Astronomie

Les taches solaires sont-elles déplacées verticalement par rapport au plasma photosphérique environnant ?

Les taches solaires sont-elles déplacées verticalement par rapport au plasma photosphérique environnant ?

Lors de la lecture d'un article sur l'héliosismologie des taches solaires (Cameron, et al.), une très brève référence est faite au "déplacement vertical d'une goutte de plasma". Cela m'a amené à me demander si la surface émissive de la tache solaire elle-même était peut-être déprimée par rapport au reste de la photosphère. Si cela se produit, existe-t-il de la littérature sur les mécanismes ? Je serais très intéressé d'en savoir plus. Il y avait un papier que je suis tombé sur la formation de taches solaires à partir d'un champ toroïdal (Parker); mais, il semblait se concentrer davantage sur le déplacement vertical des lignes de champ magnétique plutôt que sur le plasma lui-même.

Merci.


Oui.

L'idée que les taches solaires sont légèrement déprimées est une explication possible de l'effet Wilson. L'effet Wilson a été découvert lorsque la forme des taches solaires vues de la Terre changeait au fur et à mesure que le Soleil tourne, d'une manière cohérente avec le changement de perspective en regardant une région légèrement déprimée. Bien que ce ne soit pas la seule explication de l'effet, c'est certainement la plus répandue.

Plus précisément, comme l'écrit Solanki (2003), les dépressions indiquent un abaissement de la couche où la profondeur optique $ au=1$ (gardez à l'esprit que le fond de la photosphère est la couche où $ au=2/3$). Deux causes sont évoquées : une température plus basse et des effets magnétiques.

Les taches solaires sont plus froides que les zones environnantes, comme on le sait, et apparaissent donc plus sombres. Nous voyons la même chose se manifester aux limites des granules solaires : un gaz plus froid et plus sombre descend et laisse le gaz plus chaud (qui est moins dense) monter. De plus, l'opacité $kappa$ dépend de la température, ce qui peut avoir un impact sur la distance à laquelle on peut voir dans l'étoile.

Non seulement la température est un facteur, mais le champ magnétique aussi. Les taches solaires sont, au fond, un phénomène magnétique, et donc l'équation de la force radiale est sensiblement différente. Normalement, dans une étoile, l'équation d'équilibre hydrostatique est $$frac{mathrm{d}P}{mathrm{d}r}=- ho g$$ pour la pression $P$, densité $ ho$ et l'accélération gravitationnelle $g$. Cependant, lorsque le champ magnétique devient important dans une tache solaire sur la surface solaire, l'équilibre des forces est $$frac{mathrm{d}P}{mathrm{d}r}=frac{B_z}{4pi}left(frac{mathrm{d}B_r}{mathrm{d} z}-frac{mathrm{d}B_z}{mathrm{d}r} ight)$$$r$ et $z$ sont les coordonnées radiales et verticales (notez le changement de système de coordonnées - $r$ est le long de la surface, et $z$ lui est perpendiculaire !). La force du champ magnétique implique une pression de gaz plus faible et une dépression plus importante.


Modèle spatial de granules photosphériques dans un quartier de taches solaires

Sur la base d'observations à haute résolution (∼0,3 sec d'arc), nous avons étudié le comportement de la granulation solaire au voisinage d'une tache solaire. La distribution spatiale des granules brillants et la densité de surface des granules en fonction de la distance par rapport au centre de l'ombre des taches solaires ont été déterminées.

Des granules brillants distribuent des cellules délimitantes de dimensions dans l'échelle mésogranulaire. Le diamètre moyen de ces cellules ne montre pas de variation significative avec la variation du champ magnétique de la tache solaire. La densité de surface des granules ne montre pas de variation significative avec la distance à l'ombre des taches solaires. Les deux résultats indiquent une influence très faible, voire inexistante, du champ magnétique des taches solaires à des distances supérieures à 20 secondes d'arc.


Abstrait

La vitesse d'Alfvén et le bêta du plasma dans les points lumineux photosphériques (BP) observés par le Broadband Filter Imager (BFI) du télescope optique solaire à bord du Hinode satellite sont estimés sismologiquement. Le diagnostic est basé sur la théorie des ondes magnétoacoustiques lentes dans une photosphère stratifiée non isotherme avec un champ magnétique vertical uniforme. Nous identifions et suivons les BP dans un g-bande vidéo en utilisant la méthode de croissance de région 3D, et alignez-les avec des images du continuum bleu pour dériver leurs températures de luminosité. À partir des spectres de puissance de Fourier de 118 courbes de lumière continue réalisées dans les BP, nous trouvons que les courbes de lumière de 91 BP ont des oscillations avec des propriétés qui sont significativement différentes de l'oscillation dans les régions calmes, avec des périodes allant de 2,2 à 16,2 minutes. Nous trouvons que le modèle donne une valeur modérée du bêta du plasma lorsque γ se situe à environ 5/3. La vitesse calculée d'Alfvén est de 9,68 ± 2,02 km s -1 , allant de 6,3 à 17,4 km s -1 . Le bêta plasmatique est estimé à 0,93 ± 0,36, allant de 0,2 à 1,9.

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1. Introduction

Une tache solaire est une région localisée de l'appauvrissement de la densité par rapport au plasma environnant en raison de la pression magnétique (Low 1992), ce qui conduit à une transparence accrue dans la bande optique (Jensen et al. 1969). Ainsi, l'émission associée à une certaine raie spectrale dans la tache solaire peut être principalement due au-dessous de la hauteur de formation de raie dans la région calme. Selon l'intensité du champ magnétique des taches solaires, la hauteur de formation de la ligne peut être réduite jusqu'à plusieurs centaines de kilomètres (Solanki et al. 1993 Moon et al. 1998 Mathew et al. 2004). C'est ce qu'on appelle l'effet Wilson (Wilson & Maskelyne 1774). Comme la densité de l'ombre augmente à mesure que la hauteur diminue (Maltby et al. 1986), de la même manière que le Soleil calme (Fontenla et al. 2007), la densité mesurée à partir d'une certaine raie spectrale peut dépendre positivement de l'intensité du champ magnétique.

