高能电子对太阳耀斑辐射的作用

吼ｌ灿

学科进展与展望

高能电子对太阳耀斑辐射的作用

丁明德＋

（南京大学天文系，南京２１００９３）

［摘要］太阳擢斑是一种剧烈的太阳活动现皋，耀斑的爆发伴随着高能电子的加速，加速后的高

能电子对曜斑的辐射产生很大的影响。，术文简耍综述近年来在这一方面所取得的一些研究进展。［关键词］太阳耀斑，高能电子，辐射

Ａ日ｊ耀斑是太阳丧而最剧烈的活动现象，耀斑爆发时会释放卅ｆ！大的能培，在各个波段产乍增强的辅射，并伴随物质和高能粒子的输卅，对Ｈ地空间

和地球环境产牛影响。因此．对太阳耀斑的研究一

一牙≥

Ｂ

般足非弹性的，碰撞的结槊是将原子激发到高能态或将原了电离。这两种过程都可以导敛耀斑辐射的增强，但是第一＿二种过程匹有救一螳。

有关耀斑中高能电子的非热激发和电离效Ｊ直对辐射的作用较早足在２０世纪７０‘Ｉｊ代提出求的Ｉ“，随后些作者在耀斑的理论模型和半经验模型研究

中都考虑了这一凶素１２－４ｊ。强定量研究非热作＿ｒ『Ｉ的

出．足人文。７：【｝Ｉ的一删！蓐要课题。

太ｍ耀斑是

个复杂的现象，小同的耀斑在形

态和演化特性Ｉ｝Ｊ体现ｍ的差异很大。但足，各类耀斑【ｉ王有Ｊ｝一Ｈ：存化。例如，儿乎所有的耀斑爆发时都伴随着高能耗子的加速现象。加速的粒子可以逃逸至卒问，产生地磁效应＝．同时，高能粒了可以激发或增强耀斑在各个波段的辐射、例如，在射屯波段，高

能ｆＵｆ的『Ｉｌ：Ｉ步Ｍ旋辐射或等离子体辐射起决定性作

具体贡献，首先必须求出高能电子在大气某一高度处的能量沉积大小。有阿种方法处理粒子束的能量转移过程，一种是求解Ｆｏｋｋｅｒ－Ｐｌａｎｃｋ方程５，这种方法比较精确，但运算复杂，不太容易运用ｒ实际的模型ｊ卜算：另一种是比较实川的“试验粒子”方法，即先计算一个高能电子Ｉ—Ｊ周围粒子的碰撞过程．然后再求出整个电子束的贡献…。这种方法虽然有一定的近似性，但是表达方式简单，ｊ｛要给定了初始时刻电子乘的分机情况，就可以求出任何高度处的能量沉秘大小。因此，以往大部分的研究都足罘ｊｆＪ后

～种方法。

１．１氢原子的巴耳末谱线

ＨＪ；艘ｘ射线辐射则主要来源丁轫致辐射（即高能电了掩．ｎ脲千核所产，＃的辐射）；此外，高能质子同原子核反嘘ＩＪｎＩ产生ｙ射线辐射，高能粒子对其他波段（如软ｘ射线、远紫外、町见光等）的辐射也有比较大的作』Ｈ．，本文上要综述近年米在高能电子埘太…耀斑辐射的作用力‘面所取得的研究进展。ｌ高能电子对谱线的作用

耀斑大７ｅ在也球』。：以下足部分电离的、当高能电子进入色球胺必后，它同周罔物质发生碰撞，产生

耀斑大气巾受电子轰山影响最大的原了足氧娘子，这是因为氧具有较低的激发电势和电离电势。在通常情况下，氢原子的能级平衡取决于辐射跃迁和（热）碰撞跃迁．前者占主导地位，由于在色球中辐射场稀化．辐射跃迁到高能级或电离态的概率较低，大多数原子位于低能态（相对于局部热动平衡状态而言）。当高能电子进入后，它们撞击氢原子，产卡非热激发和电离效应。一般米说，ｍ热碰撞跃迁

