ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ, 2019, том 45, № 8, с. 586-590
ОГРАНИЧЕНИЯ НА РЕЖИМЫ УСКОРЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ
В СОЛНЕЧНЫХ ВСПЫШКАХ
© 2019 г. В. А. Ковалев1*, В. Ф. Мельников2
1Институт земного магнетизма, ионосферы и распространения радиоволн им. Н.В. Пушкова РАН,
Москва, Россия
2Главная (Пулковская) астрономическая обсерватория РАН, Санкт-Петербург, Россия
Поступила в редакцию 28.03.2019 г.; после доработки 04.06.2019 г.; принята к публикации 25.06.2019 г.
На основе данных наблюдений микроволновых импульсных всплесков, зарегистрированных в обсер-
ватории Нобеяма, получены ограничения на режимы ускорения электронов в солнечных вспышках.
Из анализа эволюции инкремента нарастания радиопотока установлено, что ускорение электронов во
время вспышки происходит в режиме, замедленном по сравнению с экспоненциальным.
Ключевые слова: солнечные вспышки, радиовсплески, потоки, спектральный индекс, инкремент,
мгновенная частота, электроны, режимы ускорения.
DOI: 10.1134/S0320010819080059
ВВЕДЕНИЕ
в источнике более энергичных электронов (Мель-
ников, Магун, 1998).
Современные представления об ускорении ча-
Дополнительные возможности для получения
стиц в солнечных вспышках и об их рентгенов-
ограничений на механизм ускорения электронов во
ском и микроволновом излучениях изложены в
вспышках дает исследование поведения динамики
обзорах Жарковой и др. (2011), Мирошниченко
инкремента (мгновенной частоты) интенсивности
(2018), Хуанг и др. (2018). Анализ характери-
излучения на отдельных радиочастотах. Это, в
стик радиовсплесков позволяет изучать особенно-
частности, позволяет классифицировать процесс
сти процессов ускорения заряженных частиц во
ускорения как “сверхэкспоненциальный” или “за-
время солнечных вспышек. Генерация интенсив-
медленный” (Ковалев, 2009; Горгуца и др., 2015).
ного микроволнового излучения, сопровождающе-
С этой целью в данной работе проведен анализ
го солнечные вспышки, происходит в результате
магнитотормозного (гиросинхротронного) излуче-
наблюдений импульсных микроволновых радио-
всплесков.
ния ускоренных электронов со спектром, близким
к степенному: N(E) ∝ E-γ, γ > 0 (Бастиан и др.,
1998). В высокочастотной (f > fmax) части микро-
НАБЛЮДЕНИЯ
волнового спектра (fmax — частота спектрального
максимума радиовсплеска), где радиоисточник яв-
Данные получены на комплексе аппаратуры
ляется оптически тонким, а поток излучения про-
солнечной радиообсерватории Нобеяма, вклю-
порционален общему числу среднерелятивистских
чающем радиополяриметры на нескольких фик-
электронов, наблюдаемый спектральный индекс
сированных частотах 1.0; 2.0; 3.75; 9.4;
17.0
и
(с.и.) α зависимости потока радиоизлучения от
35 ГГц. Постоянная интегрирования приемника
частоты: F ∝ fα напрямую связан с γ (Гинзбург,
50
мс. Временные профили радиопотока F (t)
Сыроватский, 1963). В работе Ишкова и др. (1981)
были построены с шагом 1 с и менее. Анализ
показано, что на частотах f > fmax с увеличением
проведен для ряда из 12 солнечных радиовсплесков
радиопотока индекс |α| уменьшается, спектр упло-
с относительно простыми временными профиля-
щается. В диапазоне f < fmax величины α(t) и F (t)
ми интенсивности, зарегистрированных в период
могут изменяться синхронно. Уплощение (“уже-
январь 2012 г.-февраль 2014 г. Были отобраны
