Известия РАН. Серия физическая, 2019, T. 83, № 5, стр. 590-593

Изменение гелиодолготной зависимости пиковых интенсивностей солнечных протонных событий с солнечными циклами

Ю. П. Очелков^*

Федеральное государственное бюджетное учреждение Институт прикладной геофизики имени академика Е.К. Федорова
Москва, Россия

^* E-mail: yur_och@mail.ru

Поступила в редакцию 15.09.2018
После доработки 06.11.2018
Принята к публикации 28.01.2019

DOI: 10.1134/S0367676519050284

Полный текст (PDF)

Аннотация

На основе изучения двумерных распределений солнечных вспышек по пиковым интенсивностям мягких рентгеновских всплесков и солнечных протонных событий сделан вывод о том, что зависимость от гелиодолготы пиковой интенсивности солнечных протонных событий изменяется с солнечными циклами. Использованы данные КА GOES по рентгеновским всплескам в диапазоне длин волн 0.1–0.8 нм и данные по наблюдениям солнечных протонных событий с пороговыми энергиями 30 МэВ. Было обнаружено, что гелиодолготное ослабление пиковой интенсивности протонных событий в различных циклах может отличаться на порядок величины. В частности, ослабление пиковой интенсивности протонных событий от вспышек в интервале гелиололгот от 0^○ до 30^○E относительно пиковых интенсивностей протонных событий от вспышек на западной половине диска равно 30 для 23 цикла солнечной активности и только 3 для 22 цикла. Изменение с циклами гелиодолготной зависимости пиковых интенсивностей солнечных протонных событий следует учитывать во всех статистических исследованиях.

ВВЕДЕНИЕ

Исследование гелиодолготной зависимости пиковых интенсивностей наблюдаемых у Земли солнечных протонных событий важно для понимания механизма распространения солнечных протонов в солнечной короне и в межпланетном пространстве. Знание коэффициента гелиодолготного ослабления необходимо для статистических исследований протонных событий, а также для проблемы прогноза протонных событий по электромагнитному излучению вспышек. В таком исследовании следует учитывать различную природу пиковых интенсивностей протонных событий: формирование пиковой интенсивности в процессе диффузионного распространения в межпланетной среде или формирование пиковых интенсивностей из-за ускорения в межпланетных ударных волнах или ловушек в структурах ударных волн.

МЕТОД ИССЛЕДОВАНИЯ

В [1] рассмотрены различные методы, которые могут быть использованы для определения коэффициентов гелиодолготного ослабления пиковых интенсивностей солнечных протонных событий (см., например [2–5]). Здесь мы будем использовать метод вычисления коэффициента гелиодолготного ослабления, предложенный в работе [1], основанный на исследовании двумерных интегральных распределений солнечных вспышек по пиковым интенсивностям мягких рентгеновских всплесков и пиковым интенсивностям протонных событий, построенных для различных интервалов гелиодолгот.

Было использовано двумерное интегральное распределение N(J_x, J_p), где J_p – пиковая интенсивность протонного события в частицах ⋅ см^–2 · с^–1 · ср^–1 и J_x – пиковая интенсивность рентгеновских всплесков в 10^–5 Вт ∙ м^–2 (значение J_x = 1 соответствует пиковой интенсивности рентгеновского всплеска класса M1). Использованы данные КА GOES по рентгеновским всплескам в диапазоне длин волн 0.1–0.8 нм и данные по наблюдениям протонных событий с пороговыми энергиями 30 МэВ для 22, 23 и 24 циклов солнечной активности.

Функция N(J_x, 0) – интегральное распределение по пиковым интенсивностям для всех всплесков (после которых протонные события либо наблюдались, либо не наблюдались). Отношение N(J_x, J_p)/N(J_x, 0) – это вероятность всплесков с пиковыми интенсивностями, больше чем J_x, после которых наблюдались протонные события с пиковыми интенсивностями, больше чем J_p, среди всех всплесков с пиковыми интенсивностями, больше чем J_x.