能畦交换这个过程ｉ¨以分为以下两种情况。第一是和周【目的电子和离子碰撞，出于库仑力的作用，碰

撞是弹性的，碰撞过程产牛能量交换。这种碰撞的

结粜是高能电子对耀斑大气产生加热作用，使温度升高。第二是和巾忡原子或电离原子碰撞，碰撞一

２ｆｍ２｛１．应ｌ目宗Ａｎ木史ｒ２（Ｘ）２年９』

’Ｉ牛科学墟赍扶｝：｝卉２７｜『收到

的慨率比热枷搏跃迁慨率人几个量级，各能级的原于数最新分☆ｉ，使得处丁高能级和电离态的原子数｜ｆ叫址增多这样，谱线的源函数伉就川高，导致辐射ｍ的计譬线强度增大。

求｝ｆ｛ｒ电子求的能量ＤＣ秘以后，就可以｝｜算ＪＩ：热激发干¨ｆＵ离过程的跃迁速率“，将它加入到能级平衡＾‘氍小，冉和通常一样做非局部热动甲衡“算，

即联合求斛轴射转移方程和能级平衡方程，得到原

子尢符能级的分ｍ情况，最后求出谱线轮廓，、ｍ于

１｜：热过程的介人，整个色球层的电离度增加，Ｓｔａｒｋ

效心趟丁ｌＩ玎｛ｌ＾，闲此刘 衅潜线（如氧的巴耳末谱

线）来说，谱线宽度会有显著提高，

耀斑观测和研究中川得最多的谱线是Ｈｃｃ线，

埘它的研究也比较透彻。，理论汁算结果表明，在高

能电子作川的时候，１１ａ线变宽变强Ｉ４

Ｊ。对于耀斑发乍时呵能ｍ现的ｊ种环境（即仆热电子加热，热传导

加热．高【｛冕压力），ＩＩｎ谱线存在两个清晰的诊断标准：（１）只有高流量的非热电子存在时才能产乍具有

｛｜！｜岛斯形状（Ｓｔａｒｋ加宽）的线翼发射；（２）只有高日冕旭力存在时才能产生没有线心反转的轮廓。一般

来说，在耀斑脉冲干兀早期，立¨果足高能电子加热占优势．并且日冕堆力仍旧比较小的时候，谱线的特征一

般是具彳『很宽的线翼发射和明显的线心反转。出现

这种现象的原囚足高能电子向下传播时能量龇积有

定的选择性，即大部分能鼍沉积在一个特定的层次（其化世取决于电子本身能量大小），囚此有町能

在色球Ｉ：层（Ｈａ线心形成区域）加热不明显，源函数

低于稍Ｆ的区域，这样就出现了线心的反转。随着

加热过程的进行，持续的色球蒸发使日冕压力不断

上升，谱线的线心反转也逐步减小甚至消失。这种

不同的潜线特｝ｌＦ为从观测上鉴别作热电子产生的区

域币¨时ｌⅥ提供了诊断基础。１．２氢原子的赖曼谱线

赖曼谱线．特别足Ｌｙａ和∽，源于氢原子基态

和低激发态之间的跃迁，受到非热电子的作用比巴耳末谱线虹人，并且谱线的变化有其特殊的性质。

一般来说，谱线的线翼强度增长很多，可能达到ｌ或

２个量级，但潜线的线心变化不大－７。产乍这个结

果的原凶是线心形成于过渡区中，那里的电离度原本就很岛，ｆ｜：热过程的影响相对而言就比较小。但

线翼形成在色球层，受到的影响就很大。

Ｉ．３电离钙（ＣａＩＩ）谱线

任岛能电子作用ｒ，电离钙原子的谱线也会出现一定程Ｊ笪的增强。仉相对于氢原子而占，高能电

子对电离钙原子的碰撞截面较小，Ⅲ此谱线增强的效果小｛ｃ｜１氧原了潜线叫显”Ｊ

岛能电子对小旧谐线

的作川伟晚型（如Ｍ刊）恒旱发生的耀斑巾体观得

更』ＪⅡ明碌¨Ｊ，网为这此恒星的大气温度比太…业低，ｍ热过程的作用相时求说更加重耍。１．４中性镍（ＮｉＩ）６７６８埃谱线

ＮｉＩ

６７６８埃谱线被ＳＯＩｔＯ／ＭＤＩ空帕ｊ｜Ｊ旱ｊＨ米测

量磁场和速度场。在活动区巾，潜线的强度和形状会出现较人的变化，这直接影响到测量结果的大小

共至符号．，近来，有观测资料表叫．耀戚爆发时在黑

子奉影或半影区域出现磁场极性的反转现象：这样

