ФИЗИЧЕСКОЕ СОСТОЯНИЕ ХРОМОСФЕРЫ. ВОЛНОВЫЕ ДВИЖЕНИЯ В АТМОСФЕРЕ СОЛНЦА

В спектре солнечной хромосферы, кроме повторения линий фраунгоферова спектра в обращенном виде, наблюдается несколько новых эмиссионных линий. Об одной из них мы уже говорили, это линия гелия, существование которой в хромосфере несколько странно: ведь хромосфера, как более высокий слой, должна быть холоднее фотосферы, а для возбуждения того верхнего уровня атома Не, переход с которого дает линию нужна энергия, встречающаяся лишь у частиц при температуре около 200 000 К. Еще более странно присутствие в спектре хромосферы линий ионизованного гелия, так как ионизационный потенциал Не равен 24,5 эВ, а для наблюдаемой в хромосфере линии гелия нужна энергия возбуждения до 50 эВ!

Другой особенностью хромосферы является ее большая протяженность. Газ в состоянии гидростатического равновесия подчиняется дифференциальному условию

утверждающему, что при изменении высоты на давление убывает на равное массе элемента объема причем р — плотность вещества, a g — ускорение силы тяжести.

Сочетая уравнение (4.1) с уравнением идеального газа

где — универсальная газовая постоянная, а — молекулярная масса, легко найдем для изотермического слоя или тонкого слоя, в котором можно считать Т и g постоянными, так называемое барометрическое уравнение

в котором есть давление на уровне h = 0. Мы видим, что газовое давление в атмосфере при неизменной температуре должно убывать экспоненциально, причем величина Я, вытекающая из равенства

определяет высоту однородной атмосферы, потому что если бы атмосфера была одинаковой плотности , то давление ее оказалось бы равным в том случае, когда высота ее равнялась бы т. е. введенной нами величине .

Вместе с тем определяет так называемую шкалу высот в атмосфере, так как согласно (4.3) плотность (или давление) бывает в е раз при возрастании высоты на величину .

На Солнце g очень велико, поэтому мало даже для самого легкого газа — водорода. В этом случае по формуле (4.4) определяется при км. Именно поэтому мы смогли без труда объяснить резкий край у Солнца. Но у хромосферы наблюдения дают для водорода км. Если бы теоретическое значение реально соблюдалось, то на протяжении 1200 км яркость хромосферы должна была уменьшиться в раз, а фактически она уменьшается не более чем в раз, вся же хромосфера прослеживается до высот в 6—7 раз выше. Еще разительнее расхождение у CaII. Хромосфера в лучах CaII видна выше всего, а между тем по формуле (4.4) для высота однородной атмосферы должна быть еще в 40 раз меньше, чем у водорода. Действительное значение у металлов — порядка 200—400 км.

Такое расхождение между теорией и наблюдениями может быть отчасти объяснено тем, что на самом деле хромосфера не изотермична, но становится горячее с высотой. Это предположение может объяснить и перевозбуждение атомов в хромосфере. Однако во многих отношениях разумнее предположить, что в хромосфере рядом существуют горячие и холодные элементы, делающие ее среднюю температуру много выше 5000 К. Иначе невозможно понять одновременное присутствие в спектре хромосферы линий HeII и бальмеровской серии водорода.

Рис. 25. Максвелловское распределение составляющих теплового движения частиц по одной координате, например по оси z, направленной к наблюдателю

Для определения температуры современная астрофизика располагает кроме спектрофотометрического метода еще другими средствами, из которых метод, основанный на нахождении ширины спектральной линии, весьма удобен. Идея этого метода такова. Как мы видели выше, средняя скорость частиц газа (молекул, атомов, электронов) растет с повышением температуры газа (формула (2.21) и рис. 111. Вследствие эффекта Доплера это не может не проявиться в профиле спектральной лйнии (КПА 419), так как излучать будут атомы, обладающие самыми различными лучевыми скоростями. При всех условиях число частиц с нулевой составляющей скорости по лучу зрения будет наибольшим, так как сюда входят все частицы, движущиеся с любой скоростью перпендикулярно к лучу зрения. Распределение скоростей частиц по лучу зрения вытекает из максвелловского распределения (2.20), но в применении к одному направлению оно проще, а именно число частиц имеющих составляющую по оси в пределах от до , равно (рис. 25)

где определяется из (2.21) как наивероятнейшая скорость движения частиц. Это распределение показано на рис. 25 для положительных скоростей . Кривая должна быть дополнена распределением для отрицательных скоростей — такой же кривой, симметричной относительно .

Соответственно, если каждый атом изучает чрезвычайно тонкую спектральную линию (т. е. она имеет очень малую ширину в шкале длин волн ), то при изучении ее движущимися атомами (так же, как и при поглощении) она расширится и ее профиль воспроизведет распределение по лучевым скоростям (по -координате) излучающих (или поглощающих) частиц. Именно, распределение интенсивности в линии должно подчиняться формуле

Здесь обозначает количество энергии, содержащейся в интервале длин волн от до — длину волны центра линии. Переход от (4.5) к (4.6) осуществляется с помощью основной формулы принципа Доплера — Физо

(КПА 481), в которой под , следует понимать отклонение от центральной длины волны под влиянием движения по лучу зрения со скоростью .

