв p 1)- Поэтому ловушку будем считать аксиально симметричной и имеющей плоскость симметрии в центре, где магнитное поле минимально В = Во (см. рис. 2.7). Электрическими полями, возникающими вследствие движения частиц, пренебрегаем. Тепловую плазму в петле считаем полностью ионизированной.