的反转很难用真实的物理原因来解释，比较大的ＩｌＴ

能性足测量的误差，即谱线轮廓从吸收线变为发射

线，导致测量结粜的符号政变。进一步的理沦研究

表明¨Ｊ，在个特定的环境下可以产牛Ｎｉ１的发射线轮廓，即在较冷的大气（如黑子大气）中存在高能电子的轰击。有趣的是，这两个条件同观测事实完全一致。这说明观测到的磁极性反转确实是一种源

于测量误差的假象。

与氖原了不同的是，高能电了对镍原了的直接

的激发作用可以忽略。Ｎｉ

Ｉ

６７６８埃谱线对臆的低能

级足亚稳态，处于这一能级的原子上要是通过从虹

低能级的碰撞激发或从高能级的降激发产乍，，在潜

线内部，辐射跃辽的概率比碰撞跃迁慨率大得多；蝴

此，谱线的源甬数主要取决于背景辐射场．，由于高

能电子的作用，在色球层的一块区域中，连续谱背景

（位于可见光波段）的辐射强度得到加强，间接地促

进了ＮｉＩ谱线源函数的增长。在没有高能电子时，

源函数从里到外基本上是单凋减少的，但是高能电子的作用使得源函数曲线在色球层出现一个峰值。此外，由于大气巾电子数密度的增加，连续潜背景的吸收系数增加，使得谱线的形成高度向上移动。以上两个方面的联台作用使得ＮｉＩ谱线从吸收线变为

发射线。这种现象主要出现在一个冷的环境中，这

是因为在这样的环境中高能电于的作用特别明缸。２高能电子对连续谱的作用

２．１可见光和近红外连续谱

在一般情况下，耀斑爆发时可见光波段的连续谱没有叫显的变化。在娑特殊的事件（即白光耀斑）中，连续谱会有小同程度的提高。白光耀斑是一种相对较强的耀斑，但是它的产生同环境窬切相关。一般来说，白光耀斑容易产生在较玲的（如黑了半影）或靠近日面边缘的活动区巾。…ｌ。这足闻为在冷

讹Ｉ剐ｒ叫德岛能电产时衣ｍ麟掰辐射的们‘ｆ｝２３

的环境叶『，比较存点５产乍较大的反差；往日面边缘，

乜球的负献增人，衙色球往往比较容易加热．从光滑形态来ｔ『＿｝．Ｉ’ｌ光耀斑可分为丽类：第一类的连续ｉ业

彳ｊｅｊ｝＿、跳跃，丰爰起源丁色球层ｑｔ氧原子的自由一

束缚跃辽；第＿二类没有巴耳未跳跃，主要起源于光球Ｊ，！负氧离子的辐刳．、

详细的观测表叫，第一类白光耀斑连续潜的光变曲线¨碰ｘ射线的曲线对应很好，说明耀斑的加热址“ｉ商能电，产生的。如同对谱线的｛１用 样，

ｒ漪能电子对连续谱的作用也叮从丽个方面来看。首

允，商能电子对色球产生直接的加热作川；其次，高能电Ｙ－ｘ４氧原子有非热激发和电离效应。两者都町以导敛氰的复合过程增加，从而使连续辐射增强。似般）｛∈说，巴耳未连续医的辐射会有较大程度的增长，仉是帕邢连续Ｋ和布喇格连续区增长很少，甚至会有一定程度的下降。冈此，在连续谱中就会ｍ现巴耳术跳跃现象。

筇二类“光耀斑的连续辐射同硬ｘ射线辐射没有埘成兕系．它的加热机制至今仍小太清楚。对

于低层大５￡（温度极小区以下）来｝兑，‘般的高能电子难于渗透到这样的深度。崮此，有可能这一类白

光耀斑起源于低层人气本身…Ｊ。低层大气尽管密

度高，ｌ乜离度低．磁场重联还足有町能发生的＿Ｉ“。

，；一种可能的机制是辐射加热，即所渭的ｂａｃｋ。ｗａｒｍｉｎｇ机制。在高能电子的作用下，这种机制的作Ｈｊ町能更加明显。高能电子使得色球层的连续辐射增强，增强的辐射场传输到光球层，被负氢离子吸收，产生加热作川。对具有一定强度的电子束来说，加热的效求¨ｆ以用半经验模型定量地估算出来．这种加热做成被址明ｎｒ以解释一砦白光耀斑的产