Les paramètres physiques de l'ombre sont importants pour notre compréhension de la formation et de l'évolution d'une tache solaire. Les températures photosphériques à l'intérieur d'une ombre peuvent être mesurées directement à partir du rapport continu par rapport au Soleil calme (Solanki et al. 1993 Jaeggli et al. 2012). Les observations d'autres paramètres importants, tels que la densité et la pression du gaz dans l'ombre, sont plus difficiles, car elles nécessitent un examen attentif de la formation de la ligne et des hauteurs de référence (Khomenko & Collados 2015).

La combinaison de la théorie des ondes magnétohydrodynamiques (MHD) avec les observations des ondes et des oscillations atmosphériques solaires donne des informations sur les paramètres physiques du milieu (par exemple, Nakariakov et al. 2016), y compris les taches solaires (par exemple, voir Snow et al. 2015 Sych 2016 pour les résultats récents). Moreels & van Doorsselaere (2013) ont conçu une méthode pour dériver la température du plasma confiné dans des tubes à flux magnétique photophérique en utilisant les amplitudes de fluctuation de l'intensité, de la vitesse et de l'intensité du champ magnétique. Reznikova et al. (2012) ont estimé l'angle d'inclinaison du champ magnétique de l'ombre, sur la base de l'interprétation de l'oscillation de l'ombre comme une onde de gravité magnétoacoustique lente (MAG) dans un champ magnétique incliné. Yuan et al. (2014) ont établi que l'angle d'inclinaison magnétique dérivé sismologiquement était de 30 à 40 % plus grand que celui donné par l'extrapolation du champ magnétique. Roberts (2004) a passé en revue les expressions analytiques de la fréquence de coupure en fonction des paramètres observables pour différents modèles atmosphériques solaires.

Roberts (2006) a fourni une forme analytique de la fréquence de coupure angulaire d'une onde magnétoacoustique lente dans une atmosphère stratifiée non isotherme avec un champ magnétique vertical uniforme. La fréquence de coupure prescrit non seulement la fréquence la plus basse d'une onde qui se propage, mais agit également comme une fréquence naturelle d'un milieu (par exemple, Roberts 2004). Cela suggère que l'atmosphère devrait osciller à une fréquence égale ou supérieure à la fréquence de coupure en réponse à une excitation externe à large bande (Botha et al. 2011 Chae & Goode 2015 Kwak et al. 2016). Ainsi, la fréquence de coupure est toujours inférieure à la fréquence détectée (par exemple, Tziotziou et al. 2006 Yuan et al. 2014). Ainsi, la fréquence de coupure fait intervenir le paramètre physique du milieu, indépendamment du mécanisme d'excitation spécifique des oscillations atmosphériques.

Dans ce travail, nous déterminons la fréquence de coupure des oscillations de l'ombre en utilisant la fréquence pondérée, , où P(F) est le spectre de puissance (Takahashi et al. 2015), pour 478 taches solaires observées dans le continuum avec l'Imager Magnétique Héliosphérique (HMI Scherrer et al. 2012 Schou et al. 2012) à bord du Observatoire de la dynamique solaire (SDO Pesnell et al. 2012). En utilisant la théorie donnée par Roberts (2006), nous déterminons la vitesse d'Alfvén, plasma-beta (β) et la densité de masse à l'intérieur des ombres. Dans la section 2, nous décrivons la méthode utilisée pour obtenir la fréquence pondérée et son lien avec la vitesse d'Alfvén,β, et la masse volumique. Dans la section 3, nous fournissons des cartes de ces quantités ainsi que leur comportement moyen pour les 478 taches solaires analysées. Enfin, nous résumons et discutons nos résultats.


Modulation magnétoconvective de la luminosité solaire

La compréhension des variations globales de l'irradiance solaire nécessite des mesures du disque solaire complet en raison des différentes contributions du centre aux membres des structures magnétiques. Cependant, il existe des différences significatives dans la morphologie magnétique des pixels sous-jacents classés comme la même structure à une résolution complète du disque. Ces différences influencent l'irradiance spectrale solaire et sa variabilité avec le cycle solaire. Image à gauche du télescope photométrique solaire de précision (avec l'aimable autorisation de M.P. Rast, https://lasp.colorado.edu/pspt_access/). Image à droite de Rempel 2014, ApJ (reproduite avec autorisation copyright 2014 American Astronomical Society).

Comment les éléments de flux magnétique à petite échelle contribuent-ils aux variations globales de l'irradiance solaire ? Dans quelle mesure les stratifications de température et de pression observées dans les éléments de flux concordent-elles avec les modèles d'atmosphère utilisés pour la reconstruction de l'irradiance ?

Les preuves d'observation suggèrent que l'irradiance solaire est modulée par les changements du magnétisme de la surface solaire. Sur cette base, des techniques empiriques ont été développées pour reproduire les variations d'irradiance solaire totale et spectrale à partir des changements observés dans la couverture des caractéristiques magnétiques sur le disque solaire. En fonction de leur taille et de leur intensité de champ, différentes caractéristiques magnétiques présentent différentes variations du centre aux membres dans différentes régions spectrales. Ainsi, à la fois l'emplacement du disque et la couverture du disque des caractéristiques sont nécessaires pour modéliser les changements d'irradiance, et des observations à moyenne résolution sur disque complet (une à deux secondes d'arc) sont généralement utilisées (par exemple, Chapman et al. 1996, Krivova et al. 2003, Yeo et autres 2017).

