Большие расстояния

Очевидно, что при может либо неограниченно возрастать, либо стремиться к какой-либо постоянной величине или к нулю. Нетрудно видеть, что не удовлетворяет уравнению (8). Действительно, первый член в левой части уравнения неограниченно возрастает, второй и третий члены стремятся к нулю, тогда как в правой части (8) = const.

Вариант = const оказывается возможным. В этом случае

(9а)

Решение также удовлетворяет уравнению (8). В этом случае первый и третий члены в левой части уравнения (9) стремятся к нулю и

(9б)

Таким образом, решение уравнения (8) на больших расстояниях имеет две ветви: верхнюю ( ) и нижнюю ( ). Для того чтобы выбрать решение, приемлемое с физической точки зрения, вычислим плотность плазмы, соответствующую этим решениям.

Из равенства (4) следует

(10)

Подставляя в (10) величину из (9а), (9б), находим

(11)

Из равенств (11) видно, что в случае, когда соответствует нижней ветви решения, плотность плазмы при стремится к конечной и относительно большой величине, что противоречит экспериментальным данным. В то же время верхняя ветвь решения соответствует , что удовлетворяет условиям модели. Таким образом, на больших расстояниях от Солнца физический смысл имеет лишь верхняя ветвь решения уравнения Паркера.

Малые расстояния ( )

При третий член в левой части равенства (8) неограниченно возрастает. Поскольку в правой части уравнения постоянная величина, это означает, что неограниченное возрастание должно быть скомпенсировано одним из первых двух членов в левой части (8), то есть опять имеют место две ветви решения:

(12)

Первое решение, соответствующее неограниченному возрастанию скорости солнечного ветра при , физически неприемлемо. Второе решение дает разумный результат при значениях показателя политропы, определяемых неравенством , то есть .

Таким образом, стационарное решение короны оказывается возможным лишь в том случае, если показатель политропы a меньше адиабатического ( = 5/3), то есть если имеет место непрерывный приток энергии в корону и солнечный ветер. В первоначальной модели Паркера предполагалось, что необходимый приток энергии обеспечивается высокой теплопроводностью солнечной плазмы. Однако, как будет показано ниже, одного лишь потока тепловой энергии недостаточно для ускорения солнечного ветра, и требуются дополнительные источники энергии.

Итак, мы видим, что физически разумным граничным условиям при больших удовлетворяет верхняя ветвь решения уравнения Паркера, а при малых - нижняя. Сращивание этих двух ветвей решения зависит от поведения решения в окрестностях некоторой критической точки, положение которой на плоскости определяется следующим образом.

Продифференцируем уравнение (8) по :

(13)

Определим критическую точку ( ) как точку, где правая часть уравнения (13) и коэффициент при в левой части уравнения одновременно равны нулю. Тогда

(14)

Топология решения уравнения (8) в окрестностях критической точки показана на рис. 1. Решение представляет собой семейство гипербол. При этом существует лишь одно решение, удовлетворяющее граничным условиям как на больших, так и на малых расстояниях от Солнца. Этому решению соответствует кривая, проходящая через критическую точку (критическое решение).

Рис. 1. Семейство кривых решения уравнения Паркера в окрестности критической точки.

Радиальные профили скорости солнечного ветра в случае изотермической ( = 1) короны при различной температуре последней представлены на рис. 2. Из приведенных кривых видно, что решение достаточно чувствительно к граничным условиям. Так, например, при Т₀ = 0,5 10⁶ К скорость солнечного ветра на орбите Земли оказывается равной 260 км/с, а при T = 4 10⁶ К - около 1150 км/с, что в целом не противоречит экспериментальным данным (см. табл. 1 из [4]). В то же время рассчитанная плотность плазмы на орбите Земли 25-40 см^{- 3} вместо реальных 5-10 см^{- 3}.

Рис. 2.Радиальные профили скорости солнечного ветра в модели Паркера при различных температурах T короны.

Как видно из таблицы, скорость солнечного ветра меняется в достаточно широком диапазоне - от ~ 300 до ~ 700 км/с. Казалось бы, эти вариации легко объяснимы в рамках модели Паркера соответствующими вариациями температуры короны (см. рис. 2). Однако непосредственные наблюдения свидетельствуют, что источником рекуррентных высокоскоростных потоков являются корональные дыры (см. ниже), в которых температура короны существенно ниже средней. В связи с этим обратим внимание на то, что, согласно модели, скорость солнечного ветра помимо температуры короны зависит также от величины показателя политропы : чем больше , тем меньше скорость солнечного ветра на орбите Земли. Наилучшее соответствие между модельными расчетами и экспериментальными данными получено Паркером при = 1,1 вблизи Солнца и = 5/3 на больших расстояниях от него.

Однако в связи с малой величиной показателя возникает затруднение следующего рода: при градиент температуры . При этом поток тепла, обусловленный теплопроводностью, также стремится к нулю. Таким образом, для поддержания достаточно высокой температуры солнечного ветра требуются дополнительные нетепловые источники энергии, связанные, скорее всего, с диссипацией энергии альфвеновских волн [3].

Вклад МГД-волн в тепловую энергию и импульс солнечного ветра обсуждаются в ряде публикаций. Обзор этих исследований и их дальнейшее развитие даны И. Чашеем и В. Шишовым (1987 год). Выбрав соответствующим образом интенсивность и спектр МГД-волн в основании короны, можно получить не только соответствующую экспериментальным данным скорость солнечного ветра на орбите Земли, но и необходимую плотность плазмы.

Вместе с тем модель, развиваемая в рамках одножидкостной гидродинамики, не в состоянии объяснить наблюдаемую разность электронной и ионной температур в солнечном ветре (см. табл. 1).

Таблица 1. Параметры солнечного ветра на орбите Земли

Параметр, размерность	Средняя величина	Солнечный ветер
		медленный	высоко скоростной
n, см-3	8,7	11,9	3,9
, км/с
n , см-2 с-1	3,8 108	3,9 108	2,7 108
Tp , К	7 104	3,4 104	2,3 105
Te , К	1,4 105	1,3 105	1,0 105
Te / Tp	1,9	4,4	0,45

Следует заметить, что одножидкостные модели гидродинамики применимы в физике плазмы лишь в том случае, когда частота столкновений электронов с ионами достаточно велика, что обеспечивает эффективный обмен импульсом между электронной и ионной компонентами плазмы и соответственно равенство их температур. P.A. Sturrock и R.E. Hartle (1966 год) обратили внимание на то, что в солнечном ветре вследствие быстрого убывания плотности плазмы с расстоянием от Солнца последнее условие может не выполняться и температура ионов может существенно отличаться от температуры электронов. При этом, поскольку ионная теплопроводность относительно мала, протонная компонента короны Солнца расширяется почти адиабатически и соответственно быстро охлаждается. В то же время теплопроводность электронной компоненты плазмы относительно велика, в связи с чем температура последней падает с расстоянием достаточно медленно, что в целом не противоречит экспериментальным данным (см. табл. 1).

Такое относительно независимое существование электронной и ионной компонент плазмы описывается в рамках двухжидкостной гидродинамики. При этом в уравнении движения (3) газовое давление следует заменить суммой давлений электронного и ионного газов P = P_e + P_i = nk(T_e + T_i ). Кроме того, в случае двухжидкостной гидродинамики уравнение газового состояния обычно заменяют уравнением сохранения энергии, записанным отдельно для электронной и ионной компонент, так что система уравнений (2) - (4) принимает вид [1]

(15)

(16)

	(17)

	(18)

здесь и - масса иона и электрона соответственно, и - ионная и электронная температура; - коэффициент ионной (электронной) теплопроводности, - постоянная Больцмана и - частота столкновений ионов с электронами.

Результаты численного интегрирования системы уравнений (15)- (18) представлены на рис. 3 из [1] . Кривая 1 соответствует одножидкостной модели, кривые 2 и 3 показывают изменение с расстоянием электронной и ионной температуры солнечного ветра в двухжидкостной модели. Как видно из рисунка, на орбите Земли (r = 215 T_p = 4,4 10³ K и T_e = 3,4 10⁵ K.

Рис. 3. Изменение с расстоянием от Солнца температуры T солнечного ветра в одножидкостной модели (1 ), электронной (2 ) и ионной (3 ) температур в двухжидкостной модели.

Таким образом, предсказываемая моделью температура электронов оказывается вдвое больше, а температура протонов - на порядок меньше реальной температуры частиц в солнечном ветре (см. табл. 1). Такое несоответствие теоретических и экспериментальных данных можно устранить, предположив существование дополнительных источников нагрева плазмы, причем преимущественно ее ионной компоненты. Этому требованию удовлетворяют упомянутые выше альфвеновские волны. Дело в том, что, хотя сами альфвеновские волны в солнечном ветре почти не поглощаются, они эффективно трансформируются в ходе четырехволнового взаимодействия в магнитозвуковые волны. Последние же в условиях, характерных для солнечного ветра, диссипируют в результате резонансного взаимодействия с протонами, которые при этом заметно нагреваются.

Параметры солнечного ветра на орбите Земли, полученные A. Barnes и др. в 1971 году в рамках двухжидкостной модели с учетом дополнительного источника энергии в виде МГД-волн, представлены в табл. 2.

Таблица 2. Параметры солнечного ветра на орбите Земли в двухжидкостной модели Барнеса

Плотность плазмы n, см-3
Скорость , км/с
Поток кинетической энергии, эрг см-2 с	0,46
Протонная температура Tp , K	3,2 104
Электронная температура Te , K	2,2 105
Отношение Te / Tp	6,9

Рассчитанные параметры солнечного ветра на орбите Земли оказываются близкими к наблюдаемым параметрам медленного солнечного ветра (см. табл. 1). В то же время параметры высокоскоростных потоков в солнечном ветре заметно отличаются от предсказываемых моделью. В частности, температура протонов в этих потоках оказывается выше температуры электронов, что, по-видимому, свидетельствует о повышенной интенсивности альфвеновских волн в области их источника на Солнце.

Рассмотрим подробнее высокоскоростной солнечный ветер и обсудим его возможные источники.