стчение”) спектра электронов в источнике может
достаточно интенсивные всплески с Fmax > 500 sfu
быть обусловлено как действием самого процесса
(1 sfu = 10-22 Вт м-2 Гц-1) с тем, чтобы избежать
ускорения, так и преимущественным накоплением
влияния теплового тормозного излучения. В случае
сложных многокомпонентных всплесков мы рас-
*Электронный адрес: vic.kov@yandex.ru
сматривали фазу роста преимущественно только
586
ОГРАНИЧЕНИЯ НА РЕЖИМЫ УСКОРЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ
587
Таблица 1
Время максимума
Частота спектрального
Максимальная плотность
Дата вспышки
радиовсплеска, UT
максимума fmax, ГГц
потока на fmax, sfu
2012-01-23
03:50
9.4
1.3 × 104
2012-03-07
01:13
9.4
1.3 × 104
2012-05-17
01:41
9.4
5 × 102
2012-07-06
01:39
35
9 × 102
2012-07-06
23:06
35
1.7 × 104
2012-10-23
03:16
35
4.5 × 103
2013-05-13
02:10
9.4
2.8 × 103
2013-10-28
04:38
17
1.6 × 103
2013-11-07
03:38
35
9 × 102
2013-11-08
04:25
35
4 × 103
2014-02-11
03:27
9.4
5 × 102
2014-02-25
00:45
35
4.8 × 104
для первого мощного пика излучения. Список
Инкремент нарастания потока радиоизлучения
проанализированных событий приведен в табл. 1.
(мгновенная частота) на фазе роста интенсивности
u(t):
Полученные нами закономерности поведения
динамики инкремента интенсивности на фазе роста
1 du
H =
,
(1)
оказались похожими для всех изученных всплес-
u dt
ков. Для иллюстрации в данной статье приве-
позволяет обнаружить во временных профилях
дены результаты исследования радиовсплеска с
функции u(t) (в нашем случае F (t)) “сверхэкспо-
максимумом потока 1.3 × 104 s.f.u. (01:17 UT) на
ненциальные” (|H|′t > 0) и замедленные (|H|′t < 0)
частоте fmax = 9.4 ГГц, сопровождавшего мощ-
по сравнению с экспоненциальным законом (H =
ную вспышку 07 марта 2012. Временной профиль
= const) режимы. На рис. 1в показана динами-
радиовсплеска на частоте 35 ГГц, начавшийся в
ка параметра H(t), характеризующего временной
01:06 UT, и фактически состоящий из двух воз-
масштаб изменения потока радиоизлучения и со-
растаний потока F (t) (1:06-1:10) UT и (1:10-1:17)
ответственно процесса ускорения электронов. Как
UT, показан на рис. 1а.
видно из рис. 1а и 1в, два упомянутых выше воз-
Эволюция высокочастотной части спадающего
растания потока сопровождаются формировани-
спектра (f > 9.4 ГГц, α < 0) характеризует про-
ем двух максимумов параметра H(t): (1:08 UT и
цесс ускорения электронов и соответственно ме-
1:13 UT), разделяющих сверхэкспоненциальный и
ханизм этого ускорения. Как видно из рис. 1а и
замедленный режимы.
1б, двум упомянутым возрастаниям потока соот-
Возникает вопрос о причине формирования на-
ветствуют два возрастания спектрального индекса
блюдаемого максимума H(t). Рассмотрим два мо-
α35-17, рассчитанных по потокам на двух частотах:
дельных случая. Первый свяжем с источником
17 и 35 ГГц, в пределах -(1.3-0.95) и -(1.0-0.6).
Уменьшение абсолютной величины |α35-17| ука-
простейшего вида q = uβ , имеющим стационарную
точку u =0 (нулевой фон). А второй — с обобщен-
зывает на уплощение высокочастотной части ра-
ным источником, учитывающим фоновый уровень
диоспектра и на “ужестчение” спектра ускоренных
интенсивности u > 0, который может иметь из-за
электронов. Эта динамика спектрального индек-
остаточного излучения от предыдущего всплеска
са подтверждает закономерности, упомянутые во
излучения.