Les observations obtenues à haute résolution spatiale (sub-arcsec) et les simulations magnétohydrodynamiques radiatives, révèlent la présence de structures magnétiques non détectables dans les données à moyenne résolution. Les spectres modélisés sur la base des caractéristiques moyennes des pixels du disque complet ne capturent pas nécessairement la sortie radiative de l'atmosphère hautement structurée sous-jacente, et ils ne font pas non plus la distinction entre des atmosphères de structure différente avec la même apparence à faible résolution (Röhrbein et al. 2011, Criscuoli et al. 2017, Peck et al. 2019). La correspondance entre l'imagerie du disque complet, la structure à petite échelle sous-jacente et l'irradiance spectrale n'est que mal comprise. La compréhension de cette cartographie est essentielle pour la modélisation de l'irradiance, en particulier la modélisation de l'irradiance spectrale (voir Ermolli et al. 2013 et les références qui y figurent), et il existe encore une certaine incertitude quant à savoir si les modèles d'irradiance basés sur la structure magnétique du disque complet peuvent expliquer les variations d'irradiance spectrale observées. En particulier, le signe et l'amplitude des tendances d'irradiance spectrale avec le cycle solaire sont controversés, certains auteurs signalant une variation d'irradiance hors phase dans les bandes de longueur d'onde clés (Harder et al. 2009), tandis que d'autres signalent une variation de phase à travers le spectre. (Wehrli et al. 2013). Les variations de déphasage ont été expliquées en termes de changement du gradient de température photosphérique moyen avec le cycle, mais quelle composante magnétique contribue le plus à ce changement reste incertaine, en particulier lorsque la contribution est intégrée au disque. La résolution de ces incertitudes nécessite le développement de mesures significatives et fiables du gradient de température photosphérique (Faurobert et al. 2016, Criscuoli et Foukal 2017).

Les éléments magnétiques non résolus sont particulièrement importants pour la sortie spectrale du Soleil calme (Schnerr et Spruit 2011) et son profil centre-membre (Peck et Rast 2015), par rapport auxquels les contrastes et les contributions des structures magnétiques sont souvent mesurés. Le Soleil calme couvre la majorité de la photosphère solaire et sa contribution à l'éclairement énergétique intégré est généralement considérée comme constante dans le temps, mais en raison de la présence de structures magnétiques non résolues pouvant varier dans le temps, cela peut ne pas être le cas. Mesurer comment la sous-structure magnétique du Soleil silencieux change réellement avec le cycle solaire est une capacité clé de DKIST. Au-delà, les contributions radiatives des structures magnétiques telles que la plage et les facules dépendent du fait qu'elles sont composites (Okunev et Kneer 2005, Criscuoli et Rast 2009, Uitenbroek et Criscuoli 2011). Certains pixels faculaires présentent un contraste de continuum négatif dans les images de disque complet même près du membre, ce qui peut refléter leur sous-structure sous-jacente (par exemple, Topka et al. 1997, Harder et al. 2019). Mesurer les propriétés radiatives des caractéristiques composites et comprendre les mécanismes physiques qui déterminent leur sortie spectrale est une prochaine étape importante dans le développement de techniques de reconstruction de l'éclairement énergétique. Ceux-ci doivent être capables de rendre compte statistiquement des contributions d'une distribution de caractéristiques magnétiques à petite échelle non résolues dans des images de disque complet.

Enfin, les implications astrophysiques des champs à petite échelle s'étendent au-delà du Soleil. La distribution spectrale de l'énergie des étoiles est une entrée fondamentale clé dans la modélisation des atmosphères planétaires (par exemple, Hu et al. 2012, Miguel et Kaltenegger 2014). En particulier, le rayonnement UV est responsable de la production et de la destruction d'espèces moléculaires qui sont les biomarqueurs attendus pour être utilisés dans les futures missions de caractérisation atmosphérique des exoplanètes de la NASA. Plus important encore, la variabilité UV est importante pour déterminer le climat et l'habitabilité des processus (par exemple, Scalo et al. 2007, France et al. 2013, Linsky et al. 2013, O'Malley-James et Kaltenegger 2019) et biogéniques sur (Buccino et al. 2007) planètes extrasolaires. Bien qu'elles ne soient pas directement sensibles au rayonnement UV, les observations DKIST peuvent être utilisées pour développer et tester des modèles de chromosphères stellaires et/ou de proxys qui reconstruisent de manière fiable les spectres UV stellaires à partir de mesures obtenues à des longueurs d'onde plus longues.

La science critique à aborder

Cas d'utilisation scientifique pertinents


Les taches solaires sont-elles déplacées verticalement par rapport au plasma photosphérique environnant ? - Astronomie

(À gauche) Une éruption solaire montrant le mouvement de torsion caractéristique d'un courant de Birkeland.
(À droite) Une image radiographique du soleil montrant la couronne inférieure active.


De nos jours, il ne fait plus aucun doute que les effets électriques dans les plasmas jouent un rôle important dans les phénomènes que nous observons sur le Soleil.

Les principales propriétés du "Soleil électrique (ES) modèle" sont les suivants :

  • La majeure partie de l'espace au sein de notre galaxie est occupée par du plasma (gaz ionisé raréfié) contenant des électrons (charges négatives) et des atomes ionisés (charges positives). Chaque particule chargée dans le plasma a une énergie potentielle électrique (tension) tout comme chaque caillou sur une montagne a une énergie potentielle mécanique par rapport au niveau de la mer. Le Soleil est entouré d'une cellule à plasma qui s'étend loin - plusieurs fois le rayon de Pluton. Ce sont des faits et non des hypothèses.

  • Le Soleil est à un potentiel électrique (tension) plus positif que le plasma spatial qui l'entoure - probablement de l'ordre de 10 milliards de volts.

  • Les ions positifs quittent le Soleil et les électrons entrent dans le Soleil. Ces deux flux s'ajoutent pour former un courant positif net quittant le Soleil. Ceci constitue une décharge de plasma analogue en tous points (sauf en taille) à celles qui ont été observées dans les laboratoires de plasma électrique pendant des décennies. En raison de la charge positive du Soleil (tension), il agit comme l'anode dans une décharge de plasma. En tant que tel, il présente de nombreux phénomènes observés dans les expériences de plasma terrestre, tels que le touffetage d'anodes. Les granules observées à la surface de la photosphère sont des touffes d'anodes (plasma en mode arc).