Значение этого отношения не зависит от долготы вспышки и должно испытывать слабые возмущения из-за статистических флуктуаций числа событий с гелиодолготой.

(1)

$\begin{gathered} {{W}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},{{J}_{p}}({\varphi })) = {{{{N}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},{{J}_{p}}({\varphi }))} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{N}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},{{J}_{p}}({\varphi }))} {{{N}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},0)}}} \right. \kern-0em} {{{N}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},0)}} = \\ = {{{{N}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},k({\varphi },{{{\varphi }}_{0}}){{J}_{p}}({{{\varphi }}_{0}}))} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{N}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},k({\varphi },{{{\varphi }}_{0}}){{J}_{p}}({{{\varphi }}_{0}}))} {{{N}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},0)}}} \right. \kern-0em} {{{N}_{{\varphi }}}({{J}_{x}},0)}} = \\ = {{{{N}_{{{{{\varphi }}_{0}}}}}({{J}_{x}},{{J}_{p}}({{{\varphi }}_{0}})} \mathord{\left/ {\vphantom {{{{N}_{{{{{\varphi }}_{0}}}}}({{J}_{x}},{{J}_{p}}({{{\varphi }}_{0}})} {{{N}_{{{{{\varphi }}_{0}}}}}({{J}_{x}},0)}}} \right. \kern-0em} {{{N}_{{{{{\varphi }}_{0}}}}}({{J}_{x}},0)}} = {\text{const}}({\varphi }) \\ \end{gathered} $

здесь ${{J}_{p}}({\varphi }) = k({\varphi },{{{\varphi }}_{0}}){{J}_{p}}({{{\varphi }}_{0}}),$ a $k({\varphi },{{{\varphi }}_{0}})$ – коэффициент гелиодолготного ослабления, φ₀ – фиксированная гелиодолгота.

Отметим здесь, что статистические флуктуации числа событий с гелиодолготой могут быть очень велики из-за существования активных областей и комплексов активности (см., например, [6, 7]).

Коэффициент гелиодолготного ослабления можно вычислить, выбирая в выражении (1) коэффициент k так, чтобы вероятность (1) для гелиодолготы φ была равна вероятности для гелиодолготы φ₀ для всех J_x. На практике приходится вычислять коэффициент к не для отдельной гелиодолготы, а для гелиодолготных интервалов.

В [1] было показано, что как в 23, так и в 22 циклах значения ${{W}_{{{\text{6}}0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, J_p) и ${{W}_{{{\text{3}}0^\circ - {\text{6}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, J_p) практически равны друг другу для одинаковых значений J_p. Это означает, что гелиодолготным ослаблением интенсивности солнечных протонных событий можно пренебречь для событий от всей западной половины диска. Это утверждение справедливо также и для последнего 24 цикла. Эти результаты согласуются с результатами работы [8], в которой было показано, что средние времена от вспышки до максимума протонного события практически не изменяются в интервале гелиодолгот 60°^{W ± 60° и затем быстро растут за пределами этого интервала. Поэтому здесь мы будем
рассматривать W(J_x, J_p) для целого интервала 0^○–90^○ W. На рис. 1 построены интегральные распределения N(J_x, J_p) для гелиодолготного интервала 0^○–90^○W для 23 цикла.}

Рис. 1.

Зависимости N(J_x, J_p) от J_x в Вт · м^–2 для 23 цикла солнечной активности для J_p = 0, 0.3, 1, 10, 30 частиц/см² · с · ср (сверху вниз) для гелиодолготного интервала 0^○–90^○ W. Верхняя кривая – интегральное распределение по пиковым интенсивностям всех рентгеновских всплесков N(J_x) = N(J_x, 0), которое является степенным (в логарифмических координатах прямая линия).

Как следует из рис. 1, кривые для N(J_x, J_p) для J_p = 0.3, 1, 10, 30 асимптотически приближаются к кривой для N(J_x,0). Начиная с J_x = 0.8, возникают статистические флуктуации из-за малого числа событий и наблюдаются отклонения от регулярного хода кривых.

РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЯ

Мы приведем здесь вычисления W_φ(J_x, J_p) для 22 и 23 циклов солнечной активности из работы [1] (см. табл. 1, 2 ) и сделанные в этой работе вычисления для 24 цикла для J_p = 0.3 частиц ⋅ см^–2 ⋅ · с^–1 ср^–1 и J_x = 1 в 10⁵ Вт ∙ м^–2 (табл. 3).

Таблица 1

22 цикл	[90^○ W–90^○ E]	[90^○ W–0^○)	[90^○ E–0^○)	[90^○W–30^○W)	[30^○ W–0^○)	[0^○–30^○ E)	[30^○ E–90^○ E]
N(1, 0)	1569	876	693	564	312	288	405
N(1, 0.3)	73	54	19	37	17	14	5
W(1, 0.3)	0.046	0.06	0.027	0.065	0.055	0.049	0.012

Таблица 2

23 цикл	[90^○ W–90^○ E]	[90^○ W–0^○)	[90^○ E–0^○)	[90^○W–30^○W)	[30^○ W–0^○)	[0^○–30^○ E)	[30^○ E–90^○ E]
N(1, 0)	1325	695	630	512	183	263	367
N(1, 0.3)	97	77	20	55	22	13	7
W(1, 0.3)	0.073	0.11	0.032	0.11	0.12	0.049	0.019

Таблица 3

24 цикл	[90^○ W–90^○ E]	[90^○ W–0^○)	[90^○ E–0^○)	[90^○W–30^○W)	[30^○ W–0^○)	[0^○–30^○ E)	[30^○ E–90^○ E]
N(1, 0)	754	361	393	253	108	107	286
N(1, 0.3)	39	25	14	18	7	6	8
W(1, 0.3)	0.051	0.069	0.035	0.071	0.065	0.056	0.028

Графики функций W(J_x, J_p) в зависимости от J_x для различных значений J_p приведены на рис. 2 для 23, 22 и 24 циклов для гелиодолготных интервалов [90^○ W–0^○) и [0^○–30^○ E).

Рис. 2.

Зависимости W(J_x, J_p) от J_x в Вт · м^–2 (a – 23 цикл, б – 22 цикл, в – 24 цикл), сплошные линии со сплошными кружками для J_p = 0.3, 1, 3, 10, 30 частиц ∙ · см^–2 · с^–1 · ср^–1 (сверху вниз) для гелиодолготного интервала 0^○–90^○ W, штриховые линии с пустыми кружками для J_p = 0.3, 1 частиц ∙ см^–2 · с^–1 · ср^–1 (сверху вниз) для гелиодолготного интервала 0^○–30^○ E, пунктирные линии с крестиком внутри кружка для J_p = 0.3, 1 частиц ∙ · см² · с^–1 · ср^–1 (сверху вниз) для гелиодолготного интервала 0^○–90^○ E.

Из рис. 2 следует, что для 23 цикла: ${{W}_{{0^\circ - {\text{3}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 0.3) = ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, 10) (для J_x < 1). Это означает в соответствии с выражением (1), что: J_p (0°–30° E) = 1/30J_p (0°–90° W) и k (0°–30° E, 0°–90° W) = 1/30. Этот вывод подтверждается также равенством: ${{W}_{{0^\circ - {\text{3}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 1) = ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, 30), которое также следует из рис. 2 (эти результаты были получены в работе [1]). В то же время для 22 цикла следует, что ${{W}_{{0^\circ - {\text{3}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 0.3) = ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, 1) для J_x < 0.8) и ${{W}_{{0^\circ - {\text{3}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 1) = ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$ (J_x, 3), или: J_p(0°–30° E) = = 1/3J_p (0°–90° W) и k (0°–30° E, 0°–90° W) = 1/3. Таким образом, гелиодолготное ослабление в 22 цикле в 10 раз меньше чем в 23. Для 24 цикла, как следует из рисунка, ${{W}_{{0^\circ - {\text{3}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 0.3) = ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, 3) (для J_x < 0.8) и поэтому k (0^○–30^○ E, 0^○–90^○ W) = 1/10. Для построения зависимости ${{W}_{{0^\circ - {\text{3}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 1) от J_x в этом цикле было слишком мало протонных событий (39 с J_p > 0.3).