Введении, установленные ранее статистически для
большинства микроволновых всплесков (Мельни-
ков, Магун, 1998). В этом смысле исследуемые в
ДИНАМИКА ИНКРЕМЕНТА
НА ФАЗЕ РОСТА ВСПЛЕСКА
данной работе всплески не являются какими-то
особенными. Поэтому их анализ на основе нового
Предполагаем, что поведение u(t) может быть
метода будет иметь достаточно общее значение.
описано нелинейным дифференциальным уравне-
ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45
№8
2019
588
КОВАЛЕВ, МЕЛЬНИКОВ
6000
нием
(а)
′
u
= q(u).
(2)
t
В случае степенного источника
4000
q = uβ, u(0) = u0, H = q/u,
(3)
H′t = (β - 1)uβ-2u′t.
При β = 1 справедлив экспоненциальный закон
2000
u(t) = u0et, H = 1.
(4)
При β > 1, H′t > 0 справедлив гиперболический
0
закон в виде сингулярного “режима с обострени-
01:00 01:15 01:30
01:45 02:00
ем”, когда u(t) неограниченно возрастает за конеч-
Time
ное время, а при β < 1, H′t < 0 возрастание u(t)
замедленное, несингулярное. Видно, что изменение
07 Mar 2012, f2/f1= 35 GHz/17 GHz
инкремента в рассмотренных случаях монотонное.
-0.4
(б)
Это не позволяет объяснить наблюдаемый макси-
мум H(t).
-0.6
Покажем, что наблюдаемый сверхэкспоненци-
альный режим на ранней фазе импульса связан с
-0.8
наличием фона (“хвоста” предыдущего импульса
излучения), в результате чего формируется мак-
симум H(t). Фон может быть описан следующим
-1.0
соотношением:
u′t = -kuδ, k > 0.
(5)
-1.2
Тогда обобщенный источник, учитывающий фон,
имеет вид
-1.4
01:00 01:15 01:30 01:45 02:00
q(u) = uβ - kuδ, k > 0.
(6)
Time
Начальное условие u(0) = u0 определяется нену-
07 Mar 2012, f = 35 GHz
левой стационарной точкой:
0.015
q(u0) = 0,
(7)
(в)
1
0.010
u0 = k
β-δ .
(8)
Далее
0.005
H(u) = q/u = uβ-1 - kuδ-1,
(9)
0
H′u = k(1 - δ)uδ-2[1 - (u/u1)β-δ],
1
u1 = u0[(1 - δ)/(1 - β)]
β-δ .
(10)
-0.005
01:00 01:15 01:30 01:45 02:00
Time
Из (9), (10) следует, что при β < 1, δ < β в точ-
ке u1, разделяющей два режима возрастания u(t)
(сверхэкспоненциальный (u0 < u < u1, H′t > 0) и
Рис. 1. Микроволновый всплеск 07.03.2012г. на ча-
замедленный (u > u1, H′t < 0)), формируется мак-
стоте 35 ГГц: (а) — временной профиль, состоящий
симум H(t). Например, полагая β = 0.5, δ = -2,
из двух возрастаний радиопотока F(t) в интерва-
получим u1 ≈ 2u0. Таким образом, наблюдениям
лах (1:05-1:10)UT и (1:10-1:17)UT, (б) — уменьше-
соответствует обобщенный источник (6). Из (10),
ние спектрального индекса |α35-17| (“уплощение” ра-
диоспектра) в интервалах (1:05-1:10)UT и (1:10-
зная u1/u0, получим β < 1, δ < β. Учет уменьша-
1:17)UT, (в) — максимумы инкремента H(t) (1:08UT и
ющегося фона (δ < 0) приводит к сверхэкспонен-
1:13UT), разделяющие режимы; основное увеличение
циальному режиму. Наличие последующего (после
радиопотока происходит в “замедленном” режиме.
максимума H) основного замедленного режима
указывает на β < 1.
ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45
№8
2019
ОГРАНИЧЕНИЯ НА РЕЖИМЫ УСКОРЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ
589
ОБСУЖДЕНИЕ И ВЫВОДЫ
полностью ионизованной нерелятивистской плаз-
мы имеет вид (Железняков, 1977)
Мы исследовали 12 интенсивных импульсных
0.2n2
всплесков с относительно простыми временными
μej ≈
(11)
f2T3/2
профилями. Обнаруженные в работе особенно-
сти динамики H(t) выявлены в каждом из этих
Для вспышечных условий n = 1010-1011 см-3, T =
всплесков. Поведение инкремента (мгновенной ча-
= 107 К оптическая толща источника с линейным
стоты) H(t) показывает, что возрастание потока
размером l = 108-109 см на частоте f = 17 ГГц
на фиксированных радиочастотах, сопровождаю-
составляет всего τ = 3 × 10-4-3 × 10-2. Как по-
щее “ужестчение” спектра ускоренных электронов,
казано в работах (Моргачев и др., 2014; Kузнецов,
имеет “двухступенчатый” характер: сначала сверх-
Мельников, 2012), особенно низкий вклад тормоз-
экспоненциальное, а затем, после достижения H(t)
ного излучения имеет место на фазе роста и мак-
максимального значения, замедленное. Детальный
симума интенсивности микроволновых всплесков,
анализ временных профилей на фазе роста интен-
и он не может повлиять на наклон частотного спек-
сивности всплесков показал, что наличие сверх-
тра, если плотность потока излучения превышает
100 sfu. Тепловое тормозное излучение, а также
экспоненциального режима и максимума H(t) на
эффект Разина, становятся значимыми для накло-
начальной стадии роста связано с влиянием фо-
на частотного спектра микроволнового излучения
на, обусловленного предшествующими импульса-
только на поздней стадии всплеска, когда плотная
ми излучения меньшей интенсивности. Установле-
испаряющаяся плазма заполняет всю вспышечную
но, что основное возрастание радиопотока во время
петлю. Наш же главный интерес в данной работе
интенсивного импульсного всплеска происходит в
касался начальной фазы всплеска. На этой фазе,
замедленном по сравнению с экспоненциальным
как видно из табл. 1, максимальная плотность по-
законом режиме, т.е. при уменьшении инкремента
тока микроволнового излучения превышала 500 sfu
H(t).
для всех рассмотренных событий, а следовательно,
гиросинхротронное излучение явно доминировало.
Поскольку в высокочастотной (f > fmax) части
микроволнового спектра радиоисточник является
В заключение следует отметить, что в некоторых
оптически тонким, поток излучения пропорциона-
механизмах ускорения увеличение энергии проис-
лен общему числу излучающих электронов в ра-
ходит в сверхэкспоненциальном режиме. В частно-
диоисточнике гиросинхротронного излучения. Из-
сти, в известном механизме Ферми 1 рода (Фер-
лучающими электронами в микроволновом диапа-
ми, 1954) при отражении заряженных частиц от
зоне во вспышечных петлях являются электроны
сходящихся магнитных стенок увеличение энергии
среднерелятивистских энергий: E > 300 кэВ (Ба-
отдельных частиц происходит по гиперболическо-
стиан и др., 1998). Именно в этом диапазоне
му закону. В работе Сомова и Косуги (1997) и в
энергий происходит увеличение числа электронов
последующих работах этот механизм был исполь-
при “ужесточении” их степенного спектра: N(E) =
зован применительно к солнечным вспышкам в
качестве механизма ускорения заряженных частиц
= N0(E/E0)-γ при E0 = 30 кэВ. Поэтому уста-
в коллапсирующих магнитных ловушках. Посколь-
новленный в данной работе факт, что основное воз-
ку в формировании магнитотормозного излучения
растание микроволнового потока излучения про-
ускоренных электронов может быть задействован,
исходит в замедленном режиме, позволяет сделать
в частности, бетатронный механизм (Богачев, Со-
вывод, что и ускорение электронов до среднере-
мов, 2005), не приводящий к сверхэкспоненциаль-
лятивистских энергий во время вспышки также
ному возрастанию, для уточнения выводов необхо-
происходит, преимущественно, по замедленному
сценарию.
