Накопление и освобождение энергии во время солнечных вспышек и других вспышечных процессов в космической плазме тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.02 ВАК РФ

£-*„" "НЛа-ГХ/Т . 'Т.Н. Лебедеве

о

о

од

На правах рукописи УДК 353.916

ПОДГОРНЫЙ Александр Игоревич

НАКОПЛЕНИЕ И ОСВОБОЖДЕНИЕ ЭНЕРГИИ ВО ВРЕМЯ СОЛНЕЧНЫХ ВСПЫШЕК И ДРУГИХ ВСПЫШЕЧНЫХ ПРОЦЕССОВ В КОСМИЧЕСКОЙ ПЛАЗМЕ

(Г:;ециа..!ЫЮС1 д:

01.04.02 -- теоретическая и математическая фтпка. 01.03 02 — астрофизик.!, радиоастрономия)

АВТОРЕФЕРАТ

иксерьчции ли соискание ученой степени доктора физико-математических наук

МОСКВА 1997

Работа выполнена в ордена Ленина Физическом институте им. П. Н. Лебедева Российской Академии наук.

Официальные оппоненты: член-корреспондент РАН,

доктор физико-математических наук A.M. Фридман (ИНАСАН, Москва),

доктор физико-математических наук Г,Е. Комаров (ФТИ, Санкт-Петербург),

доктор физико-математических наук наук В.М. Чечеткин (ИПМ, Москва).

Ведущая организация: Государственный астрономический институт им. П.К. Штериберга

Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова

Защита состоится "27" октября 1997г. в 12 часов на заседании Специализированного Совета Д 002.39.03 Физического института им. П. Н. Лебедева РАН по адресу: 117924 Москва, Ленинский Проспект, 53. С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФИАН. Автореферат разослан "_"__ 1997г.

Ученый секретарь Специализированного Совета

Доктор физико-математических наук Л. М. ГОРБУНОВ

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА

РАБОТЫ

Акгуалыюсть it-мы. В 1Я"9 i. Карингтон обнаружил появление двух ярких пятен на поверхности Солнца, следом за которыми через 18 ча сов возникла сильная магнитная буря иа Земле. В 1913 г. такое явленно было названо Ньютоном солнечной вспышкой. Вспышка является уникальным событием, при котором за десятки секунд мож«*т выдели гь-ся до 1UJ" эрг в виде жестких и мягких рентгеновских лучей, потоков вещества и тепловой энергии. Вспышка сопровождается также появлением частиц, ускоренных до сверхвысоких энергий и радиовсплескоп. Радиовсплески связаны с появлением пучков быстрых электронов, захваченными в магнитном поле частицами и генерацией ударных воли при выбросе вещества из области вспышки. Имеется ряд неоспоримых фактов, указывающих, что энергия при вспышке выделяется высоко в солнечной короне над активной областью, там где магнитное поле меняет свое направление па противоположное. Важным элементом вспышки является генерация токов, юкущих вдоль линии ноля, при чюм в одном магнитном пяше peí истрируются проншоположно направленные токи. Обычно вспышка заканчивается образованием послевгпишечных петель — ярких образований, имеющих форму м'аннтмых арок.

В 1978 г. (.'.П. Сыронаюким была высказана rano re-a. об ьясняюшая возможность медленного накопления энергии в окрестности особой ли нпи магнитного поля в короне. Энергия запасается в магнитном пиле токового слоя и затем может быстро освободиться из-за разрушения то-копою слоя. Эта гипотеза была успешно разработана в основном учениками С.И. Сыроватского для симметричного токового слоя при задании симметричных возмущений. Однако, до последнего времени не бьтла показана возможности формирования устойчивого токового слоя в условиях активной области, когда как источники магнитного поля, так и источники возмущений находятся только на фотосфере. Отсутствовали и данные, объясняющие устойчивость токового слоя при его образовании и переход слоя в неустойчивое состояние. Наконец, отсутствовала модель вспышки, описывающая основные явления от накопления энергии до образования послевспышечньтх петель. Эти данные помимо их научной ценности необходимы для принципиально нового подхода к проблеме прогноза солнечных вспышек.

Цель работы. Целью pañoi ы является построение .«одели солнечной

вспышки и всех .основных связанных с ней процессов, которые происходят также во время других вспышечных процессов в космической плазме. Необходимо пайти условия, при которых осуществляется накопление энергии вспышки в солнечной короне. Необходимо построить модель накопления энергии и ее вспышечного освобождения. При этом создание токового слоя, его квазистационарная эволюция и приводящая к взрывному энерговыделению неустойчивость должны рассматриваться как единый процесс, т.е. вспышечвое энерговыделение обязательно должно осуществляться в такой конфигурации поля, которая может образоваться в природных условиях. Необходимо объяснить появление вторичных солнечных вспышек, возникающих в результате выбросов плазмы, вызванных первичным вспышечным процессом, для чего требуется построить модель взаимодействия потока плазмы с магнитным полем. Необходимо выяснить механизм ускорения заряженных частиц и механизм переноса вспышечной энергии из короны в нижние слои солнечной атмосферы.

Научная новизна. В диссертации впервые рассмотрен ряд эффектов, связанных, в основном, с принципиальной ролью процессов пересоединения линий магнитного поля в космической плазме и физикой токовых слоев:

1. Показана возможность накопления энергии для вспышки в токовом слое при фокусировке различных типов возмущений, идущих от фотосферы, а также при взаимодействии сверхальвеновской струи с поперечным магнитным полем в короне. Устойчивость токового слоя в процессе его формирования обеспечивается течением плазмы вдоль слоя.

2. Рассмотрена эволюция токового слоя при изменении его массы из-за электродинамического выталкивания. Найдены условия перехода устойчивого токового слоя в неустойчивое состояние со взрывным выделением энергии.

3. Предложена электродинамическая модель солнечной вспышки, объясняющая цепочку событий при развитии вспышки: нагревание плазмы, образование потоков плазмы, ускорение заряженных частиц, в том числе и вызывающих радиовсплески, локальный разогрев хромосферы и др.

4. Показано, что генерация продольных гаков является часто глав ным механизмом передачи энергии из короны в фотосферу. Предложен мехапизм, обеспечивающий генерацию продольных токов, вызывающих ускорение высыпающихся в хромосферу быстрых электронов при вспышке.

0. В МГД приближении рассмотрена динамика плазменных потоков в солнечной короне и магнитосфере Земли. Впервые показана рель продольных токов в торможении плазменных струй.

Научная и практическая ценность. Токовые слои являются распространенным явлением в космической плазме: в атмосфере Солнца, в межпланетной среде, в магнитосферах Земли и других планет. Способность токовых слоев аккумулировать энергию и длительно существовать в устойчивом состоянии, а также быстро распадаться при определенных условиях привлекает к ним многих исследователей. В отличии от подавляющего большинства работ исследуемый здесь токовый слой образовывается потоками плазмы в магнитном поле, а. но задается в некоторой удобной аналитической форме, не встречающейся в природе (например модификация решения Харриса). Слой, создаваемый течением плазмы, содержит нормальную компоненту магнитного ноля, в -¡том слое происходит электродинамическое ускорение плазмы и щегла существует течение. 'Такой подход позволил понять все фазы эволюции слоя начиная от формирования до его распада. Было показано, что эволюция слоя определяется в основном потерей его массы из-за электродинамического выталкивания. Помимо приложения к солнечной физике резулыаты исследования потоков плазмы были использованы для планирования и анализа Росеийско-Американского активного эксперимента Георэ.

Полученные в диссертации результаты позволяют осуществить новый подход к прогнозу солнечных вспышек. В разработанной диссертантом программе ПЕРЕСВЕТ заложены возможности непосредственного анализа наблюдений активных областей для оперативного предсказания развития активности.

