Стохастическое ускорение тяжелых ионов в солнечных вспышках: (Кулоновские потери и изменение заряда)

• Автор: Картавых, Юлия Юрьевна
• Шифр специальности: 01.03.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 123 с.

Содержание

Введение
Глава 1. Типы событий солнечных космических лучей и их основные характеристики.
1.1. Сравнительные характеристики импульсных и постепенных
событий солнечных космических лучей
1.2. Зарядовые состояния тяжелых ионов в солнечных космических
лучах
1.3. Наблюдательные данные о температуре активных областей и областей ускорения частиц
Глава 2. Кулоновские потери и возможность диагностики плазмы в области ускорения.
2.1. Экспериментальные данные об энергетических спектрах
тяжелых частиц в импульсных событиях
2.2. Модель стохастического ускорения частиц с учетом
кулоновских потерь
2.3. Параметры плазмы в области ускорения по особенностям энергетических спектров тяжелых частиц
Глава 3. Ускорение гелия с учетом его ионизации и рекомбинации.
3.1. Модель ускорения ионов гелия и основные процессы,
приводящие к изменению их заряда
3.2. Влияние плотности и температуры на спектры
ускоренных ионов Не+ и Не++
3.3. Сравнительный анализ расчетных и экспериментальных
данных по Не+ и Не++

3.4. О возможностях интерпретации наблюдаемых спектров и
обилия Не+ и Не++ в межпланетном пространстве
Глава 4. Ускорение ионов железа в импульсных событиях
солнечных энергичных частиц
4.1. Основные процессы изменения заряда железа
4.2. Влияние учета ионизации железа протонами на спектры и
зарядовые распределения ускоряемых ионов
4.3. Влияние плотности и температуры фоновой плазмы на
энергетические спектры и зарядовые распределения Ре
4.4. Влияние эффективности ускорения и показателя спектра
турбулентности на энергетические спектры и зарядовые распределения ионов Ре
4.5. Параметры областей ускорения для событий 29 марта,
2 апреля и 18 октября 1995 г. по данным об энергетических
спектрах 3Не, 4Не, Ре
Заключение
Литература

Введение
Вопросы ускорения солнечных космических лучей (СКЛ) относятся к наиболее важным в современной физике Солнца. Генерация энергичных частиц связана, вероятнее всего, со взрывными процессами на Солнце. К настоящему времени предложено несколько механизмов ускорения СКЛ: стохастическое, ускорение на ударных волнах (или регулярное), ускорение электрическим полем при пересоединении магнитных силовых линий и др. Однако до сих пор не создано детальных моделей, которые удовлетворительно объясняли бы совокупность наблюдаемых свойств частиц: относительное содержание, зарядовые состояния, энергетические спектры, временные профили и т.д. Разработанные модели базируются на процессе ускорения в рамках приближения пробных частиц с их неизменными свойствами: зарядом 0 и атомной массой А. Однако, если при ускорении или распространении ионов характерные времена изменения их заряда достаточно малы, то предположение о неизменности свойств частиц нарушается. В этих условиях необходимо решать самосогласованную задачу: с одной стороны, темп ускорения тяжёлой частицы зависит от заряда, а с другой - сам её заряд определяется энергией, т.к. сечения ионизации и захвата электронов зависят от заряда и относительной скорости столкновения.
О необходимости учета процессов ионизации при ускорении и распространении свидетельствуют и экспериментальные данные по зарядовым состояниям ионов железа и кремния, ускоренных в импульсных солнечных событиях, а также по относительному содержанию этих элементов в СКЛ. Для того, чтобы объяснить их относительное обилие, требуется меньшая температура, нежели та, которая соответствует ионизационному равновесию. Поэтому для получения наблюдаемых зарядов требуется дополнительная обдирка этих ионов в процессе ускорения или после него.
В настоящее время не существует теоретических моделей ускорения частиц, которые учитывали бы самосогласованное изменение заряда ускоряемого иона. Поэтому создание таких моделей и объяснение с их помощью богатого

Задача нахождения энергетических спектров частиц решалась в нашей работе численно методом Монте-Карло [91]. Согласно (4), инжектированная частица меняет свои координату и энергию во времени. Считая промежуток времени Аі достаточно малым и заменив дифференциалы конечными разностями, найдем приращение энергии за время А( на г-ом дискретном шаге [92,93]:
£г£м=ці(ЕіА)АЕкк)сАі+(Ж , (12)
где йЕ - случайная величина, распределенная по Гауссу с нулевым средним и дисперсией 8£2=2<р(£;./)Лг. Аналогично, для координаты х будем иметь:
Хі-Хі .і = сіх . (13)
Так же как и в (12), здесь сіх - случайная Величина, для которой 8х2=2%Дг. При введении безразмерной координаты у=х/Ь (0<у<1) дисперсии по у и £ соответственно будут:
Ъу = Ьх / Ь = (2хДт)‘2 / £ = л/дї , (14)
і/2 (ь2 V'2
5е =(2фДг)12 = — фДт] , (15)

а сдвиг по энергии (без учета потерь)

АЕ = уДг = |/ — Дт . (16)
С учетом потерь на каждом последующем шаге
<1Е 1}
Е:= Е, .+АЕ + - Ат + (1Е. (17)
'-1 Л 2% у >
Если в процессе ускорения окажется, что частица имеет энергию меньше начальной
энергии Е0, то происходит ее “отражение” от значения Е0, после чего £, заменяется
на 2£0-£;. Частица считается зарегистрированной, если она вышла за пределы
пространственного интервала [0,£] (в безразмерной форме [0,1]) вне зависимости
от количества шагов, необходимого для достижения граничных точек. Причем
выйдя за указанные границы, она уже не имеет возможности вернуться назад в
область ускорения. При этом мы рассматриваем проинтегрированный по времени
спектр частиц, выходящих из области ускорения, что соответствует стационарной
постановке задачи. Заметим, что стационарность реализуется, если время жизни