  • Le Soleil peut être alimenté, non pas de l'intérieur de lui-même, mais de l'extérieur, par les courants électriques (Birkeland) qui circulent dans notre bras de notre galaxie comme ils le font dans toutes les galaxies. Cette possibilité que le Soleil puisse être alimenté extérieurement par son environnement galactique est l'idée la plus spéculative dans l'hypothèse ES et est toujours attaquée par les critiques alors qu'ils ignorent toutes les autres propriétés explicatives du modèle ES. Dans le modèle de l'Univers Plasma, ces courants cosmiques de faible densité créent les galaxies et les étoiles à l'intérieur de ces galaxies par effet électromagnétique de pincement en z.

    Ce n'est qu'une petite extrapolation pour demander si ces courants restent pour alimenter ces étoiles. Les courants galactiques sont de faible densité de courant, mais, parce que la taille des étoiles est grande, le courant total (ampérage) est élevé. La puissance rayonnée du Soleil à tout instant est due à l'énergie transmise par cet ampérage. Au fur et à mesure que le Soleil se déplace autour du centre galactique, il peut entrer dans des régions de densité de courant plus ou moins élevée et donc sa sortie peut varier à la fois périodiquement et de manière aléatoire.


La couronne solaire n'est visible que pendant les éclipses solaires (ou via des instruments sophistiqués développés à cet effet). C'est une vaste lueur de plasma lumineux qui change de forme avec le temps - restant toujours assez lisse et répartie dans ses régions internes, et montrant des pointes et des points filamenteux dans ses franges externes. Il s'agit d'une décharge plasma en mode "luminosité normale".

Si le Soleil n'était pas de nature électrique, cette couronne n'existerait pas. Si le Soleil n'est qu'un four nucléaire (non électrique), la couronne n'a aucune raison d'être là. Ainsi, l'une des questions les plus fondamentales qui devraient se poser dans toute discussion sur le Soleil est :

Pourquoi notre Soleil a-t-il une couronne ? Pourquoi est-ce là ?

Il ne sert à rien dans un modèle de fusion uniquement et de tels modèles ne peuvent pas expliquer son existence.


Les ions positifs sortent de la surface du Soleil et accélèrent à travers la couronne, pour autant que nous ayons pu mesurer. On pense que ces particules finissent par constituer une partie du flux de rayons cosmiques qui imprègne le cosmos.

Le « vent » varie avec le temps et a même été observé pour s'arrêter complètement pendant une période d'un jour ou deux. Qu'est-ce qui cause cette fluctuation? Le modèle ES propose une explication simple et suggère un mécanisme qui crée des fluctuations dans ce flux.

Le modèle standard ne fournit aucune explication ou mécanisme de ce type.


Propriétés électriques de la photosphère et de la chromosphère


L'essence de l'hypothèse du Soleil électrique est une analyse des propriétés électriques de sa photosphère et de la chromosphère et des effets qui en résultent sur les particules chargées qui les traversent.

Une coupe radiale prise à travers un « granule » photosphérique est montrée dans les trois graphiques ci-dessous. L'axe horizontal de chacun des trois tracés est la distance, mesurée radialement vers l'extérieur, à partir d'un point proche du fond de la photosphère (la vraie surface du Soleil - que nous ne pouvons observer que dans l'ombre des taches solaires). Presque toutes les propriétés observées du Soleil peuvent être expliquées en faisant référence à ces trois parcelles pour cette raison, une grande partie de la discussion qui suit y fait référence.


Le premier graphique montre l'énergie par unité de charge (positive) d'un ion en fonction de sa distance radiale par rapport à la surface solaire. Les unités d'énergie par unité de charge sont Volts, V. Le deuxième graphique, le champ E, montre la force radiale vers l'extérieur (vers la droite) subie par un tel ion positif. Le troisième tracé montre les emplacements des densités de charge qui produiront les deux premiers tracés.

La chromosphère est l'emplacement d'un plasma couche double (DL) de charge électrique. Rappelons que l'une des propriétés du plasma électrique est son excellente (mais pas parfaite) conductivité. Un tel excellent conducteur ne supportera qu'un faible champ électrique.

Remarquez dans le deuxième graphique que les plasmas presque idéaux de la photosphère (région b à c) et de la couronne (du point e vers l'extérieur) sont des régions d'intensité de champ électrique presque nulle.

Énergie, intensité du champ électrique et densité de charge
en fonction de la distance radiale à la surface du Soleil.

Ces trois graphiques sont liés mathématiquement. Par les lois de l'électrophysique : E = - dV/dr, et Densité de charge = dE/dr.

En mots : La valeur du champ E, en tout point r, est le (négatif de) la pente du graphique d'énergie à ce point. (La raison du signe négatif dans la première équation est que la force sur une particule chargée positivement est en bas de la colline potentielle, pas en haut.)

La valeur de la densité de charge à chaque point, r, est la pente du tracé du champ E en ce point. Les deux couches de densité de charge opposée nécessaires pour produire la courbe d'énergie en forme de composé entre les points c et e étaient autrefois appelées « double gaine ». La nomenclature moderne l'appelle une « double couche » (DL). C'est un phénomène bien connu dans les décharges plasma.

En raison de la DL positionnée entre les points c et e, un +ion à droite du point e ne voit aucune force électrostatique des +ions à gauche du point c. Le «plasma primaire» de la couronne et le «plasma secondaire» de la photosphère sont séparés par le DL - une propriété bien connue et souvent observée des plasmas.

Le graphique d'énergie ci-dessus est valable pour les particules chargées positivement. Parce qu'un champ E positif représente une force radiale vers l'extérieur (vers la droite) par unité de charge sur une telle particule, la région dans laquelle le champ E est négatif (une à b) constitue une force intérieure. Cette région de la photosphère inférieure est donc une barrière énergétique que les ions positifs doivent franchir pour s'échapper du corps du Soleil. Tout ions + tentant de s'échapper vers l'extérieur depuis l'intérieur du Soleil doit avoir suffisamment d'énergie pour franchir cette barrière énergétique.

Ainsi, la présence de la seule couche de charge positive au bas du plasma de touffes sert de contrainte à l'échappement illimité des ions + de la surface du Soleil.