Поэтому для 24 цикла мы построили зависимости ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, 0.3) и ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 1). Как следует из рисунка ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 0.3) = ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, 10) и ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{E}}}}}$(J_x, 1) = ${{W}_{{0^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$(J_x, 30) и, следовательно, k (0^○–90^○ E, 0°–90° W) = 1/30. Для 22 и 23 циклов эти коэффициенты равны 1/20 и 1/150 соответственно. Как следует из таблиц 1–3, наибольшее число протонных событий при заданном числе рентгеновских всплесков произощло в 23 цикле солнечной активности (в этом цикле коэффициент гелиодолготного ослабления пиковых интенсивностей протонных событий также был наибольший). Наименьшее число протонных событий при заданном числе рентгеновских всплесков было в 22 цикле (в этом цикле коэффициент гелиодолготного ослабления пиковых интенсивностей протонных событий также был наименьший).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Как следует из проведенного анализа двумерных распределений солнечных вспышек по пиковым интенсивностям мягких рентгеновских всплесков и протонных событий, зависимость от гелиодолготы пиковой интенсивности протонных событий изменяется с солнечным циклом. Было обнаружено, что гелиодолготное ослабление пиковой интенсивности протонных событий в различных циклах может различаться на порядок величины. Из последних трех циклов наиболее сильное гелиодолготное ослабление наблюдалось в 23 цикле, а наиболее слабое в 22 цикле. Рассчитанные коэффициенты гелиодолготного ослабления равны:

23 цикл: ${{W}_{{90^\circ - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$ (1, 0.3) = 0.073 k (0^○–30^○ E, 0^○–90^○ W) = 1/30, k (0^○–90^○ E, 0^○–90^○W) = 1/150;

24 цикл: ${{W}_{{90^\circ \,{\text{E}} - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$ (1, 0.3) = 0.051 k (0^○–30^○ E, 0^○–90^○ W) = 1/10, k(0^○–90^○ E, 0^○–90^○ W) = 1/30;

22 цикл: ${{W}_{{90^\circ \,{\text{E}} - {\text{9}}0^\circ \,{\text{W}}}}}$ (1, 0.3) = 0.046 k (0^○–30^○ E, 0^○–90^○ W) = 1/3, k (0^○–90^○ E, 0^○–90^○ W) = 1/20.

Зависимость гелиодолготного ослабления пиковых интенсивностей протонных событий от цикла следует учитывать во всех статистических исследованиях протонных событий, а также при разработке методов прогноза протонных событий по электромагнитному излучению вспышек.

Список литературы

Ochelkov Yu. P. // J. Phys. Conf. Ser. 2013. V. 409. № 1. Art. no. 12183.
Беловский М.Н., Очелков Ю.П. // Бюл. Солнечные дан. АН СССР. 1976. № 12. 246 с.
Очелков Ю.П.// Геомагн. и аэрон. 1986. № 26. С. 1007.
Lario D., Kallenrode M.B., Decker R.B. et al. // Astrophys. J. 2006. V. 653. P. 1531.
Smart D.F., She M.A. // Adv. Space Res. 1996. V. 17. P. 113.
Беловский М.Н., Очелков Ю.П., Переяслова Н.К. и др.// Косм. исслед. 1982. Т. 20. С. 417.
Коврижиных О.М., Савенко И.А., Чупрова М.М.// Косм. исслед. 1977. Т. 15. С. 401.
Reinhard R., Wibberenz G. // Solar Phys. 1974. V. 6. P. 473.

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

следующая статья выпуска предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Известия РАН. Серия физическая

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал