В физике Солнца существуют две фундаментальные проблемы

Роль электрического поля и
рекомбинации в формировании
атмосферы Солнца и звезд
Костров А.В.
г. Нижний Новгород, ИПФРАН
тел: +7(831)4368071 факс: +7(831)4160616
kstr@appl.sci-nnov.ru
2015 г.
Институт прикладной физики
Российской академии наук
Лаборатория моделирования космической плазмы
603950, г. Нижний Новгород, ул. Ульянова, 46
Направления работ лаборатории
 Большой плазменный стенд «КРОТ»
– Параметрическая модуляция свистовых волн переменным
магнитным полем (нерезонансная параметрика)
– Дактирование свистовых волн плазменными
неоднородностями
– Генерация низкочастотных магнитных полей интенсивными
свистовыми волнами
– Генерация низкочастотных свистовых волн электронами,
ускоренными в ЭЦР режиме
– Кроссмодуляция свистовых волн
– Лабораторное моделирование спутниковых антенн
Направления работ лаборатории
 Плазменный стенд «Ионосфера»
– Моделирование активных экспериментов по воздействию на
ионосферу мощного электромагнитного излучения
 Электростатика
– Исследование двигательной электризация летательных
аппаратов при истечении заряженных продуктов сгорания
топлива.
– Исследование распределения токов ясной погоды и зарядов
(аэроионов) в приземной области (до 300м).
– Мониторинг грозовой активности
 Медицинское оборудование
 Плазменный стенд для моделирования «спрайтов»
(«верхняя» молния)
Большой плазменный стенд «КРОТ»
Солнце
Основные параметры
Радиус Солнца:
𝑅с = 6,9 ∗ 1010 см
Ускорение свободного падения:
𝑔с =274 м сек2 (27,9 𝑔з )
Вторая космическая скорость:
𝑉2 =617 км сек
Энергия протона:
E=1600эВ
Температура фотосферы:
𝑇ф =5778 К
Температура Короны:
Тк ∼ 1.5 ∗ 106 К
Период вращения:
Т=25.3 суток
Скорость линейная на экваторе:
V=2 км сек
Фотосфера
𝑁𝑚 =1017 см−3 , 𝑁𝑒 =1013 см−3 ,
Основной механизм формирования излучения Солнца связан с процессом
фотоприлипания электрона к атому водорода с образованием
отрицательного иона водорода Н− (e+H → Н− +h 𝜔 ). Плотность
отрицательных ионов 𝑁𝑖𝐻 − ~4 ∗ 109 .Фотосфера непрерывно теряет
энергию, которая восстанавливается за счет потока излучения, идущего из
более глубоких слоев.
Процесс фотоприлипания определяет спектр белого света
(4000Å ≤ 𝜆 ≤ 7500Å)
Э.Н.П под редакцией Фортова т.1, стр.250, «Отрицательные ионы в плазме» А.В Елецкий, Б.М
Смирнов
Действующие солнечные космические проекты последних лет:
(США, Европа, Япония)
SOHO (1995), TRACE (1998), RUESSI (2002), Hinode (2006), Stereo (2006),
SDO (2010)
(Россия) КоронасФ (2001-2005), Коронас-Фотон (2009)
TRACE
Fe X (𝝀 = 𝟏𝟕𝟏Å),
𝑴
𝒁
= 𝟓, 𝟔
Т𝒆 =1,100,000 K
SDO
𝑴
𝒁
Fe X (𝝀 = 𝟏𝟕𝟏 Å), =5,6
𝑻𝒆 =1,100,000 K
SDO
Fe XVIII (94Å)
Fe XII (195 Å)
Fe XVI (335 Å)
Fe VIII,XX,XXII(131 Å)
Fe IX (171 Å)
Fe XIV (211 Å)
He II (304 Å)
C I, Fe II (1600 Å)
белый свет(4500 Å)
 На основании исследований рентгеновского излучения в диапазоне от 1 до 100 Å был
сделан вывод, что температура короны, даже спокойной очень высока.
Многочисленные наблюдаемые спектральные линии высокой кратности(железа,
кремния, кислорода, кальция, магния и др.) обусловлено ионизацией и возбуждением
ионов электронным ударом.
 Установлено, что чем выше степень ионизации иона, тем на большей высоте
наблюдается его излучение, т.е. температура короны Солнца растет с увеличением
высоты.
Вывод о высокой температуре короны Солнца, полученный по излучению
высокоионизированных ионов, предполагает термодинамическое равновесие, при
котором концентрация ионов определяется локальным ионизационным равновесием
в плазме, т.е. динамическим локальным равновесием процессов ионизации и
рекомбинации.
Э.Н.П под редакцией Фортова т.5-1,
В физике Солнца существуют две фундаментальные
проблемы, которые в настоящее время не имеют решения:
1.Проблема нагрева короны Солнца выше температуры фотосферы
2.Проблема генерации солнечного ветра
Многочисленные исследования по объяснению высокой температуры
Солнца связаны с поиском источника нагрева электронов в короне:
а) Всевозможные турбулентные движения подфотосферной конвективной зоны.
б) Перенос энергии ударными и альвеновскими волнами.
в) Нагрев электронов при пересоединении линий магнитного поля, энергия которого
непрерывно вырабатывается в фотосфере и высвобождается в короне.
г) Velosity filtration-при немаксвелловском распределении электронов в фотосфере.
Гравитационный потенциал позволяет только энергичным частицам уходить так, что
средняя энергия частиц будет возрастать с высотой.
I.D Scudder, « Why all stars should possess circumstellar temperature inversions»,
Astrophys.I. 398, p.319-349 (1992)
Все механизмы направлены на то, чтобы доставить энергию в
корону и нагреть электроны, которые будут способны
ионизовать и возбудить атомы различных элементов.
Возникает вопрос, который не обсуждается в литературе:
Как атомы легких и тяжелых элементов оказались в короне?
Например: чтобы атом железа 𝑭𝒆𝟓𝟓 оказался на высоте h=50
тыс. км над поверхностью Солнца, он должен вылететь с
поверхности Солнца со скоростью 𝑽 =
энергии порядка 7 кэВ.
𝟐𝒈𝒉 , что соответствует
ПЛАЗМА ПОСЛЕСВЕЧЕНИЯ
(afterglow plasma)
При проведении лабораторных экспериментов часто используется режим
распадающейся или расширяющейся плазмы, т.е. проведение
исследований после выключения или вне источника ионизации. На
стадии распада или разлета нестационарной плазмы наблюдается
послесвечение, которое определяется процессами рекомбинации.
Процесс рекомбинации происходит, когда в результате столкновений
электрона с ионом образуется нейтральный атом, либо понижается
степень ионизации многозарядного иона, однако такой процесс
𝑋 𝑛+ + е ⇾ 𝑋 𝑛+ −1
не реализуется в силу не выполнения законов сохранения импульса и
энергии, необходим сброс избыточной энергии:
𝑋 𝑛+ + е ⇾ 𝑋 𝑛+ −1 +𝛽 ∆𝜀
1.
2.
3.
если 𝛽 = ℎ𝜈 – фоторекомбинация, 𝑋 𝑛+ + e ⇾𝑋 𝑛+ −1 + hν
𝑋 𝑛+ + e + e ⇾ 𝑋 𝑛+ −1 + е тройная рекомбинация
Диэлектронная рекомбинация, когда избыток энергии могут принять на
себя внутренние электроны многозарядного иона.
При рекомбинации образуется ион меньшей
кратности в высоко
𝑍2
возбужденном состоянии с энергией связи: 𝜀𝑛 = 𝑛2 𝑅𝑦
где Ry = 13,6 эВ; n – главное квантовое число(n ≫ 1).
При этом излучается непрерывное излучение, энергия кванта которого равна:
𝑚𝑣 2
ℎ𝜔 =
+ 𝜀𝑘
2
𝑚𝑣 2
где 2 – кинетическая энергия электрона. Далее электрон обычно переходит в
основное или низколежащее состояние с испусканием линейчатого спектра.
При малых значениях температуры интенсивность линейчатого излучения
может на несколько порядков превосходить интенсивность сплошного спектра
рекомбинационного излучения.
Поскольку состав линейчатого спектра и интенсивность входящих в него
спектральных линий существенно зависят от индивидуальных свойств атомов
и ионов плазмы, трудно установить общие закономерности, характеризующие
зависимость параметров линейчатого излучения от температуры. Кроме того,
если заряд иона возрастает, то значительно увеличивается и расхождение
между экспериментальными данными и теоретическими расчетами
коэффициента рекомбинации, достигая одного или двух порядков величины.
В.И Коган, В.И Лисица, «Радиационные процессы в плазме», «Физика плазмы» т.4, Итоги науки и техники ВИНИТИ АН СССР,
М.1983
H.F.Beyer, V.P.Shevelko, «Introduction to the Physics of Highly Garden Ions»,IOP.2003
РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТОВ
Типичная осциллограмма излучения He 𝜤 ( 𝝀=4472 Å) на установке TH-1
(красная область 𝝉 =𝟏𝟎−𝟑 сек –время работы импульсного ВЧ источника
плазмы. Магнитное поле 200 эрст., давление 𝟏𝟎−𝟐 тор)
М.П Брижинев, Б.Г Еремин, А.В Костров и др. «Методика квазилокальных измерений электрических полей в
плазме по сателлитам запрещенных переходов в гелии», ЖЕТФ т.85, вып.3(9),стр.893-908,(1983)
Временная зависимость излучения плазмы
J. Anal. At. Spectrom., Y. Xiaomei at all, « A spectroscopic investigation of the afterglow and recombi-nation process in
microsecond pulsed glow discharge», 2010.25.534
Интенсивность излучения линии 𝝀 = 𝟖, 𝟒𝑨 водородоподобного иона 𝑴𝒈 𝜲𝜤𝜤
в зависимости от расстояния X от поверхности магниевой мишени при
воздействии лазерного излучения.
В.А Бойко и др., «Наблюдения инверсии и генерации на ионных переходах в рекомбинирующей лазерной плазме.
- Методы и средства измерения параметров высокотемпературной плазмы» .Сборник научн. тр./ВНИИФТРИ – М.,1983, с.38
С.И Яковленко, « Плазма для лазеров», « Физика плазмы т.3», Итоги науки и техники ВИНИТИ АН СССР, М 1982, стр.57
Л.И Гудзенко, С.И Яковленко, « Плазменные лазеры», М. Атомиздат 1978
Интенсивности излучения линии Al III (λ=360Å) в лазерной плазме в
зависимости от расстояния до алюминиевой мишени.
(Кривые соответствуют следующим давлениям : 1 - р = 2 Тор, 2 - р = 1 Тор,
3 - р = 0,5 Тор, 4 - р = 0,05 Тор)
Л.Т.Сухов «Оптические характеристики лазерной плазмы на поздних стадиях разлета»,
Квантовая электроника, 14,№2(1987), стр.317
О.Б Ананьин ,Ю.А Быковский и др., « Спектральное исследование углеродной лазерной плазмы,
разлетающейся в фоновую среду», Физика плазмы Т.9,вып.2(1983)
И.А Бейгман, В.Е Левашов и др., « Перезарядка многозарядных ионов лазерной плазмы на атомах струи
благородного газа», Квантовая электроника 37.№11(2007), стр.1060
Основные результаты лабораторных
экспериментов по исследованию плазмы
послесвечения
1.Результаты лабораторных экспериментов свидетельствуют, что
процессы ионизации и рекомбинации в нестационарной и
неравновесной плазме могут быть разнесены как в пространстве, так и
во времени. В рекомбинирующей плазме условия термодинамического
равновесия не выполняются, при этом распределение атомов по
возбужденным уровням не определяется законом Больцмана, а
распределение по состояниям ионизации не определяется формулой
Саха.
2.Энергия квантов рекомбинационного излучения ионов не несет
информации о температуре электронов. Обычно энергия, с которой
начинается фоторекомбинация ионов с низкой степенью ионизации,
составляет величину Тe ≤ 1 эВ. Для ионов с высокими значениями Z
эта энергия возрастает.
3. При малых значениях температуры интенсивность линейчатого
излучения может на несколько порядков превосходить интенсивность
сплошного спектра рекомбинационного и тормозного излучения.
4. Приближенные формулы для плотности мощности излучения с
непрерывным спектром следующие:
Для тормозного излучения: 𝑄 = 1,5 ∙ 10−25 𝑁𝑒 𝑁𝑧 𝑍 2 𝑇𝑒 1/2
Для рекомбинационного излучения: 𝑄 = 5 ∙ 10−24 𝑁𝑒 𝑁𝑧 𝑍 4 𝑇𝑒 −1/2
𝑄(эрг сек∗см3) , Te (эВ), 𝑁𝑒 и 𝑁𝑧 -плотность электронов и плотность ионов
кратности (-) заряда Z.
Сильная зависимость мощности непрерывного рекомбинационного излучения
от заряда иона Z приводит к тому, что малая плотность примеси в плазме
может обеспечить высокий уровень излучения, сравнимый с мощностью
излучения основной компоненты плазмы. Например, доля ионов железа в
фотосфере и короне Солнца составляет величину порядка 10-4 от доли
водорода. Однако энергия, выделяемая в единицу времени при рекомбинации
ионов FeXXVI, оказывается одного порядка с мощностью, излучаемой ионами
водорода. При этом интенсивность линейчатого излучения на несколько
порядков превосходит интенсивность сплошного спектра.
•
Я.Б Зельдович, Ю.П Райзер, « Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений», М. Наука (1966)
•
Б.А Трубников, Вопросы теории плазмы, М. Атомиздат (1963)вып.1, стр.98
•
Л.И Гудзенко, С.И Яковленко, « Плазменные лазеры», М. Атомиздат 1978
•
•
Л.М Биберман, В.С Воробьев, И.Т Якубов, «Кинетика неравновесной низкотемпературной плазмы», изд. «Наука», Москва 1982г
В.И Коган, В.И Лисица, «Радиационные процессы в плазме», «Физика плазмы» т.4, Итоги науки и техники ВИНИТИ АН СССР, М.1983
Процесс образования солнечных вспышек
Для объяснения истечения плазмы с поверхности Солнца, «кажущегося»
нагрева Короны, и образование солнечного ветра, необходимо учитывать
электрическое поле, которое создается надтепловыми электронами.
Быстрые электроны создают электрическое поле:
𝑑𝑖𝑣 𝐸 = −4𝜋𝑒(𝑁𝑒 − 𝑁𝑖 ),
которое и определяет совместный поток электронов и ионов.
Задача расширения плазмы в вакуум, газовую или плазменную среду
достаточно подробно исследована в физике плазмы.
При свободном расширении плазмы важной особенностью кинетического
рассмотрения является ускорение ионов, которое носит коллективный
характер.
Разлет многозарядной плазмы в нейтральную среду имеет сложное
пространственно-временное распределение.
Для Солнца принципиальное отличие от случая свободного разлета плазмы
заключается в существенном влиянии силы тяжести.
𝑑𝑉𝑖
𝑑𝑡
=
𝑍𝑒𝐸(𝑟 )
+𝑔
𝑀
,
где 𝑀𝑖 и Z и масса и заряд иона, 𝐸(𝑟)-неоднородное в пространстве
электрическое поле, 𝑔-ускорение свободного падения.
 Движение иона против силы тяжести определяется напряженностью
электрического поля E(r) и электрической массой иона M/Z. Чем меньше
величина M/Z, тем большую скорость может приобрести ион, и,
соответственно, подняться на большую высоту. В том случае, если скорость
иона превышает вторую космическую скорость для Солнца (около 700
км/сек), то пара ион-электрон в состоянии покинуть Солнце и войти в
состав солнечного ветра. В первую очередь, электрически легкие ионы ,
такие как Н, Н𝑒 3 ,Ве7 и ионы с M/Z∼2. Если величина электрического поля
недостаточна для набора второй космической скорости, то ион поднимается
на высоту h, определяемую равенством ZeE(h)/M = g. При остановке иона
происходит рекомбинация, при которой высвобождается потенциальная
энергия, равная энергии связи ускоренных ионов различных химических
элементов.
 Отметим, что одновременно со стабильными ионами химических элементов
в электрическом поле ускоряются и их изотопы. Обнаружить наличие
изотопов одного элемента по спектральным линиям невозможно, т.к. линии
слабо смещаются по частоте, однако наличие изотопов может быть
определено по распаду недолго живущих изотопов, при котором выделяется
как энергия 𝛼 частицы, так и 𝛾 излучение. Неоднократно 𝛾 -излучение
наблюдалось в солнечных вспышках, при этом были обнаружены
спектральные особенности соответствующие ядерным линиям и линиям от
захвата нейтрона и т. п. Также в солнечных вспышках могут происходить
различные ядерные реакции, приводящие к образованию нейтронов.
Обычно в таких реакциях участвуют ядра со слабосвязанными нейтронами.
SDO
𝝀 = 𝟑𝟎𝟒 Å
𝝀 = 𝟏𝟕𝟏 Å
Белый свет
Расчет траектории движения заряженных частиц
вблизи солнечной поверхности
Уравнение движения заряженных частиц:
  m  1
x    eE x
 z

1
M
   m 
y

eE

G


y

R  y 2
z


   
d 2r
т 2  ezE r   Fгр r 
dt
Электрическое поле:
2
x
d
L 
 x   L 
E  E0 2
1    
2
2
2 
y d x L
 L

2
2
 L2 

sin   sign( x) 1   2
2 
x

L


Векторная структура поля (поле без обострения).
=0, L=100 тыс. км., d=50 тыс. км.
2
2




E x  E sin
E y  E cos 
0.5d  y 
0.5d  y 2  0.5d 2
Векторная структура поля (поле без обострения),
=100, L=100 тыс. км., d=50 тыс. км.
Траектории движения заряженных частиц вблизи
солнечной поверхности
Электрическое поле:
2
x
d
L 
 x   L 
E  E0 2
1  2  
y  d 2 x 2  L2 
L

2
Структура поля Ey в плоскости y=0
2
2




Фотографии вспышек
Траектории движения частиц, m/z=22
= 195A
Траектории движения частиц, m/z=8
= 195A
= 171A
= 171A
Траектории движения заряженных частиц вблизи
солнечной поверхности
Электрическое поле:
2
x
d
L 
 x   L 
E  E0 2
1  100  
y  d 2 x 2  L2 
L

2
2
Структура поля Ey в плоскости y=0
Фотографии вспышек
Траектории движения частиц, m/z=12
Траектории движения частиц, m/z=6
= 171A
= 171A
= 171A
= 171A
2




Траектории движения заряженных частиц вблизи
солнечной поверхности
Электрическое поле:
2
x
d2
L2 
 x   L 
E  E0  2
1  100  
y  d 2 x 2  L2 
L


Структура поля Ey в плоскости y=0
1
x
1.5sign( x)  1  1
L
Фотографии вспышек
Траектории движения частиц, m/z=6
= 1216A
= 171A
2




Заключение
1.Анализ многочисленных лабораторных экспериментов свидетельствует, что
нестационарной плазме процессы ионизации и рекомбинации могут быть разнесены как в
пространстве, так и во времени. Установлено, что при разлете плазмы от источника
ионизации из-за уменьшения температуры электронов, происходит рекомбинация ионов и
электронов с освобождением потенциальной энергии , запасенной в источнике ионизации в
виде в виде электромагнитного излучения и нагрева электронов.
2.На основании результатов лабораторных экспериментов предлагается механизм
выделения энергии в солнечных вспышках, который связан с тем, что ионная компонента
химических элементов в фотосфере Солнца, ускоряется в электрическом поле (которое
создается за счет надтепловых электронов) и переносит в Корону потенциальную энергию,
запасенную при ионизации внутри Солнца. Эта энергия при движении ионов в
электрическом и гравитационном поле, вследствие рекомбинации, может освобождаться в
Короне Солнца в виде непрерывного и линейчатого излучения. При рекомбинации
температура (средняя энергия) электронов значительно
меньше потенциала
возбуждения и ионизации наиболее представленных многозарядных электронов,
поэтому регистрация высокоэнергичных квантов излучения не несет никакой
информации о температуре электронов в Короне Солнца.
3.Одновременно со стабильными изотопами ионов различных химических элементов в
электрическом поле могут ускоряться и их недолго живущие изотопы. При распаде этих
изотопов выделяются энергичные 𝛼 - частицы, электроны и 𝛾 - излучение, что и
наблюдается в солнечных вспышках.
4.Движение ионов различных элементов и их изотопов в электрическом поле против
силы тяжести зависит от электрической массы ионов M/Z. При заданном
электрическом поле покинуть атмосферу Солнца и образовать солнечный ветер ,в
первую очередь, могут электрически легкие ионы , такие как Н, Н3 ,Ве7 и ионы с
M/Z∼2. Электрически тяжелые ионы могут остановиться в хромосфере или Короне
Солнца и определять структуру и спектр излучения вспышки. Рост температуры
Короны Солнца с высотой, связан с подъемом на большую высоту
высокоионизированных ионов, обладающих малой электрической массой.
5.Отличие изображений Солнца, наблюдаемых в спектральных линиях различных
ионов указывает о разнообразных движениях ионизованной компоненты плазмы в
пространственно локализованном электрическом поле при наличии силы тяжести.
Простейший анализ уравнения движения ионов в этих полях показал возможность
формирования таких разнообразных траекторий движения ионов с разной
электрической массой M/Z, которые в условиях Солнца подсвечиваются
рекомбинационным свечением. Эти траектории имеют
вид арок, спикул,
корональных лучей.
6.Резкий край изображения Солнца связан с электрическим полем, которое
притягивает отрицательные ионы водорода к фотосфере.
Положительные ионы водорода (протоны) могут рекомбинировать на очень
больших высотах с излучением линейчатого спектра. При дальнейшем движении
нейтрального водорода происходит прилипание водорода с излучением белого света,
что и наблюдается на коронографах. Отсюда следует, что отрицательные ионы
водорода должны присутствовать в солнечном ветре и определять его скорость.
 - процесс
Выводы
Корреляция между относительным количеством химических
элементов в фотосфере Солнца от номера элемента и зависимостью
электрической массы (M/Z) от номера (заряда ядра), позволяет сделать
вывод, что перенос химических элементов из недр Солнца к его
поверхности определяется электрическим полем, которое возникает
между фотосферой и ядром. В электрическом поле на большую высоту
могут подняться элементы с малым M/Z,
которые будут
зарегистрированы на поверхности Солнца и определять изрезанность
кривой распространенности химических элементов.
2.
Распространенность химических элементов в космических
лучах (источником которых являются вспышки сверхновых) показывает,
что существенных аномалий в спектре ядер химических элементов при
их производстве внутри звезд не производит.
3.
Зависимость распространенности химических элементов в
космических лучах и фотосфере Солнца от заряда ядра свидетельствует
об экспоненциальном спаде производства элементов в термоядерном
котле Солнца. Показатель экспоненты A=A0exp(-Z/2) равен 2, что
соответствует заряду ядра гелия. Таким образом, элементы от Z=5 до
Z=22 рождаются в  - процессе.
1.
Спасибо за внимание!
TRACE
7,50 мин
8,02 мин
8,06 мин
8,15 мин
8,25 мин
8,37 мин
𝐻~150 тыс. км
SOHO
Белый свет(𝝀 = 𝟓𝟑𝟎𝟎 ÷ 𝟔𝟒𝟎𝟎 Å)
Энергия ионизация атома
Энциклопедия
низкотемпературной
плазмы
Вводный том I
Под ред. академика
В.Е. Фортова
(раздел I, стр. 16)
При рекомбинации кинетическая энергия электрона (температура
электронов в короне Солнца) значительно меньше энергии ионизации
иона, тогда как энергия уносимая фотоном примерно равна ей.