Retrait et mouvement des touffes


Afin de visualiser l'effet que ce diagramme d'énergie a sur les électrons (charges négatives) entrant vers le Soleil depuis l'espace cosmique (en partant de la droite), nous pouvons inverser le graphique de l'énergie.

Faire cela nous permet de visualiser le « piège » que constituent ces touffes photosphériques pour les électrons entrants. Au fur et à mesure que le piège se remplit, l'écart énergétique entre b et c diminue en hauteur, et ainsi la touffe s'affaiblit, se rétrécit et finit par disparaître.

C'est la cause du retrait et de la disparition observés des granules photosphériques.


Les particules chargées ne subissent pas de forces électrostatiques externes lorsqu'elles sont dans la plage b à c - au sein de la photosphère.

Seul un mouvement thermique aléatoire se produit en raison de la diffusion. (La température est simplement la mesure de la violence d'un tel mouvement aléatoire.) C'est là que la température de 6 000 K est mesurée. Les ions positifs ont leur énergie potentielle électrique maximale lorsqu'ils sont dans ce plasma photosphérique.

Mais leur énergie cinétique mécanique est relativement faible. À un point juste à gauche du point c, tout mouvement aléatoire vers la droite (radialement vers l'extérieur) qui transporte un ion + même légèrement à droite du point c entraînera son éloignement, en bas de la colline énergétique, vers la droite . Un tel mouvement de particules chargées dû à un champ électrique est appelé « courant de dérive ».

Ce courant de dérive d'ions positifs en accélération est un constituant du « vent » solaire (ce qui est un grave abus de langage). Au fur et à mesure que les ions positifs commencent à accélérer, la chute d'énergie potentielle à partir du point c à travers e, ils convertissent l'énergie potentielle (électrique) élevée qu'ils avaient dans la photosphère en énergie cinétique - ils acquièrent une vitesse radiale vers l'extérieur extrêmement élevée et perdent un mouvement aléatoire d'un côté à l'autre.

Ainsi, ils deviennent « déthermalisés ». Dans cette région, dans la photosphère supérieure et la chromosphère inférieure, le mouvement de ces ions devient extrêmement organisé (parallèle).


Lorsque ces ions + se déplaçant rapidement passent le point e (quitter la chromosphère), ils dépassent la force de champ E dirigée radialement qui les a accélérés. En raison de leur énergie cinétique élevée (vitesse), toutes les collisions qu'ils ont à ce stade (avec d'autres ions ou avec des atomes neutres) sont violentes et créent des mouvements aléatoires de grande amplitude, rethermalisant ainsi le plasma à un degré beaucoup plus important qu'il ne l'était dans les touffes photosphériques (dans la gamme b à c).

C'est ce qui est responsable de la température élevée que nous observons dans la couronne inférieure. Les ions juste à droite du point e seraient à des températures de 1 à 2 millions de K. Rien d'autre qu'exactement ce genre de mécanisme ne pourrait être attendu du modèle du soleil électrique (touffe d'anode - double couche).

La rethermalisation a lieu dans une région analogue à l'« eau blanche » turbulente bouillant au fond d'un toboggan laminaire lisse. Dans le modèle de fusion, aucun phénomène de ce type (glissade d'eau) n'existe - ni une explication simple de la discontinuité de température.


Accélération du « vent » solaire


Le graphique de l'énergie (à droite du point e) s'éloigne en fait, avec une pente légèrement négative, vers la tension négative de l'espace lointain (notre bras de la Voie Lactée). Un plasma de densité relativement faible peut supporter un champ E faible. Conformément à cela, un champ E de faible amplitude (positif) s'étend indéfiniment vers la droite à partir du point e. C'est l'effet du Soleil étant à un niveau de tension plus élevé que l'espace lointain au-delà de l'héliopause.

La force vers l'extérieur sur les ions positifs due à ce champ E provoque l'accélération observée des ions + dans le vent solaire.


Les particules de notre vent solaire finissent par se joindre aux vents solaires épuisés de toutes les autres étoiles de notre galaxie pour constituer le flux total de rayons cosmiques dans notre bras de notre galaxie.


Jürgens souligne que le Soleil est une étoile plutôt médiocre en ce qui concerne l'énergie rayonnante. S'il est alimenté électriquement, sa médiocrité est peut-être attribuable à un potentiel de conduite relativement peu impressionnant. Cela signifierait que les étoiles plus chaudes et plus lumineuses devraient avoir des potentiels d'entraînement supérieurs à celui du Soleil et devraient par conséquent expulser des rayons cosmiques d'énergies supérieures à celles des rayons cosmiques solaires.

Une étoile avec un potentiel d'entraînement de 20 milliards de volts expulserait des protons suffisamment énergétiques pour atteindre la surface du Soleil, arrivant avec 10 milliards d'électrons-volts d'énergie à revendre. De tels ions cosmiques, lorsqu'ils entrent en collision avec la haute atmosphère terrestre libèrent le neutrinos muoniques qui ont été beaucoup dans les nouvelles récemment.

Hannes Alfven dans son livre, La nouvelle astronomie, Chapitre 2, Section III, pp 74-79, a dit à propos des rayons cosmiques :

« Comment ces particules sont entraînées vers leurs énergies fantastiques, parfois aussi élevées qu'un million de milliards d'électrons-volts, est l'une des principales énigmes de l'astronomie. Aucune réaction nucléaire connue (ou même inconnue) ne pourrait expliquer le déclenchement de particules avec de telles énergies, même l'annihilation complète d'un proton ne produirait pas plus d'un milliard d'électrons-volts."


Fluctuations du "vent solaire"


Il est intéressant de noter au passage que les trois tracés présentés ci-dessus sont à l'identique les tracés de l'énergie, du champ E et de la distribution de charge trouvés dans un transistor pnp.

Bien sûr, dans ce dispositif à semi-conducteurs, différents processus se déroulent à différents niveaux d'énergie (bande de valence et bande de conduction) dans un cristal solide. Dans le plasma solaire, il n'y a pas de centres atomiques fixes et il n'y a donc qu'une seule bande d'énergie.