На защиту выносятся следующие положения:

1. Результаты численного 30 МГД моделирования образования то кового слоя над активной областью и его эволюции. Выяснены

условия образования слоя, квазистационарного существования и перехода в неустойчивое состояние.

2. Результаты численного МГД моделирования образования токового слоя при взаимодействии сверхальвеновской струи плазмы с поперечным магнитным полем короны. Показано образование токового слоя в таких условиях и его распад.

3. Электродинамическая модель солнечной вспышки, построенная на основании разработанной теории, лабораторного и численного моделирования, а также с использованием наблюдательных данных.

4. Числепное моделирование поведения доальвеновских потоков плазмы в короне, включая генерацию продольных токов.

5. Предлагается новый подход к теории прогноза солнечных вспышек, основанный на оперативном анализе наблюдательных данных и позволяющий быстро рассчитать развитие предвспышечного состояния.

Апробация работы. Основные результаты диссертации доложены на 3-ей Байкальской школе по солнечно-земной физике (Иркутск 1985), Рабочих совещаниях по моделированию космических явлений в лабораторной плазме (Горький 1986, Новосибирск 1988, 1990), Международной конференции по физике плазмы (Киев 1987), Конференции по солнечной физике (Пулково 1987), Международных конференциях по космическим лучам (Москва 1987, 1996), 2-й Рабочей группе по импульсным солнечным вспышкам (США, Нью Хэмпшир 1988), 12-м Консультативном совещании КАПГ по физике Солцца (Одесса 1988), Ежегодных семинарах-школах "Физика Солнца и космическая электродинамика" (Пулково 1988, Львов 1990, Пущино на-Оке 1991, 1994, 1995, Москва 1996), Всесоюзной конференции "Физика космической плазмы" (Ереван 1989), Международной конференции по физике магнитных жгутов (США, Гамильтон 1989), 4-й Всесоюзной школе по космической физике (Суздаль 1990), Международных семинарах СОЛТИП (Чехословакия, Либлис 1991, Япония, Накаминато 1994) Всероссийских совещаниях "Математические модели ближнего космоса" (Москва 1993, 1996), 20-м Европейском совещании по изучению атмосферы (Апатиты 1993),

'Заседании секции совета "Солнце-Земля" (Москва ¡994). Международном симпозиуме по солнечным явлениям, приводящим к межпланетным и магнитосферпым возмущениям (США, Сакраменто Пик 1995), Всероссийской конференции но физике Солнца (Москва 1995), Международной конференции по магиитодинамическим явлениям в солнечной атмосфере (Япония, Токио 1995), Международной ассамблее КОСПАР (Англия, Бирмпнгам, 1966). Результаты так лее докладывались па семинарах научно-исследовательских организаций нашей страны и на семинаре Университета Калифорнии в Лос-Анжелесе.

Публикация результатов диссертации. Основное содержание диссертации опубликовано в 32 работах.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из семи глав II приложения. Первая глава является вводной, а последняя — заключительной. Диссертация изложена на 400 страницах, включая 67 рисунков. Список литературы содержит 269 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

В первой вводной 1лаве показана актуальность рассмотренных в диссертации проблем, изложены основные положения теории токового слоя, приведен обзор основных работ по этой теме и сформулированы задачи, которые необходимо решить. Описаны наблюдаемые проявления солнечной вспышки, которые дают основание полагать, что первичное вспышечное освобождение энергии происходит высоко в солнечной ко роне. Отмечается необходимость дать ответ на основной вопрос: каким образом в неограниченном пространстве может быть накоплена энергия возмущений, идущих от фотосферы, в такой форме, которая позволит ей затем выделиться за короткое время. Показано, что в основу объяснения солнечной вспышки может быть положена теория токового слоя. При этом три стадии существования токового слоя ((1) образование слоя (2) его квазистационарная эволюция и (3) неустойчивость, приводящая к вспышечному освобождению энергии) должны рассматриваться как единый физический процесс. Помимо токовых слоев, полученных в результате фокусировки возмущении, в космическом пространстве существуют слои, созданные мощным потоком плазмы. В этой главе обоснована необходимость комбинирования численных и аналитических методов при исследовании снойстн токового слоя.

Во второй главе выводится локальный критерий существования особой линии, определяемый направлением магнитного поля и пространственными производными от его компонент. Рассмотрение ведется в потенциальном магнитном поле и обобщается на бессиловое поле. Такое приближение связано с тем, что существуют методы нахождения потенциального и бессилового поля в солнечной короне по наблюдениям на фотосфере, а токи в солнечной короне не изменяют основных особенностей потенциального или бессилового полей.

Используя аналогию с фокусировкой возмущений для простого случая окрестности особой линии в гиперболическом поле В — {—/i0y, —hox, Bzо}, можно сформулировать условия существования особой линии:

1. Пространство в окрестности особой линии может быть разделено на четыре сектора с помощью поверхностей, которые пересекаются вдоль особой линии так, что каждая магнитная линия целиком лежит в одном секторе.

2. Если электрический ток направлен вдоль особой линии, то сила jxB/c в двух противоположных секторах направлена к особой линии, а в двух других от нее.

3. Если везде выполнено условие вмороженности, и поток плазмы входит в окрестность особой линии из двух противоположных секторов, то поток из двух других секторов не может вынести магнитное поле, входящее с плазмой в первые два сектора. Иными словами, происходит накопление линий поля.

4. На самой особой линии отсутствует перпендикулярная ей компонента магнитного поля так, что индуцируемое изменением магнитного потока электрическое поле вдоль особой линии не может быть компенсировано полем — VxB/c.

В плоском случае (В не зависит от г и В2(х,у) S 0) особая линия может быть только линией нулевого поля, и, как показывают преобразования, нулевая линия обязательно является особой линией вида В = {-h0y, -hox, 0}.

Для вывода соотношений, определяющих особую линию, необходимо выяснить, чем разложение магнитного поля в окрестности точки пне особой линии в системе координат с осью '¿\, направленной вдоль поля, отличается от разложения в окрестности точки на особой линии. Для точки (0..v¡],0) такое разложение {—""ui-ü + qz\. l3zo\ + qy¡} отличается от {—hoy, —hnX, Bzо} тем, что для компоненты, аналогичной В» (Дл)> Добавляется член, лппеЯпый относительно -т, а для компоненты, аналогичной Bz (B¿¡) добавляется член, линейный относительно у1.

ЗЛеСЬ hm = 1иЛВЛо1 ' В>01 = + В><" П = -

у^оУи + Що + В]о

При zi = 0 выражения для Вх\ и ßvi имеют тот же вид, что и в гиперболическом поле. Но при ф О распределение поля в плоскости A'i V'i будет иметь такой вид в окрестности точки (xi = (hayof Bl0)zi,yi = 0), а не вблизи точки (ii = 0,ул — 0). Поэтому плоскости, разделяющие пространство на четыре сектора, должны пересекаться вдоль линии (г, = (hüya/Bx0)z¡,y¡ — 0), где магнитное поле имеет отлпчпую от нуля перпендикулярную компонент.', потом)' что она касательно к лшши (Xi - O.j/i — 0). Таким образом. .THHHíiU'i — (h0y0/B-n)'-i, fh — 0) не удовлетворяет свойству k так что особая линия не может прочолить через точку (,/' = 0. »/ = ;/,-,. z — 0). Аналогичное рассмотрение для каждой ючкн. которая иг лежит на оси Z. лает такой же рсз\лыаг с линейной зависимостью П,-\ и/или Byi oí -j. При отсутствии ->i их членов в разложении, что должно иметь место на особой линии, выполняются условия:

^- = 0, = 0 (1) (hi dz i

т.е. вектор (B.V)tí должен быть параллельным век юру В или (B,V)B х В = Ü.