димы численные расчеты.
Работа выполнена при частичной поддержке
Безусловно, во время вспышки происходит не
РФФИ (гранты 17-02-00308, 18-02-00856) и про-
только ускорение быстрых частиц, но и нагревание
граммы CAS 2016VWA044. Авторы благодарны
вспышечной области, сопровождаемое “испарени-
Радиообсерватории Нобеяма (NAOJ, Japan) за
ем” хромосферной плазмы, влияние которой мо-
возможность использовать данные наблюдений
жет стать существенным на низких частотах либо
солнечных радиополяриметров.
за счет теплового тормозного излучения плазмы,
либо за счет эффекта Разина (Мельников и др.,
2008; Моргачев и др., 2014). В высокочастотной же
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
области спектра относительный вклад тормозного
1. Бастиан и др. (T.S. Bastian, A.O. Benz, and
оптически тонкого источника мал. Действительно,
D.E. Gary), Ann. Rev. Astron. Astrophys. 36, 131
коэффициент тормозного поглощения равновесной
(1998).
ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45
№8
2019
590
КОВАЛЕВ, МЕЛЬНИКОВ
2. Богачев С.А., Сомов Б.В., Письма в Астрон. журн.
9. Ковалев В.А., Ковалев И.В., Нелинейный мир 7, 12,
31, 601 (2005) [S.A. Bogachev and B.V. Somov,
918 (2009).
Astron. Lett. 31, 537 (2005)].
10. Ковалев В.А., Костюченко И.Г., Савченко М.И.,
3. Гинзбург В.Л., Сыроватский С.И., Происхожде-
Чариков Ю.Е., Динамика сложных систем —
ние космических лучей (Изд. АН СССР, 1963).
ХХI век 78 (2015).
4. Горгуца Р.В., Ковалев В.А., Костюченко И.Г., Мар-
11. Кузнецов С.А., Мельников В.Ф., Геомагнетизм и
кеев А.К., Соболев Д.Е., Фомичев В.В., Геомагне-
аэрономия 52, 883 (2012).
тизм и аэрономия 55, 1 (2015).
5. Жаркова и др. (V.V. Zharkova, K. Arzner, A.O. Benz,
12. Мельников, Магун (V.F. Melnikov and A. Magun),
P. Browning, C. Dauphin, A.G. Emslie, L. Fletcher,
Solar Phys. 178, 153 (1998).
E.P. Kontar, G. Mann, M. Onofri, V. Petrosian,
13. Мельников и др. (V.F. Melnikov, D.E. Gary, and
R. Turkmani, N. Vilmer, and L. Vlahos), Space Sci
G.M. Nita), Solar Phys. 253, 43 (2008).
Rev. 159, 357 (2011).
14. Моргачев А.С., Поляков В.Е., Мельников В.Ф.,
6. Железняков В.В., Электромагнитные волны в
Астрон. журн. 91, 399 (2014).
космической плазме (М.: Наука, 1977).
7. Ишков В.Н., Ковалев В.А., Могилевский Э.И.,
15. Сомов, Косуги (B.V. Somov and T. Kosugi),
Плотников В.М., Чернов Г.П., сб. “Год солнечного
Astrophys. J. 485. 859 (1997).
максимума, Материалы международной кон-
16. Ферми (E. Fermi), Astrophys. J. 119, 1 (1954).
ференции, Симферополь, март 1981г.”, 11, 72
17. Хуанг и др. (G. Huang, V.F. Melnikov, H. Ji, and
(1981).
Z. Ning), Solar Flare Loops: Observations and
8. Мирошниченко Л.И., Успехи физ. наук 188, 345
(2018).
Interpretations (Springer Singapore, 2018, 424p).
ПИСЬМА В АСТРОНОМИЧЕСКИЙ ЖУРНАЛ том 45
№8
2019