Dans un transistor, l'amplitude du courant de collecteur (analogue à la dérive des ions + dans le vent solaire vers la droite) est facilement contrôlée en augmentant et en diminuant la différence entre les tensions de base et d'émetteur.

Le même mécanisme (une fluctuation de tension entre l'anode-Soleil et sa photosphère) est-il à l'œuvre dans le Soleil ? Par exemple, si la tension du Soleil diminuait légèrement - disons, à cause d'un flux excessif d'ions + sortants - l'élévation de tension du point a à b dans le diagramme d'énergie augmenterait en hauteur et réduirait ainsi le vent solaire (à la fois l'électron entrant et le flux d'ions + vers l'extérieur) dans un effet de rétroaction négative.

En mai 1999, le vent solaire s'est complètement arrêté pendant environ deux jours. Il y a aussi des variations périodiques du vent solaire. Le mécanisme de type transistor décrit ci-dessus est certainement capable de provoquer ces phénomènes. Le modèle de fusion est complètement incapable de les expliquer.

La « coupure » du transistor est un processus utilisé dans tous les circuits numériques.


Modes caractéristiques d'un plasma


Dans la page sur Plasma électrique les trois modes statiques caractéristiques dans lesquels un plasma peut fonctionner sont discutés. Voici une description plus détaillée. La caractéristique volt-ampère d'une décharge de plasma typique a la forme générale indiquée ci-dessous.

Le tracé volt-ampère d'une décharge de plasma.

Ce tracé est facilement mesuré pour un plasma de laboratoire contenu dans une colonne - un tube de verre cylindrique avec l'anode à une extrémité et la cathode à l'autre.

Ces deux bornes sont connectées à un circuit électrique grâce auquel le courant traversant le tube peut être contrôlé. Dans une telle expérience, le plasma a une section transversale constante d'une extrémité du tube à l'autre. L'axe vertical du tracé volt-ampère est l'élévation de tension de la cathode jusqu'à l'anode (à travers tout le plasma) en fonction du courant traversant le plasma. L'axe horizontal montre la densité actuelle.

La densité de courant est la mesure du nombre d'ampères par mètre carré traversant une section transversale du tube. Dans un tube cylindrique, la section transversale est de la même taille à tous les points le long du tube et ainsi, la densité de courant à chaque section transversale est juste proportionnelle au courant total traversant le plasma.

Lorsque nous considérons le Soleil, cependant, une géométrie sphérique existe - avec le soleil au centre. La section transversale devient une sphère imaginaire. Supposons une dérive totale constante des électrons se déplaçant de toutes les directions vers le Soleil et un flux radial total constant d'ions + vers l'extérieur. Imaginez une surface sphérique de grand rayon par laquelle passe ce courant total. À mesure que nous nous approchons du Soleil depuis l'espace lointain, cette surface sphérique a une superficie de plus en plus réduite. Par conséquent, pour un courant total fixe, la densité de courant (A/m 2 ) augmente à mesure que nous nous rapprochons du Soleil.

Dans l'espace lointain, la densité de courant y est extrêmement faible même si le courant total peut être énorme.


Au fur et à mesure que nous nous rapprochons du Soleil, la limite sphérique a une surface plus petite, la densité de courant augmente, nous entrons dans la région de lueur normale, c'est ce que nous appelons la "corona" du Soleil. L'intensité de la lumière rayonnée ressemble beaucoup à une enseigne au néon.


À mesure que nous nous rapprochons du Soleil, la limite sphérique n'est que légèrement plus grande que le Soleil lui-même, la densité de courant devient extrêmement importante lorsque nous entrons dans la région de l'arc de la décharge. C'est la touffe d'anode. C'est la photosphère. L'intensité de la lumière rayonnée ressemble beaucoup à une machine à souder à l'arc ou à un éclair continu. Une lumière ultraviolette de haute intensité est émise.

Certains des premiers chercheurs sur le plasma et la plupart des astronomes modernes pensent que le seul « vrai » plasma est celui qui est parfaitement conducteur (et donc « gèlera » les champs magnétiques en lui-même). Le tracé volt-ampère ci-dessus indique que cela ne se produit pas. Chaque point du tracé (sauf l'origine) a une coordonnée de tension non nulle.

La résistivité statique d'un plasma fonctionnant en tout point du tracé volt-ampère ci-dessus est proportionnelle à la pente d'une ligne droite tracée de l'origine au point. Cela signifie que, dans tous les modes possibles dans lesquels un plasma peut fonctionner, il a une résistivité statique non nulle, il faut un champ E non nul pour produire la densité de courant. De toute évidence, la résistivité statique d'un plasma dans le haut de gamme du mode sombre peut être assez grande. (La région d'arc et la moitié gauche de la région de lueur présentent une résistance dynamique négative - et le champ E peut être assez petit - mais ce n'est pas ce qui est en question.)

Aucun vrai plasma ne peut "geler" un champ magnétique. Les plasmas à conductivité la plus élevée sont ceux en mode arc.

Mais, même dans ce mode, il faut un champ électrique fini et non nul pour produire une densité de courant. Aucun plasma n'est un "conducteur idéal".


Fusion dans la double couche


L'effet de pincement en z des filaments de courant parallèles de haute intensité dans un plasma à arc est très fort.

Quelle que soit la fusion nucléaire qui se déroule sur le Soleil se produit ici dans le couche double (DL) au sommet de la photosphère (pas profondément dans le noyau). Le résultat de ce processus de fusion sont les "métaux" qui donnent naissance aux raies d'absorption dans le spectre du Soleil. On trouve des traces de soixante-huit des quatre-vingt-douze éléments naturels dans l'atmosphère du Soleil. La plupart des bruits de radiofréquence émis par le Soleil émanent de cette région.

Le bruit radio est une propriété bien connue des DL.

La puissance électrique disponible pour être délivrée au plasma en tout point est le produit du champ E (volts par mètre) multiplié par la densité de courant (ampères par mètre carré). Cette opération de multiplication donne des watts par mètre cube. La densité de courant est relativement constante sur la hauteur des couches photosphériques/chromosphériques. Cependant, le champ E est de loin le plus fort au centre de la DL. La fusion nucléaire demande beaucoup d'énergie - et cette énergie est disponible dans la DL.