乍…一

此外，在极少数事例中．还观测到擢斑初期连续计平有短暂的下降现象”。。一般认为，这样的下降是［ｎ电｝轰ｄｉ引起的，二因为在耀斑早期，大气迩处于较冷的状忿，电子轰击使得色球层在连续区的光学｛；Ｉ｛度增加，削弱ｒ来自光球层的辐射，导致可见光连续谱Ｆ降。佩是，随着辐射加热的进行，低层大气的温度慢慢ｒ升，连续谱的相对增长率也就从负恢复为零，或变勾止值，成为白光耀斑。由于出现负增长率的时Ｊｌ『』很觚（儿秒），幅度较少（小于２％），一般很难观测到。目前只有少数儿个事例有迹象表明耀斑

咿期Ｈ１现这种崖续谱的负增长。２．２远紫外连续谱

耀斑的远紫外辐射研究得比较少，｝爱是以往

这打面的观测很少，但近来随着空阳Ｊ观测ｐ星的不断发射，这一方面的重要性会慢慢显露ｍ来，远紫外辐射主要是氢的赖曼连续谱，它足电离氧复合到基态产乍的辐射，形成于色球高层，斟此受到｛Ｉ热电子的影响很大。详细的计算表明¨“，非热电子不但使得赖照连续谱的绝对强度增加，而且使得光满的斜率Ｉ－降，即色温度降低。其原冈足高能电子的ｍ热激发效应使得处丁基忿的原子数目降低，这样基态的偏离凼子也减小。由于色温度近似币比干偏离凶子．因此色温度随着降低。赖曼连续谱的这种特性为诊断耀斑中的仆热过程提供了另一种方法。３谱线辐射快速变化的起源

耀斑的硬ｘ射线辐射和微波射电辐射都已探测到存在快速变化现象，变化的周期为儿十毫秒或几百毫秒。由于这两者都和高能电子有关，因此产生的原因被归结为电子产生和注入的变化。光学波段辐射的快速，竖化较难探测，主要是由于窀问分辨率和噪声的限制。近来，美国大熊湖天史台住视宁度很好的情况Ｆ快速记求ｒ一个耀斑在Ｈａ蓝翼的辐射，通过比对分析，确认了一个核块中存在弧秒级的快速变化现象“…。

对于光学波段的辐射束｝兑．它的辐射强度主要取决于等离子体的物理环境（温度、密度、速度）。尤其象Ｈ。辐射，是光学厚的，需要通过求解辐射转移方程爿＋能得到。因此，如何解释Ｈｎ的快速变化足一项有趣的课题。色球加热的途径主要足热传导和高能电子轰击。前者很难想象会有怏速起伏；即使有，原子的激发和电离也很难作出瞬时的ｌＨｊ应。较大的可能性还是高能电了的作用。通过数伉计算，可以详细研究耀斑大气受到短时间的高能电子轰击以后产生的响应，即求解含时的能鼍方程、能级平衡方程和辐射转移方程，得到耀崩大气的温度、氢原子在各能级的数密度以及谱线强度等物理量随时间的变化。最新的研究表明－【“，原子的激发和电离肘高能电子的响应非常迅速（虽然有一定的位相蔗），由此产生的Ｈａ辐射强度也随电子柬的流量而起伏，在一定的假设条件下（如存在宏观湍动速度），起伏的幅度可以达到同观测值＃｛当。这项研究表明，光学波段辐射的快速变化现象也是南小尺度的短时标的高能电子注入产生的，即所谓的“元爆发”现象。４展望

在未来一段时问内，太阳物理学‘｛１的各个分支

２００３’Ｉ

的侧重点将柯』行变化，以！可以｜兑刘太阳耀斑的研究仍将足主＿；受方向之一。国际ｒ已有几颗专Ｉ’Ｊ观测耀

斑的卫艰，一唑大型的地面望远镜正在建造或规划

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