Анализируя потенциальное магнитное поле можно показать, что при выполнении условия (1) его разложение приводится к виду \hxx, hvy, hzz + В} где hx,hvJiz — собственные числа матрицы У В ,

причем hx + hy i- h, = 0. Такой вид ошачает, что проекция магнитной силовой линии на плоскость (.V, Г) опись;кается формулой:

У = С ха (2)

где а = ¡1у/кх. Если знаки Ьх и /¿у одинаковы (а > 0), то проекции линий магнитного поля представляют собой параболы и разделение простраи-ства на четыре сектора в соответствии с условиями 1-3 невозможно.

В случае если знаки кх и 1*у различны (а < 0) проекции линий поля на плоскость (Х,У) являются гиперболами. Плоскости {Х,2) и (У, разделяют пространство на четыре сектора в соответствии со свойством 1, а также выполняются остальные свойства.

Таким образом, при Л* и имеющих различные знаки, линии, удовлетворяющие соотношению (1) являются особыми. В противоположном случае они такими не являются. Рассмотрены все вырожденные случаи кх — 0 и Л„ = 0, при которых линия не может быть особой. Эти условия обобщаются на случай бессилового поля, при этом разложение следует проводить в неортогональной системе координат, так что плоскости, разделяющие пространство на четыре сектора не будут нормальны друг

Если поле несколько отличается от того, которое удовлетворяет условиям 1 - 4, то аккумуляция энергии может оставаться более эффективной, чем ее уход и, необходимая для солнечной вспышки энергия может быть запасена. Тогда вместо условия (1) можно использовать:

где |/»| = тах(|Аг|, |/ij), |а| = max(¡ax|, 1«,!) для разложения Вх = hxx-\-axz; Dy = hyy + ayz; Вг = hzx ахх + ауу + Dz0 ,ай0 — средпее магнитное поле в активной области. Второе условие так же, как и для "идеальной" линии состоит в неравенстве знаков hx и hy.

В третьей главе предлагается модель токового слоя и анализируется неустойчивость слоя. Предлагается модель объясняющая, почему эта неустойчивость не разрушает слой в процессе его образования и накопления магнитной энергии, а быстро разрушает слой па более поздней стадии. Для ответа на этот вопрос необходимо показать возможность осуществления следующей последовательности явлений. Образовавшийся в результате самофокусировки возмущений токовый слой является устойчивым. В дальнейшем он квазистационарно эволюционирует во времени. Затем, в процессе эволюции слой переходит в неустойчивое состояние, и развитие неустойчивости вызывает вспышечпый процесс. Основная отличительная черта представленной здесь модели состоит в

другу.

(3)

том, что и процессе эволюции полнач масса ита'змы токового слоя может изменяться во времени.

Модель основана па следующих соотношениях, сражающих основные процессы, протекающие в слое. Соотношение Паркера и Сына

а = — (4)

1 и.

(а — толщина слоя, — скорость втекания плазмы и слой, //,„ = — магнитная вязкость), отражающее баланс между приходящим вместе с потоком плазмы магнитным полем и его диссипацией в слое. Соотношение

Vm — = VÖU«B„ (5)

а

отражающее баланс между диффузией в слой нормальной ему компоненты магнитно!« поля и ее выходом из слоя вместе г потоком плазмы (В, мнгнипюе ноле вблизи слоя, i,',„; — скорость вытекания из слоя на его краю. Бп нормальная слою компонента магнитного поля на краю слоя). Cooiношение

гп-; I

Р, К -.7- = -Byj {Ь !

(h- <•

выражающее ускорение плазмы вдоль слоя под действием силы ма1-нитного натяжения, что подтверждается численными расчетами (/>, — плотность плашы в слое). Это соотношение существенно отлич%<Х.дап-ную модель от других моделей, где учитывается ускорение плазмы только газодинамическим давлением. Равенство давления потока плазмы, ныхоляшего из сдоя, и давления поля на краю слом (величина этого поля оценивается равной величине гиперболического поля на краю с.том h0b, b — толщина слоя):

Р.1£,/2 = лгЬ78т (7)

коюрое г«кжи не использовалось в предшествующих моделях.

При нарушении равенства между потоками плазмы, входящим в слой, и выходящим пз пего, дальнейшая эволюция слоя пе приводит к быстрому установлению этого баланса из-за отсутствия механизма

обратной связи. Полная масса плазмы в слое медленно изменяется, что является основной отличительной чертой предлагаемой здесь модели и подтверждается численными расчетами.

Если плотность плазмы в слое (ра) известна, то соотношения (4) - (7) позволяют выразить толщину слоя а, его ширину 6, нормальную компоненту магнитного поля Вп и скорость выходящего потока Vout через магнитное поле вблизи слоя В, и скорость втекания плазмы в слой V,n\

а = (8)

МП

R3/2W

I __/ЛЧ

~ hTvlt2^ { )

B'/iy Vl'2

И — "о m ^ * /ii\

- -7ЛГ2--(»0

vAs

п

где V д3 = г — альвеновская скорость в слое. Плотность плазмы в V47rP»

слое оценивается с использованием баланса давлений, а также учитываются наблюдательные данные о повышении плотности в отдельных структурах короны.

Из (8) - (11) следует критерий падения полной массы плазмы со временем:

Vouipsa \VAJ у р,

(рт и Va — средняя плотность и Альвеновская скорость в области, Rem — магнитное число Рейнольдса). Анализ распределения плотности плазмы в слое показывает, что плотность плазмы в середине слоя остается практически неизменной, в то время как вблизи его границы она падает со временем. При уменьшении полной массы вблизи слоя (рп,) слой становится неустойчивым при

m'^wA <»>

здесь коэффициент (Кв ^ 1).

Физический смысл неустойчивости состоит в следующем. Неоднородность скорости втекания в слой приводит к изгибанию магнитных линий, а следовательно к увеличению нормальной слою компоненты магнитного поля. Увеличение нормальной компоненты вызывает увеличение силы магнитного натяжения, а следовательно увеличение скорости вытекания из области возмущения. Дополнительное увеличение силы магнитного натяжения происходит вследствие увеличения плотности тока ]. Описанному процессу развития неустойчивости препятствует стабилизация слоя течением плазмы вдоль слоя. Стабилизирующим фактором является и градиент газодинамического давления поперек слоя, который препятствует втеканию плазмы в слой. Изменение плотности плазмы в области возмущения в значительной степени определяется плазмой, вносимой потоком в слой. В свою очередь поток плазмы в слой зависит от плотности плазмы рп$ вблизи слоя. Таким образом, можно понять смысл полученного результата — понижение плотности вблизи слоя способствует развитию неустойчивости.

Показано, что на нелинейной стадии происходит взрывной рост неустойчивости. Подстановка параметров солнечной короны в соотношения (12) и (13) показывает, что реальный токовый слой после образования устойчив, затем в нем происходит падение полной массы плазмы во времени, в результате чего оя эволюционирует в неустойчивое состояние.

В четвертой главе описано численное моделирование токовою слоя в несимметричной ситуации, близкой к условиям в солнечной короне. Численно решалась полная система уравнений магнитной гидродинамики для сжимаемой плазмы со всеми диссипативными коэффициентами. Источники поля располагались под фотосферой, возмущения распространяются от фотосферы. Уравнения магнитной гидродинамики решались численно в трехмерной области, имеющей форму прямоугольника, ииж-пяя грань которого лежит в плоскости фотосферы. В качестве начального магнитного поля принимается ноле вертикальных диполей, располагающихся под фотосферой. Магнитное ноле пятна хорошо аппроксимируется полем такого диполя. Четыре диполя с чередующимися полярностями расположены на одной линии, так что магнитное поле имеет особую линию Х-типа. На особой линии поле обращается в ноль. Точка пересечения этой линии и плоскости симметрии, перпендикулярной

фотосфере а содержащей диполи, представляет собой нулевую Х-точку в этой плоскости. Такая постановка задачи необходима для того, чтобы выяснить осуществится ли процесс фокусировки возмущений, если поток плазмы движется к особой линии только с одной стороны, как это имеет место в солнечной короне. Поскольку в этих условиях токовый слой образованный в процессе фокусировки должен перемещаться вверх вместе с потоком плазмы, то необходимо выяснить, прекратится ли перемещение через некоторое время после образования слоя, или слой выйдет за пределы активной области, где в отсутствии поля внешних источников он постепенно продиссипирует. Проведение расчетов в трехмерном пространстве, вызвано необходимостью доказать, что слой не разрушается в результате возможных неустойчивостей, распространяющихся вдоль тока слоя. Исследование проводилось при всех типичных возмущениях на фотосфере.

Для задания граничных условий, соответствующих возмущению на границе, использовался метод характеристик, позволяющий задать на границе только ограниченное количество величин (компоненты магнитного поля, скорости, плотность плазмы) и найти оставшиеся величины по значениям заданных на границе и всех величин внутри области вблизи границы, вычисляемых в ходе решения МГД уравнений. Решением уравнений на характеристиках находились те инварианты (линейные комбинации величин), которые соответствуют выходящим из области характеристикам. Поскольку скорости, соответствующие переносу инвариантов, равны скорости плазмы плюс/минус скорости распространения волн (альвеновской, быстрой и медленной магнитозвуковой), и рассматривается типичное для фотосферы доальвеновское возмущение, примерно половина от всего количества характеристик выходит из области, а остальные входят в область. Таким образом, на границе необходимо задавать только половину всех величин. Решения проводились для двух основных типов возмущений на фотосферной границе, которые с точностью до мало значащих деталей, подробно описанных в диссертации, соответствовали условиям, при которых (1) скорость задавалась на границе, а магнитное поле находилось методом характеристик и (2) магнитное поле задавалось на границе, а скорость находилась методом характеристик. На всей границе, кроме фотосферы задавались условия свободного выхода, для чего также использовался метод характеристик.

Эволюция поля и течения для условий (1), представлена на рисунке

1, на котором изображены линии магнитного поля вместе с векторами

скорости в плоскости симметрии в моменты времени I = 0.5.2, 8.4 и 17.4 (и качестве единицы длины принят размер области, а единицы времени — альвеновское время, равное времени прохождения единицы длины с альвеновской скоростью; особая линия располагалась на высоте 0.496 в безразмерных единицах). Приблизительно за два альвеновских времени возмущение достигает особой линии, и в результате фокусировки возмущений в ее окрестности возникает токовый слой, который медленно движется вверх. В »момент 1 — 2 нейтральная точка (центр слоя) достигает высоты 0.536, а в момент.I = 5 — высоты 0.681. При этом скорость плазмы под слоем больше с скорости перемещения слоя, а над слоем — меньше ее, так что в системе координат, связанной со слоем, плазма втекает в слой с обоих его границ. Далее скорость перемещения слоя уменьшается. В момент 4 = 8.4 высота нейтральной точки достига-е! значения 0.726, после чего перемещение токового слоя практически прекращается. Скорость плазмы над слоем меняет направление, и скорости плазмы над слоем и под ним юнерь направлены к слою » сииеме координат, связанной г фотосферой. Такое поведение" скорости, обеспечивающее эффективное накопление магнитной энергии, определяется действием силы ¡хВ.

Исследовано распределение параметров внутри слоя, его расположение в короне, а также распределение векторов скорости плазмы в активной области, содержащей токовый слой. Для доказательства решающей роли процесса самофокусировки в образовании токового слоя проведен расчет, в котором скорость на фотосфере задавалась только в одной точке расчетной сетки, а в остальных точках границы задавались условия свободного выхода,. Н этом случае также появлялся токовый слой, несмотря на то, что фронт волны возмущения сильно отличался от плоского.

В расчетах для условий второго типа на фотосфере задавалось увеличение магнитного поля, путем увеличения во времени магнитных моментов двух внутренних диполей. Образовавшийся токовый слон был несколько шире, чем для условий первого типа, но основные особенности его поведения были теми же. После образования слоя его перемещение вверх замедлялось, а затем прекращалось. Имел место важный эффект изменения направления скорости плазмы над слоем.

Независимое подтверждение определяющей роли особой магнитной

Т[№"0.5000 - В .«и ЦЛСМ. КГГЮ-0!>2ОйО ВСТЯ/Э- I. <ХКХ -3 ггол о - в.окс-з

Рис. 1: Ливии магнитного. поля и вектора скорости в плоскости г = 0.5 для 0<х<1,0<у<1 при скорости, направленной вверх от фотосферы, в моменты времени t = 0.5,2,8.4,17.4. Масштаб вектора скорости показан в нижнем левом углу.

линии Х-типа для аккумуляции энергии было получено вычислениями при тех же условиях, по с м.г:тттт'тч ым ттолем без особой .ли. КонсЬи 1урацпя поля без особой лилии создавалась расположением диполей в lex же точках, но с изменением полярности двух внутренних диполей. Конфигурация поля соответствовала магнитной арке без особой линии. Для обоих типе? грятпльт* условий лт фотосферы распространялась волна, толщина фронта которой была в несколько раз больше юлщины слоя полученного при расчетах в поле с особой линией. Плотность тока на фронте волны была на порядок меньше плотности тока в слое. За три альвецовских времени волна достигала верхней границы и уходила за пределы области.

В пятой главе описаны результаты магнитогидродинамического моделирования взаимодействия магнитного поля с потоком плазмы. Изучаемые процессы происходят при выбросах плазмы в солнечной короне. а также взаимодействии солнечного ветра с магнитосферами планет и межпланетным магнитным почем Нмброс та «мм ил Солнис можо» происходить ж .тсдепчп' угкорстшя н токовом слое, сосланном фокусировкой возм\ щепий. под действием ( илм магнитного натяжения. Ряд ра< ченш прели,!значен для моделирования выброса платы в акпюним "jAcaepuMt и 1 с ii.uiij iпике, коюрый с кпчпея с целью изучения явлений возникающих при солнечных вспышках и магнпюсфсрных (.уббуря.ч.

Для моделирования взаимодейстпия сверчальвеновекоп cipyn с мл шппым полем, направленным перпендикулярно скорости струп, безразмерные длина, скорость, время п другие величины брались в lex же единицах, что и в четвертой главе и решались те же уравнения. Струя создавпллсь заданием на участке левой грянипьт размером m 0.2 (х = (I, 0.4 < z < 0.1.)} скоростiî втекания равной чеилрем альвеновским скоростям = 4Vд) и сильного повышения плотности, |ак любы газодинамическое давление в этой части границы было равно магнитному.

Одна из основных трудностей состояла в выборе теплопроводности. Расчеты показали, что если теплопроводность выбрать таким образом, чтобы определяемое ею число Пекле приняло значение, сооIвстсIвую-щее приншгау ограниченного моделирования, го повышение ¡емнера-туры вследствие джоулева нагрева плазмы в образованном течением мощном токовом слое явно превысит все дотпимыс значения, которые можно ожидать для ситуации в солнечной короне. Кроме того, по не те чении короткого интервала времени после начала инжекции численный

расчет при таком выборе теплопроводности становится невозможным, т. к. на фронте струи генерируется сильная тепловая волна. При достижении тепловой волной правой границы области возникает численная неустойчивость. Показано, что в качестве главного параметра, выбираемого из принципа ограниченного моделирования, следует использовать не число Пекле П, а параметр Р = 211//VRe,,,, представляющий собой отношение мощности джоулева нагрева к потере тепла за счет теплопроводности.

Расчеты показали, что фронт струи движется в поперечном магнитном поле со скоростью около 0.3Vo из-за торможения плазмы на нем силой ]уЛ. На фронте струи происходит быстрое возрастание магнитного поля, вызванное обволакиванием струи линиями магнитного поля, а за фронтом образуется устойчивый токовый слой. Скачек магнитного поля и концентрации плазмы типичен для носовой ударной волны. Формирование токового слоя во всей области завершается к моменту ~ 3L/Vo , когда голова струи выходит за пределы области счета размером L. Распределения всех параметров вдоль оси токового слоя становятся достаточно однородными. Векторное поле скоростей и картина силовых линий магнитного поля для полученного токового слоя изображены на рисунках 2а и 26. Токовый слой устойчиво существует благодаря стабилизации потоком плазмы все время, в течение которого поддерживается скорость потока на левой границе.

Неустойчивость токового слоя наблюдалось только после прекращения инжекции плазменной струи. Для исследования неустойчивости начиная с момента t=0.9 на левой границе были установлены условия dV/dx = 0. Скорость плазмы вдоль слоя замедляется силой jxB/c, а затем эта сила в левой части слоя начинает ускорять плазму в противоположном направлепии и выталкивать ее из слоя. Появляется нулевая точка скорости. Вследствие ухода плазмы из слоя через оба его края, толщина слоя падает на порядок величины, а скорость втекания в слой с обеих его сторон достигает альвеновской (Рис. 2в, 2г). Эффективная диссипация магнитного поля, соответствующая такой большой скорости означает вспышечный процесс.

Торможение доальвеновских потоков плазмы в солнечной короне и магнитосфере, а также искусственных потоков в активных экспериментах, при движении поперек поля осуществляются магнитной силой jxß. Показано, что ток в струе замыкается продольными токами, которые

Т1МООЧ 1 МЛСМ. ПЕУЖЦХ'ЬНЙ И ОЕ-3

Рис. 2: Распределение скоростей (слева) и линии магнитного поля (спра па) п упанопишнемся к пи шгтлциоларгтом состоянии (1 — 0.9) и через -V — О.ио после отключения струп.

распространяются с альвеновской скоростью, и токами Педерсена в ионосфере (для Солнца — в короне), где вследствие высокой концентрации нейтральной компоненты возможен ток поперек поля. Для выяснения характера торможения струи можно считать, что электрическое поле струи —УхВ/с ввиду высокой проводимости космической плазмы вдоль магнитного поля полностью приложено к участку ионосферы с педерсеновской проводимостью. Учитывая возрастание педерсеновской проводимости за счет роста числа носителей заряда вследствие ионизации при джоулевых потерях, получена следующая зависимость скорости тормозящийся струи от времени:

о и т зависят от педерсеновской проводимости, энергии ионизации, и параметров струи. Полученное эффективное торможение струи может служить в качестве оценок для планирования будущих экспериментов. Рассмотренная модель может быть в полной мере использована для описания торможения плазменных струй и в солнечной короне, однако для этого необходимо иметь информацию о педерсеновской проводимости в хромосфере и верхней фотосфере.

Моделирование доальвеновской струи проводилось путем численного решения полной системы уравнений магнитной гидродинамики для сжимаемой плазмы со всеми диссипативными коэффициентами. Уравнения решались как для 2-мерного, так и для 3-мерного случая. В начальный момент задавалось постоянное перпендикулярное струе маг-питное поле, постоянные плотность плазмы и температура — ¡3 <С 1. На левой границе задавалась скорость плазмы, втекающей в расчетную область. Всюду на границе вне области задания струи ставились условия свободного выхода, для чего использовался метод характеристик. Моделирование проводилось при различных скоростях инжекции, при этом наиболее подробно рассмотрен случай скорости инжекции 0.1 .

Расчеты выполнялись как для непрерывной инжекции струи, так и для сгустка плазмы. В последнем случае между шестью и семью аль-вековскими временами после начала расчета ипжекция отключалась путем уменьшения плотности плазмы на левой границе до фоновой и установления на ней нулевой нормальной производной от скорости. В отличие от расчета сверхальвеновской струи здесь не наблюдается яр-

ко выраженного обволакивания струи магнитным нолем, силовые линии лишь несколько изгибаются в струе. В результате распросгране пил а.тьвеновской волны вдоль поля, силовые линии, проходящие через струю наклоняются на угол, тангенс которого равен отношению скорости плазмы я струе к альпеновской. и фоновая плазма в области этих линий прихолит в движение. Вследствие распространения магптттотву-ковой волны фоновая плазма перед струей также приходит в движение, и фронт струи размывается в отличие от случая сверхальвеновского потока. В трехмерном расчете вовлечение в движение фоновой плазмы перед струей менее эффективно, поскольку магнитозвуковые волны распространяются в широком интервале углов в плоскости, перпендикулярной магнитному полю. Струя расширяется по мере продвижения, причем, как показывает 3-мерный расчет, расширение вдоль поля происходит быстрее, чем поперек него. В трехмерном расчете силовые линии доджа! от »еред струей поля могут соскальзывать вдолт, струи, так что торможение струи в двумерном случае более эффективно. В результате. ъ ,1í>y.\j'.-¡jiio.\i pcic чи i г с Kcípoc i г. с i р \ и илдае i с рас ( гояиием, а ило1 н.ос i ь плазмы в cipye практически не меняется, в То время как в трехмерном варианте рас чета плотность плазмы уменьшаемо! с- расстоянием, а скорость практически неизменна — проявляется действие градиента давления плазмы вдоль слоя.

Прекращение инжекщти с левой границы приводит к более быстрому торможению сгустка чем непрерывной cipyn. НсатР сгустка достигает правой границы области приблизительно через 15 альвеновских времен после начала расчета. Исследованы детали поведения, плазмы с магнитным полем, окружающей сгусток.

Важным результатом трехмерного расчета является объяснение замыкания тока, генерируемого в струе, продольными то каин. Эти то ки распространяются вдоль силовых линий, проходящих через границы струи, вместе с альвеновской волной. Проходящие через струю линии искривлеппого магнитного потя лежат между двумя листами продольных юкон. Фактически искривление этих линий вызвано магнитным полем TOKci в струе и продольных токов, причем последние играют основную роль в искажении поля вдали от струп. Продольные токи означают закручивание магнитных линий, т.е. появление вихрей в плазме, которые наблюдаются но обе стороны струи в плоскости, перпендикулярной магнитному полю. Поле скоростей в вихре изображено на рисунке 3 в

увеличенном масштабе. На этом же рисунке представлена картина силовых линий магнитного поля и уровни постоянной плотности для сгустка в плоскости векторов магнитного поля и скорости струи. Изображены также графики зависимости плотностей тока в струе и продольного тока от координаты оси, перпендикулярной полю и скорости струи. Обнаруженные токи и эффект торможения струи вследствие их появления количественно описывают ситуацию в космической плазме до того, как альвеповская волна дошла до ионосферы (хромосферы для струи в солнечной короне) т. е. до рассмотренного выше замыкания педерсевов-скими токами. Используя результаты расчета, получена оценка пробега сгустка.

В главе шестой описана электродинамическая модель солвечпой вспышки, обеспечивающая медленное накопление энергии 10м - 10юэрг и ее быстрое выделение » плазме солнечной короны над активной областью. В ряде случ-эея вспышку следует рассматривать, как вторичное звено явления, а. первичным его звеном является поток быстрой плазмы в частн'^ти образованный в предыдущей вспышке. Никаких существен-различий между такими "эруптивными" вспышками и вспышками, которым не предшествует выброс вещества пет.