On observe également que le flux de neutrinos provenant du Soleil varie inversement avec le nombre de taches solaires.

Ceci est attendu dans l'hypothèse ES car la source de ces neutrinos est la fusion produite par pincement z qui se produit dans la double couche - et les taches solaires sont des endroits où il n'y a pas de DL dans lequel ce processus peut se produire.


Taches solaires et trous coronaux


Dans un plasma, les dimensions et les tensions des touffes d'anode dépendent de la densité de courant à cet endroit (près de l'anode).

Les touffes apparaissent et/ou disparaissent, selon les besoins, pour maintenir une certaine relation requise entre les nombres d'ions + et d'électrons dans le courant total. Cette propriété des plasmas de touffes d'anodes a été découverte, quantifiée et rapportée par Irving Langmuir il y a plus de cinquante ans.


Dans le modèle Electric Sun, comme pour toute décharge de plasma, le tufting disparaît partout où le flux d'électrons entrants frappant une zone donnée de la surface du Soleil n'est pas suffisamment fort pour nécessiter le blindage produit par la double couche de plasma. À un tel endroit, la touffe d'anode s'effondre et nous pouvons voir jusqu'à la surface réelle de l'anode du Soleil.

Puisqu'il n'y a pas de décharge d'arc se produisant dans ces emplacements, ils apparaissent plus sombres que la zone environnante et sont appelés "taches solaires". Bien sûr, si une énorme quantité d'énergie était produite à l'intérieur du Soleil, la tache devrait être plus lumineuse et plus chaude que la photosphère environnante. Le fait que les taches solaires soient sombres et froides soutient fortement l'affirmation selon laquelle très peu, voire rien, se passe à l'intérieur du Soleil.

Le centre de la tache s'appelle son ombre.

Une tache solaire montrant l'ombre, la pénombre et les touffes d'anodes environnantes (DL).

Parce qu'il n'y a pas anode touffetage où se trouve un spot, l'élévation de tension (région une à b dans le graphique d'énergie ci-dessus), qui limite normalement le flux local d'ions positifs quittant la surface de l'anode, n'y existe pas.

Dans les taches solaires, donc, un grand nombre d'ions se répandra vers l'extérieur vers la couronne inférieure.

Un tel flux constitue un courant électrique important - et, en tant que tel, produira un fort champ magnétique localisé près de la tache solaire.

La couronne du Soleil est difficile à voir, sauf dans les éclipses solaires et dans les images aux rayons X. C'est parce que la couronne est une décharge de "lueur normale" par rapport aux touffes qui sont en "mode arc". Dans certaines images à rayons X du Soleil (comme celle montrée dans la première figure tout en haut de cette page), nous pouvons voir des "trous coronaux" - de grandes régions sombres dans l'image la plus lumineuse de la couronne solaire.

Les régions lumineuses des images aux rayons X de la couronne indiquent des zones plus chaudes et plus énergétiques, principalement au-dessus des régions des taches solaires.

Dans les trois images d'un groupe de taches solaires, ci-dessous :

  1. Celui du haut est la photosphère - prise en lumière visible - où, dans l'ombre, nous pouvons voir jusqu'à la surface sombre (froide) du Soleil. Les ions se déversent vers le haut du Soleil à ces endroits.

  2. L'image du milieu est prise en lumière ultraviolette et montre la chromosphère / région de transition.

  3. Le panneau inférieur est une image radiographique montrant l'activité violente dans la couronne inférieure. Cette activité est due au flot d'ions positifs en accélération s'échappant du Soleil et entrant en collision avec des atomes plus haut dans l'atmosphère (couronne inférieure).

Les effets des ions + sortant d'une tache solaire.

Courants électriques forts s'écoulent également à l'intérieur et au-dessus de la surface du Soleil au bord des ombres de taches solaires en raison de la différence de tension entre les touffes d'anodes proches et l'ombre centrale des taches (où il n'y a pas de touffes).

Cette région s'appelle la pénombre d'une tache solaire.

Ces courants produisent bien sûr des champs magnétiques. Étant donné que, dans les plasmas, les courants électriques de torsion (Birkeland) suivent la direction des champs magnétiques, le plasma incandescent dans ces régions montre souvent les formes compliquées de ces champs magnétiques en boucle liés aux taches.

Rappelles toi. Courants de Brikeland TWIST!

(À gauche) Les courants de Penumbra - Birkeland suivant la chute de tension de la photosphère jusqu'à l'ombre.
(À droite) Les courants sinueux de Birkeland sont évidents dans une image détaillée des banderoles pénombrales.

Proéminences, fusées éclairantes et CME


Toute la discussion ci-dessus s'applique au fonctionnement en régime permanent (ou presque permanent) du Soleil électrique.

Mais il existe plusieurs phénomènes dynamiques tels que les éruptions, les protubérances et les éjections de masse coronale (CME) que nous observons. Comment sont-ils produits ? Lauréat du Prix Nobel Hannes Alfven, bien qu'ignorant la Modèle de soleil électrique Juergens, a avancé sa propre théorie (3) sur la façon dont les protubérances et les éruptions solaires se forment électriquement. Il est tout à fait conforme au modèle Juergens. C'est aussi électrique.


Tout courant électrique, i, crée un champ magnétique (plus le courant est fort - plus le champ magnétique est fort et plus il contient d'énergie). Les champs magnétiques courbes ne peuvent exister sans courants électriques ou champs électriques variant dans le temps. L'énergie, Wm, stockée dans n'importe quel champ magnétique, est donnée par l'expression
Wm = 1/2 Li 2 . Si le courant, i, est interrompu, le champ s'effondre et son énergie doit être délivrée quelque part.

Le champ magnétique du Soleil forme parfois, et à certains endroits à sa surface, une boucle en forme de « quotomega ». Cette boucle s'étend à travers la double couche de gaine (DL) de la chromosphère. L'une des principales propriétés des courants de Birkeland est qu'ils suivent généralement les lignes de champ magnétique. Un fort courant de boucle produira un champ magnétique toroïdal secondaire qui entourera et tentera d'élargir la boucle. Si le courant suivant la boucle devient trop fort, la DL sera détruite1.

