Тонкая структура солнечной короны и электрические токи в корональной плазме

• Автор: Жуков, Андрей Николаевич
• Шифр специальности: 01.04.08
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 126 с.

Оглавление
Введение
Основные положения, выносимые на защиту
1 Динамика коронального плазмоида
1.1 Теория корональных плазмоидов и наблюдения 11 июля
1991 года
1.2 МГД приближение для описания динамики плазмоида и
окружающей короны
1.3 Ускорение плазмоида магнитной силой
1.3.1 Основные принципы модели
1.3.2 Колебания магнитного диполя плазмоида
1.3.3 Быстрое вращение магнитного диполя плазмоида .
1.3.4 Численное решение уравнений движения
1.3.5 Обсуждение модели и ее результатов
1.3.6 Проблемы происхождения плазмоида и его
устойчивости
1.4 Нестационарная тонкая структура плазмоида и
окружающей короны
1.4.1 Обработка изображений и ее влияние на результаты
1.4.2 Тонкая структура плазмоида и окружающей короны
1.5 Обсуждение
1.6 Выводы
2 Глобальная асимметрия ультрафиолетового излучения

Солнца
2.1 Наблюдения
2.2 Анализ наблюдательных данных и результаты
2.3 Обсуждение
2.4 Выводы
3 Крупномасштабное корональное магнитное поле и форма короны во время затмения 11 августа 1999 года
3.1 Магнитный диполь Солнца в текущем
солнечном цикле
3.2 Попытка прогноза формы короны во время полного
затмения 11 августа 1999 года
3.3 Выводы
4 Спиральная структура магнитного поля полярных плюмов
4.1 Полярные плюмы: наблюдения и теория
4.2 Наблюдения спиральной структуры полярных плюмов
4.3 Интерпретация наблюдений и обсуждение
4.4 Выводы
Заключение
Литература

Введение
Солнечная корона является крайне неоднородной по своей структуре. Диапазон наблюдаемых пространственных размеров простирается примерно от 1 i?0 (~ 10 см - корональные дыры и стримеры) до порядка 1О~вД0 (~ 105 см - радионеоднородности в солнечном ветре). В совокупности с временными масштабами они образуют сложную пространственно-временную структуру солнечной короны. Для более полного понимания крупномасштабных процессов необходимо изучение также и мелкомасштабных явлений. Однако, точно определить влияние корональных структур и процессов различных пространственно-временных масштабов на еще не до конца понятые процессы ускорения солнечного ветра и нагрева короны в настоящее время не представляется возможным.
В то время как крупномасштабные корональные структуры (корональные дыры, стримеры, активные области) регулярно наблюдались с помощью коронографов, во время полных солнечных затмений и кратковременных космических экспериментов (например, Skylab), тонкая структура солнечной короны оставалась до недавнего времени относительно неисследованной. Причиной этого являются сложности при проведении наблюдений: затменные наблюдения проводились в основном на портативных и, следовательно, ограниченных в возможностях телескопах; изображения же с космических аппаратов и коронографов имели низкое разрешение.
С 1995 года ситуация коренным образом изменилась благодаря запуску космических аппаратов SOHO (Solar and Heliospheric Observatory) и TRACE (Transition Region and Coronal Explorer), которые до сих

рассмотрения, которое ведет к магнитной гидродинамике при Кп < 1 и к бесстолкновительной кинетике при Кп > 1. Случай Кп ~ 1 не поддается простому аналитическому рассмотрению. Однако, приводимый ниже пример позволяет ожидать, что МГД приближение динамики плаз-моида является возможным путем получения грубых оценок но порядку величины, необходимых для нас.
Рассмотрим твердый шар радиуса Д, движущийся сквозь газ с плотностью р. Если средняя длина свободного пробега частиц газа А достаточно мала (А <С Д, или Кп <С 1) и число Рейнольдса также мало, сила сопротивления, действующая со стороны газа на шар, определяется по формуле Стокса [53]: Д = бет г/УК ~ рУЯ, где V - скорость тела, т) -коэффициент вязкости, равный по порядку величины
1) ~ рутА ~ ру-тНКп, (1.7)
Ут - средняя тепловая скорость частиц газа. В противоположном случае А > й (Кп > 1), если движение шара не сверхзвуковое, сила сопротивления Д ~ УИ2рут [52]. Эту формулу можно переписать как Д ~ рУтЯУД. Сравнив два выражения для силы Д, полученные в случае А'п 1 и Кп 1, можно формально записать коэффициент вязкости для случая А’п > 1:
ц ~ ритД. (1.8)
Экстраполируя формулы (1.7) и (1.8) в область Д ~ А, получаем
для коэффициента вязкости одинаковое выражение ц ~ рндД, так как
Кп ~ 1. Таким образом, в обоих приближениях (МГД и бесстолкнови-тельная кинетика) сила сопротивления характеризутся одним и тем же коэффициентом. Аналогичное сравнение может быть проведено и для других процессов переноса.
Итак, применение МГД приближения для получения грубых оценок по порядку величины в рассматриваемом случае оправдано. Кроме того, фактическая область применимости гидродинамических уравнений для плазмы в магнитном поле оказывается еще шире, так как процессы