Модель солнечной вспышки основана на образования в короне устойчивого токового слоя, который в результате эволюции переходит в неустойчивое состояние, и энергия, запасенная в магнитном поле, взрывным образом передается заряженным частицам.

Как подчеркивалось выше, образующийся при фокусировке в окрестности нейтральной линии токовый слой не является нейтральным, а всегда обладает нормальной компонентой магнитного поля. В его формировании, а также в стационарном существовании, принципиальную роль играет течение плазмы. Было показано, что сила ]хВ/с ускоряет плазму вдоль слоя до скоростей, превышающих локальную альвенов-скую скорость. Численные расчеты показывают, что поток ускоренной в слое плазмы может не компенсироваться ее поступлением за счет фокусировки возмущений, и масса плазмы в слое начинает уменьшаться. В результате эволюции слой переходит в неустойчивое состояние и распадается с быстрым выделением энергии.

Перечисленные выше результаты позволили построить электродинамическую модель солнечной вспышки, показанную на рис 4. В основу модели положены данные, указывающие, что в окрестности пейтраль-

Рис. 3: Слева пот:аланы распределения плотностей токов в плоскости х — 0.95, перпендикулярной струе: внизу ток в струе, генерируемый полем —УхП/с, вверху -— продольные токи. Справа — линии магнитного поля и линии равной плотности в плоскости векторов магнитного поля и скорости, внизу вихрь скорости в области генерации продольного тока.

ной линии магнитного поля в солнечной короне происходит фокусировка произвольных возмущений фотосферы, в частности возникающих при всплывании новой магнитной трубки. Для наглядности выбрана не сложная активная области, состоящая из четырех пятен с чередующимися полярностями. На рисунке показаны направления электрических полей и токов, генерируемых при вспышке.

Принципиально новым элементом электродинамической модели является генерация продольных токов в токовом слое. Ранее система таких токов была обнаружена в измерениях на Советско-Болгарском аппарате ИКБ-1300 в геомагнитном хвосте. Продольные токи в магнитосфере Земли служит главным каналом передачи энергии полярной ионосфере при диссипации энергии, запасенной в геомагнитном хвосте. Появление продольных токов объясняется в рамках двужидкостной магнитной гидродинамики генерацией электрического поля вдоль токового слоя Е = ]Вп/пес. Возникновение в токовом слое такого поля было исследовано в Советско-Японском лабораторном эксперименте.

Как показано на рисунке, продольные токи должны локализовывать-ся вблизи сепаратрисе, разделяющих топологически различные области магнитного поля активной области. Пятна продольных токов перекрываются с пятнами излучения На. Внутри одного магнитного пятна находится пара противоположно направленных токов. Эти генерируемые в токовом слое токи замыкаются в плотных слоях хромосферы. Здесь проводимость поперек магнитного поля (Педерсеновская) становится соизмеримой с продольной. Образующиеся при этом токовые цепи показаны на рисунке 4 жирными линиями. Для замыкания такой омической цепи необходимо время, равное времени прохождения альвеновской волны вдоль силовой линии от токового слоя до фотосферы. При Уа ~ 10,осм/с это время составляет ~ 1с.

Продольные токи согласно существующим представлениям перестают быть устойчивыми, если токовая скорость превышает некоторое критическое значение. Образуются двойные электрические слои и/или области аномального сопротивления. В одном, или более вероятно в нескольких последовательно расположенных двойных слоях, электроны могут набрать энергию в сотни кэВ и, высыпавшись в хромосферу, вызвать ее локальный разогрев и излучение в видимой и рентгеновской областях в районе магнитных пятен. Электроны, ускоренные вверх, могут генерировать всплеска радио излучения и распространяться на зна-

1'нг. 1: Электродинамическая модель солпечпой вспышки. Продольные пж« показаны жирными линиями.

чигсльные расстояния в межпланетном прос фапсIве пли захватываться ма1 нитным нолем Солнца, вызывая радиовсплегкп. Наблюдательные данные указывают чн, продольные токи претерпевают значительную перестройку при развитии солнечной вспышки. Характерная наблюдаемая илошость тока ~ 10"'!Л/м'!.

Соответствие электродинамической модели имеющимся фактам и современным физическим представлениям следует из ряда недавно опубликованных работ. Богатая информация о вспышках получена благодаря исследованиям в рентгеновской области иа японском аппарате УоЬкоЬ. Рентгеновские измерения однозначно подтвердили, что вспышка начинается с энерговыделения на вершине магнитной арки. Эти данные приведены в диссертации.

Электродинамическая модель предсказывает ускорение плазмы до сверхальвеновских скоростей вдоль токового слоя. Этот эффект подтверждается также богатой информация о возникновении потоков плазмы (струй) прп вспышках, полученной на телескопе ЙХТ.

Способное!ь предлагаемой здесь электродинамической модели обь-

яснить как основные вспышечные явления, так и выбросы солнечного вещества за пределы короны является особенно актуальной в связи известной статьей Гослинга, в которой солнечная вспышка трактуется, как второстепенное явление, а в качестве главного явления рассматривается выброс вещества. Это пообоснованнее утверждение вызвало очень бурную реакцию. Выражая общее мнение Швестка назвал статью Гослинга ошибочной и опасной, отвлекающей ученых от исследования такого важного энергетического явления, как солнечная вспышка.

Для грубой оценки максимального электрического поля .УхВ/пес вдоль токового слоя можно использовать баланс давлений в слое и сохранение втекающего в слой и вытекающего из него магнитного потока (4, 5). При этом:

Е = (2ЛГ/а)(Ия/^те1) (15)

Т ~ 1кэВ, что следует из рентгеновских измерений, и толщине слоя а ~ 100см, получим Е ~ 1В/см. Большая на порядок величина была недавно зарегистрирована. При размере токового слоя соизмеримом с размером активной области предельно возможная разность потенциалов может составить ~ 101ОВ и обеспечить генерацию космических лучей большой энергии в продольных токах.

На основании богатого наблюдательного материала, полученного на японском космическом аппарате УоЬкоЬ ряд авторов делает вывод, что ускорение электронов происходит не в токовом слое над магнитной аркой, а недалеко от подножья арки, при этом ускоренные частицы движутся вниз и вверх, что подтверждает электродинамическую модель. В обзоре Брауна, подводящем итоги наиболее важных наблюдений солнечных вспышек, укалывается на однозначную связь между продольными токами и пятнами излучения На. Продольные токи локализуются вблизи сепаратрисе, разделяющих топологически различные области магнитного поля активной области. Пятна продольных токов перекрываются с пятнами излучения На■ При этом центры излучения располагаются в магнитных пятнах. Т. о. подтверждается предсказанное электродинамической моделью вспышки расположение продольных токов и их связь с излучением На.

Водородный спектр и мягкое рентгеновское излучение возникают обычно одновременно, и положения их источников совпадают с точ-

ностью до секунды. Рентгеновские линии вмсоконогшзовнных аншоа обнаруживают сильное смешение в коротковолновую область спектра, указывающие на вътброс вьтеокоионизованного вещества вверх со скоростями до 200км/с. Водородные линии смещены в красную область и указывают на поток водорода в основном вниз со t коростью 50-ЮОкм/с. Это явление было объяснено де Ягером и Фишером взрывным хромо-сферным испарением при быстром выделении оиерпш и хромосфере. Детально такое явление было подтверждено рядом измерений по аппарате Yohkoh. Выброс высокоионизованного вещества из подножья арки возникает вслед за появлением импульса более жесткого рентгеновского излучения с энергией порядка 100 кэВ. При этом длительность его составляем около 10 с, в то время как длительность последующего свечения линии Са XIX (3.9 кэВ) и свечения водорода составляет более 10 мин. Т. о получено доказательство импульсного выделения энергии в хромосфере пучками быстрых электронов там, где ускоренные в продольных. токах частицы должны высыпаться в хромосферу.