Обычно из наблюдений выводят полуширину линии, т. е. значение , соответствующее половинной интенсивности, так что

Есть много других факторов, расширяющих спектральные линии, в особенности, когда число излучающих (поглощающих) атомов велико. Об этом мы будем говорить в главе II. Близко к рассмотренному случаю лежит тоже доплеровское расширение, но происходящее вследствие макроскопических движений газовых масс. Когда газ находится в состоянии систематического движения, это приводит лишь к простому смещению спектральной линии как целого (ср. определение лучевой скорости вращения Солнца). Но при беспорядочных бурных движениях турбулентного характера, когда крупные и мелкие турбулентные ячейки движутся совершенно хаотически, произойдет расширение спектральных линий, которое отличается от расширения вследствие теплового движения атомов тем, что оно не зависит от атомной (молекулярной) массы элемента, производящего линию, втовремя как в формуле (2.21) имеем (см. §2).

В этом случае определение температуры по формуле (2.21) теряет смысл, да и приводит оно к неприемлемым результатам. Действительно, ширина многих линий в спектре средней и верхней хромосферы такова, что позволяет заключить о турбулентных скоростях до 15—20 км/с. Если же определяемую из ширины хромосферных линий скорость в формуле (2.21) интерпретировать как а, т. е. как к , то в применении к таким атомам, как, например, , это даст температуру 500—700 тыс. Кельвинов, что в применении к хромосфере выглядит совершенно неправдоподобно. В спектре некоторых звезд наблюдаются иногда несравненно ббльшие ширины линий, которые указывают либо на турбулентные скорости в 50—70 км/с, либо на температуры свыше полу миллиона Кельвинов; последнее противоречит наблюдаемому спектру звезды.

Возвращаясь к вопросу о температуре хромосферы, следует отметить, что нижняя хромосфера более или менее однородна и имеет .

Но на высоте, большей 3—4 тыс км, появляются спикулы — горячие струи, температура которых достигает 15 000 К. Тут же, рядом со спикулами, происходит очень быстрый переход к очень горячей солнечной короне, когда на протяжении 50 000 км температура повышается сперва до нескольких сотен тысяч Кельвинов, а затем до миллиона. При этом электронная концентрация в газе изменяется очень мало — всего на один порядок. Это — так называемая солнечная переходная зона. Таким образом, в хромосфере существуют холодные и горячие массы, а это свидетельствует об очень бурном перемешивании, делающем химический состав всей хромосферы однородным. Наблюдаемые различия высоты, которой достигают эмиссионные линии разных элементов, можно объяснить их разным количественным содержанием, изменениями ионизации и возбуждения. Остается объяснить источник нагрева и перегрева хромосферы.

Для этого нужно обратиться к явлениям конвективного перемешивания, которое начинается на большой глубине и уже в фотосфере проявляется в виде грануляции. Соответствующие им конвективные ячейки, поднимаясь выше, несут с собой тепло, поток которого в фотосфере мал сравнительно с теплом, переносимым путем излучения. Движения гранул сопровождаются мелкими турбулентными движениями.

При этом возникают местные нарушения равновесия, которые в виде упругих возмущений распространяются в форме горизонтальных и вертикальных волн. Такие акустические волны встречаются с различными значениями плотности и температуры, и тогда скорость их распространения, длины волн, скорость движения газовых масс в колебательных движениях изменяются. Может возрасти амплитуда колебаний настолько, что движение газа становится сверхзвуковым. Может оказаться запрещенным дальнейшее распространение колебаний, определяется поверхность, от которой волны отражаются, так что возникают стоячие волны.

Конечно, эта очень сложная картина движений может иметь множество последствий, доступных и недоступных наблюдению. Таковы, например, пятиминутные вертикальные колебания в фотосфере, амплитуда которых достигает ±25 км при максимальных скоростях 250 км/с. Волны эти временами затухают или изменяют фазу на 180°, но сохраняют когерентность на протяжении от 1000 (гранулы) до 50 000 км.

Акустические волны очень долгого периода (десятки минут) не могут существовать на Солнце, но оказываются возможными так называемые гравитационные волны, т. е. такие, в которых колебания поддерживаются не упругими силами, а силой тяжести (например, волны на поверхности морей и океанов). Они могут иметь глобальный характер пульсации поверхностной зоны Солнца, включая глубинную конвективную зону его (см. главу IV).

Поскольку с высотой плотность падает, скорость частиц в волне возрастает, и если она превзойдет скорость распространения звуковых волн (а с падением температуры последняя уменьшается), то образуется ударная волна, приводящая к быстрой диссипации энергии, вызывающей нагревание масс газа.

Вначале, до высоты около 2—3 тыс. км, этот нагрев незначителен, так как очень много тепла уходит на ионизацию водорода, нос достижением больших высот нагревание пойдет очень быстро, пока температура не поднимется настолько, что станет возможной массовая ионизация гелия, что опять задержит повышение температуры. В то же время падение плотности в присутствии магнитных полей на большой высоте может привести к тому, что и в магнитогидродинамических волнах скорость движения газа превзойдет звуковую, так что и они будут быстро затухать, нагревая плазму. Хромосферные спикулы с их высокой температурой могут представлять собой пути распространения затухающих волн. Значительному нагреву на большой высоте спикул и аморфной хромосферы (до 20 000 К) способствует то, что сильно разреженный газ очень медленно охлаждается, так как взаимные столкновения частиц, которые приводят к их возбуждению и высвечиванию этого возбуждения, достаточно редки. Протуберанцы совсем не обладают столь высокой температурой, потому что их вещество более плотно.

Рис. 26. Примерная схема строения хромосферы по де Ягеру. Указаны значения температуры и логарифма электронной концентрации на разной высоте h

Заметим, что схема распределения температуры в хромосфере (так же как указание электронной концентрации в ней), показанная на рис. 26, получает подтверждение из радионаблюдений Солнца, о чем мы будем говорить в следующем параграфе.