Обра кование послсвспьппечпых нетель так же ооълсь.чс i ■ л па т.>пг предлаглемон "здесь электродинамической модели. Выброшенное вверх градиентом давления ионизованное веществ о у птножья ярки должно лишаться вдоль линий мапшпюю поля и поежненпо заполнять .\iai-ншпые 1рубкн юрнчей платой

В рамках электродинамической модели iоперация частиц сверхвысо к их энергий может быть объяснены без привлечения других сопутствующих явлений 1аких как ударные волны. Ускорение частиц до сверхвысоких энергий по вспышки может осуществиться и электрическим полем вдоль нейтральной Х-линии, где магнитное ноле не препятствует процессу ускорения. Электрическое поле может быть оценено, как F = \''\Н!<\ Полная разность потенциалов обеспечивает ускорение части до энергий 10'Si.!. К сожалению, к настоящему времени отсутствует подход к проблеме расчета формы спектра этих частиц.

Предлагаемая здесь модель построена на основе численных расчетов с учетом имеющихся данных о поведении токовых слоев и развития вспышек. Она позволяет описать явления во вспышках, начиная от ак-к\ муляппи энергии до заключительной оаднн вспышки. Основная цель, которая преследовалась при построении модели, состоит а формулировке тех ее положений, которые могут быть проверены, в частности при разработке прогноза появления вспышек и осуществлении новых про

грамм изучения вспышечных явлений.

Представленная в приложении программа Пересвет позволяет численно решать МГД уравнения и ставить граничные условия, использующие уравнения на выходящих характеристиках. Приведенное описание программы позволяет ее использовать для решения широкого класса МГД задач.

Результаты численных расчетов — накопление магнитной энергии вспышки с образованием токового слоя или его отсутствие — могут явиться указанием на возможность появления солнечной вспышки. Их необходимо включить в качестве признака в группу признаков существующей системы прогноза солнечных вспышек.

В седьмой заключительной главе сформулированы основные результаты диссертации:

1. Сформулированы условия существования особой линии магнитного поля, в окрестности которой в результате образования токового слоя накапливается магнитная энергия возмущений, необходимая для вспышки. Соотношения, описывающие особую линию магнитного поля, содержат значения компонент магнитного поля и их первых прсютранствё!шых"производнЬ1хГ~что позволяет находить места расположения особых линий для распределения поля в солнечной короне, полученного из измерений на фотосфере.

2. Построена модель квазистационарного токового слоя, учитывающая выталкивание плазмы из слоя преимущественно силой магнитного натяжения, несохранение полной массы плазмы слоя во времени и другие процессы, оказывающие наиболее существенное влияние на эволюцию слоя. Найден критерий падения полной массы плазмы слоя, которое должно привести к неустойчивости, вызывающей вспышечный процесс.

3. Исследована неустойчивость диффузионного токового слоя, который реально может возникнуть в результате фокусировки возмущений в окрестности особой линии. Показано, что неустойчивость возникает при уменьшении плотности плазмы на границе слоя ниже критической величины, которое происходит в ходе падения во времени полной массы плазмы слоя. Найден критерий появления

неустойчивости и ее инкремент. Предложено объяснение втьпптп-ю нарастания неустойчивости на нелинейной стадии.

4. Численным моделированием в трехмерном МГД приближении показано, что токовый слой, и магнитном доле которого накапливается энергия вспышки, может образоваться в реальной несимметричной ситуации. соответствующей1 актинным чола/ппм соляеч-ной короны. Постановка задачи оизсч^ла осиоштым особенностям типичной для солнечной короны ситуации: источники магнитного поля располагались под фотосферой, а волна возмущения распространялась от фотосферы. Несмотря на то, что течение плазмы к особой линии задавалась только от фотосферы, а на остальных границах ставились условия свободного вытекания, в ходе фокусировки возмущений скорость плазмы над слоем меняет свое направление. В результате плазма втекает в слой с обеих его сторон, пбегпгчрвая чффективнор накопление магнитной энергии. Такое 11г1 "" |е !г-п и-- 1 1С I ей ПЛа ,МЫ \CTrT па пЛ1!7>Г1 ГТГ А б.Та.ГОДарЯ со-ответству ющому направлению магнитных сил а окресшосгн осо бой лшши. Харак1ер течения <.с1аеи;я неизменным при всех основ пых типах граничных условий. Ук> удалось вылсшпь благодаря использованию мех ода характеристик мри попановке условий и.) границе.

о. Методом численного решения МГД уравнений исследовано взаимо действия мощного сверхальненовского потока плазмы с плазмой низкого давления (¡} 1) в присутствии магнитного поля, направленного перпендикулярно вектору скорости. Показано образование вынужденного токового слоя, полученного пктялгоаписм магнитного поля потоком плазмы. Результаты моделирование описывают поведение поля и течения во время выбросов плазмы на Солнце, они также применимы для описания других явлений в космическом пространстве, при наличии сверхальвеновских потоков плазмы. Токовый слой остается устойчивым все время, п тсчгтптп которого поддерживается поток плазмы на границе. После прекращения выброса плазмы течение а часта слоя меняет свое направление под действием силы магнитного натяжения. В окрестности нулевой точки скорости во-шикает неустойчивость, и плазма быстро

вытекает из слоя через оба его края. Вследствие падения плотности, а следовательно давления в слое, поток плазмы в слой через его боковые границы ускоряется под действием силы магнитного давления до альвеновской скорости, что приводит к вспышсчному выделению энергии из-за мощной диссипации поля в слое. Таким образом, найдено объяснение последовательности событий, при которой после солнечной вспышки следует выброс плазмы, а за ним следующая вспышка: неустойчивость в слое, созданном в окрестности особой линии, приводит к вспышке, а также к выбросу плазмы под действием сил магнитного натяжения, увеличивающихся в ходе неустойчивости. Далее, образовавшийся поток плазмы, взаимодействуя с магнитным полем, вытягивает его в конфигурацию, соответствующую токовому слою. Неустойчивость этого слоя после прекращения потока вызывает вторичную вспышку.

6. При помощи моделирования в МГД приближении в 2- и 3-мерном пространстве исследовано взаимодействие доальвеновской струи с направленным нормально к ней магнитным полем в присутствии плазмы низкого давления. Такие потоки часто наблюдаются в короне, магнитосферах планет и используются в различных активных экспериментах. Показано, что магнитное поле не испытывает столь сильной деформации как для сверхальвеновского потока, где силовые линии по обеим сторонам слоя становились близкими к антипараллельным. Вследствие распространения вдоль поля альвеновской волны, в той части области, где расположены силовые линии, проходящие через струю, и куда дошла альвеновская волна, вся плазма вовлекается в движение, и линии магнитного поле наклоняются на угол, тангенс которого равен отношению скорости плазмы в струе к альвеновской скорости. Показано, что в плоскости, перпендикулярной магнитному полю на границе струи возникает вихревое движение плазмы, которое закручивает магнитное поле. Это закручивание силовых линий, определяется продольными токами в альвеновской волне. Численно и аналитически исследованы основные эффекты воздействия продольных токов, генерируемых струей, на плазму короны и магнитосферы.

7. Построена электродинамическая модель солнечной вспышки, вклю-

чающая и себя основные ирош-ссы в солнечной вспышке: накопление энергии в токовом слое солнечной короны, ее быстрое освобождение в результате неустойчивости в слое, перенос энергии в нижние слои атмосферы, ускорение частиц и друше процессы. Перенос энергии в фотосферу осуществляется благодаря контур}' с током, идущим вдоль силовых линий, которые соединяют слой с фогисфсриД, и замыкающемуся током Педерсопа в фотосфере тн-за столкновений заряжеппых частиц с нейтральными. Источником тока является разность потенциалов, определяемая холлов-ским членом ^хВ/пес в законе Ома. Падение разности потенциалов на отдельных участках в продольных токах вследствие появления аномального сопротивления или двойного слоя приводит к ускорению частиц, которые взаимодействуя с плотными слоями атмосферы и вызывают излучения, наблюдаемые при вспышке (рентген, На и др.). Наибольшая энергия частиц при вспышке достигается в результате их ускорения вдоль особой линии сильным индукппотпгьгм электрическим полем, возникающим при неустойчивости токового слоя.

Ч Разработана протрамма ПЕРЕСВЕТ для решения М ГЛ уравнений с. дпгеппатпвньши членами дли сжимаемой плазмы в лв} мерном и трехмерном пространстве. Расчеты в различных условиях показали, что используемая абсолютно неявная конечно разностная схема, решаемая методом итераций, устойчива практически в любой ситуации. Важной особенностью программы ПЕРЕСВЕТ является использование метода характеристик, позволяющего задавать на границе только те величины, которые невозможно найти из распределений величин внутри области. Этот меюд позволяет задавать все типы реально существующих возмущений на границе, а также условия, наилучшим образом приближающие условия свобод ного выхода. Программа ПЕРЕСВЕТ обладает широкими возможностями графического представления полученных решений как в трехмерном пространстве, так и в любой плоскости, проходящей через расчетную область. В настоящее время протрамма ПЕРЕСВЕТ применяется в совместных работах с различными ортанизаци-ямн (ИНАСАН. МГУ, ИДГ РАН, Университет Осака, Лаборатория Физики Плазмы Университета, им. Дж. Гопкиса) для решения ак-

туальных задач физики космической плазмы, включая разработку новых активных экспериментов.

9. Помимо чисто научных результатов проведенное исследование позволило дать рекомендации по улучшению качества прогноза солнечной вспышки. Для этой цели к признакам вспышечной ситуации существующей системы прогноза необходимо добавить признак, основанный на результатах МГД расчетов в солнечной короне, где конфигурация магнитного поля не может быть найдена непосредственно из наблюдательных данных. В качестве начального магнитного поля следует взять потенциальное или бессиловое поле, найденное по данным наблюдений на фотосфере. Эти же наблюдательные данные следует использовать для задания граничных условий на фотосфере. При этом благодаря применению метода характеристик нет необходимости знать распределение скорости на фотосфере, детали которого часто неизвестны. Признак вспышечной ситуации должен основываться на факте появления токового слоя в короне, полученном при помощи анализа решения МГД уравнений. Найденный критерий особой линии может быть использован для упрощения анализа решения, который достаточно трудоемок в трехмерном случае для конфигурации поля, значительно отличающейся от симметричной. В настоящее время в стадии подготовки находится совместный с Обсерваторией Сакраменто Пик, ИНАСАН и МГУ проект такого прогнозирования вспышек.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

[1] Гаврилов Б.Г., Зецер Ю.И., Подгорный А.И., Подгорный И.М. Сборник Динамические процессы в геосфере: геофизика сильных возмущений. М. Наука. 1994. С. 228.

[2] Гаврилов Б.Г., Зецер Ю.И., Подгорный А.И., Подгорный И.М. Геомагнетизм и аэрономия. 34, № 5, 16, 1994.

[3] Гаврилон Б.Г.. Зепер К).П., Подгорный А.П., Подгорный И.М. ДАН. 336, 6S4, 1991.

11] Гаврилов Б.Г., Подгорный A.II., Подгорный И.М., Собяттип Д.Б. Изв. РАН, сер. физ. 60. № 8, 101, 1990.

[5] Подгорный А.И. В сб. Проблемы физики солнечных вспышек. М. ИЗМИРАН. 19S3. C.H.t>.

[6] Подгорный А.И. Космические исследования. 26, 910, 1988.

[7] Подгорный А.И. Изв. ВУЗов. Радиофизика. 39, 1369, 1996.

[8] Подгорный А.И., Подгорный И.М. Изв. РАН, сер. физ. 59, № 8, 53,

1995.

[9] Подгорпый А.И., Подгорный И.М. Изв. РАН, сер. физ. 60, № 8, 72,

1996.

[Ю] Подюрный А.И., Подгорный И.М. Космические исследования. 35, .4- 1. 35, 1997.

[11! Подюрный П.М.. Подгорный Л.И.. Гаврилов К.Г.. Чецер К).П. 1Ьв. РАН. сер. физ. 50. \! 8. 18 1995.

[12] Minami S., Podgornv Л.I.. Podgorny l.M. Geopbys. Res. Letts. 20, 9. 1993.

[13] Podgorny A.I. Preprint Lebedev Physical Institute .V' 241, Moscow, 1986.

[11] Podgorny A.I. Preprint Lebedev Physical Institute .V 103, Moscow,

1986.

[15] Podgorny A.I. Preprint Lebedev Physical Institute .V« 358, Moscow,

1987.

[16] Podgornv A.l. In Proceedings of Internationa! Conference on Plasma Physics. Kiev. 1987. V. 4, P. 350.

[17] Podgorny A.I. Solar I'liys. 123, 285, 1989.

[18] Podgorny A.I. Plasma Phys. Controled Fusion, 31, 1271 1989.

[19] Podgorny A.I. In Solar magnetic fields and corona. Proc. XIII Consultation meeting on solar physics, Odessa, 1988. Novosibirsk: Nauka, Siberian Division. 1989. V. 1, p. 190.

[20] Podgorny A.I. Preprint Lebedev Physical Institute № 57, Moscow, 1994.

[21] Podgorny A.I. Solar Phys. 156, 41, 1995.

[22] Podgorny A.I., Podgorny I.M. In Phys. of Magnetospheric Flux Ropes. Ed. by C.T. Russell, E.R. Priest, L.C. Lee. Geophys. Mon. 58. AGU 1990. P. 279.

[23] Podgorny A.I., Podgorny I.M. Preprint Spase Research Institute No. Пр-1644. Moscow, 1990.

[24] Podgorny A.I., Podgorny I.M. In Proc. First SOLTIP Symposium, Liblice, Czechoslovakia, 1991 Prague: Astron. Inst. Czechosl. Acad. Sci. 1992. V. 2, P. 171.

[25] Podgorny A.I., Podgorny I.M. Solar Phys. 139, 125, 1992.

[26] Podgorny A.I., Podgorny I.M. Solar Phys. 161, 165, 1995.

[27] Podgorny A.I., Podgorny I.M. In Solar Driver of Inerplanetary and Terestrial Disturbances. Ed. by K.S. Balasubramaniam, S.L. Keil, R.N. Smartt. ASPCS. V. 95. USA. 1996. P. 66-73.

[28] Podgorny A.I., Podgorny I.M., Minami S. In Proceedings of the Second SOLTIP Symposium. Nakaminato, Japan. 1994. P. 105.

[29] Podgorny A.I., Podgorny I.M., Minami S. In Proceedings of the Second SOLTIP Symposium. Nakaminato, Japan. 1994. P. 315.

[30] Podgorny A.I., Podgorny I.M., Minami S. Геомагнетизм и аэрономия. 34, № 5, 22, 1994.

[31] Podgorny A.I., Podgorny I.M., Minami S. In Magnetospherir phenomena in the solar atmosphere - prototypes of stellar magnetic activity. Ed. Y.Ucliida, T.Kosugi, H.Hudson. IAU. Kluwer Ac. Publ. Dordrecht. 1996. P.633.

[32] Podgorny I.M., Podgorny A.I., Minami S. In Proceedings of the Second SOLTIP Symposium. Nakaminato, Japan. 1994. P. 109.