Cela interrompt le courant (comme l'ouverture d'un interrupteur dans un circuit inductif) et l'énergie stockée dans le champ magnétique primaire est libérée de manière explosive dans l'espace.

Circuit de proéminence solaire de Hannes Alfven Image TRACE des boucles de plasma

Il doit être bien compris (certainement par toute personne ayant suivi un cours de physique de base) que les "lignes" de champ magnétique qui sont dessinées pour décrire un champ magnétique, n'ont ni début ni fin.

Ce sont des chemins fermés. En fait, l'une des équations célèbres de Maxwell est : "div B = 0". Ce qui dit précisément cela (dans le langage du calcul différentiel vectoriel).

Ainsi, lorsque les champs magnétiques s'effondrent en raison de l'interruption des courants qui les produisent, ils ne "se cassent" pas, ne se "fusionnent" pas et ne se "recombinent" pas comme l'ont prétendu certains astronomes non informés (par exemple, voir la citation concernant les préoccupations générales ci-dessus - dans 4. Accélération du "vent" solaire ions). Le champ s'effondre tout simplement (très vite !). Sur le Soleil, cet effondrement libère une énorme quantité d'énergie et la matière est rejetée de la surface - comme pour toute réaction explosivement rapide.

Cette version est conforme et prédite par le modèle Electric Sun comme décrit ci-dessus. Certains astronomes ont proposé que la chaleur est systématiquement transportée vers la couronne inférieure par des champs magnétiques et libérée par,

"reconnexion des lignes de champ magnétique, par laquelle des lignes dirigées de manière opposée s'annulent, convertissant l'énergie magnétique en chaleur. Le processus nécessite que les lignes de champ puissent diffuser à travers le plasma.

Cette idée est inventive mais, malheureusement, n'a aucun fondement scientifique.

Notez que bien que les astronomes doivent être conscients que les champs magnétiques nécessitent des courants électriques ou des champs E variant dans le temps pour les produire, les courants et les champs E ne sont jamais mentionnés dans les modèles standard.

Peut-être parce qu'ils ne semblent pas être inclus dans les programmes d'études d'astrophysique.

  1. Les doubles couches peuvent être détruites par au moins deux mécanismes différents :

    1. Zener Breakdown - Le gradient de champ électrique devient suffisamment fort pour arracher toutes les charges d'une zone, brisant ainsi le chemin de décharge

    2. Rupture d'avalanche - Une avalanche littérale se produit dans laquelle toutes les charges sont emportées et aucune charge conductrice n'est laissée - ainsi le chemin conducteur est ouvert

    Un champ magnétique est un continuum. Ce n'est pas un ensemble de « lignes » discrètes. Des lignes sont tracées en classe pour décrire le champ magnétique (sa direction et son amplitude). Mais les lignes elles-mêmes n'existent pas réellement. Ils sont simplement un dispositif pédagogique. Proposer que ces lignes se cassent, fusionnent et/ou se recombinent est une erreur (violation des équations de Maxwell) aggravée par une autre erreur (les lignes n'existent pas vraiment en premier lieu).

    Les lignes de champ magnétique sont analogues aux lignes de latitude et de longitude. Ce ne sont pas des entités distinctes sans rien entre elles - vous pouvez en dessiner autant que vous le souhaitez. Et ils ne se cassent certainement pas, ne fusionnent pas ou ne se reconnectent pas plus que les lignes de latitude.

    Les champs H d'intensité magnétique dirigés de manière opposée s'annulent simplement - aucune énergie n'est stockée ou libérée dans cet événement.


    Cela a été la plus brève des introductions à Modèle de soleil électrique de Juergens - la prise de conscience que notre Soleil fonctionne électriquement - qu'il s'agit d'une énorme sphère de gaz ionisé chargée électriquement, relativement calme, qui supporte une décharge d'arc de plasma électrique à sa surface et est alimentée par des courants subtils qui se déplacent à travers le plasma ténu désormais bien connu qui remplit notre galaxie.

    Une description plus détaillée de l'hypothèse ES ainsi que les lacunes du modèle standard de fusion solaire sont présentées dans Le ciel électrique.


    Les modèles thermonucléaires orthodoxes d'aujourd'hui ne parviennent pas à expliquer de nombreux phénomènes solaires observés. Le modèle du Soleil électrique est intrinsèquement prédictif de tous ces phénomènes observés. C'est relativement simple. Il est auto-cohérent. Et cela ne nécessite pas l'existence d'entités mystérieuses telles que le génie solaire "dynamo" invisible qui se cache quelque part sous la surface du modèle de fusion.

    Le modèle du Soleil électrique ne viole pas les équations de Maxwell comme le fait le modèle de fusion.

    Ralph Jürgens eu le génie de développer le modèle Electric Sun retour dans les années 1970. Son hypothèse a jusqu'à présent passé les dures épreuves de la réalité observée. Son travail fondateur pourrait éventuellement obtenir la reconnaissance qu'il mérite. Ou, bien sûr, d'autres peuvent essayer de le revendiquer, ou des parties de celui-ci, et espérer que le monde oublie qui a eu ces idées en premier.

    Il existe maintenant suffisamment de preuves inéluctables que la majorité des phénomènes que nous observons sur le Soleil sont fondamentalement de nature électrique. Ralph Juergens était la personne qui avait la vision de le voir.


    Sismologie des taches solaires

    Thomas, Cram et Nye (1982) ont été les premiers à suggérer que les oscillations des taches solaires pourraient être utilisées pour sonder la structure souterraine d'une tache solaire, introduisant le concept de « sismologie des taches solaires » basé sur l'interaction des modes p solaires avec la tache solaire et la manière dont différents modes p échantillonnent différentes profondeurs sous la surface solaire. Ils ont interprété un spectre de puissance temporelle d'oscillations ombrales de 5 minutes en termes d'un modèle naïf de l'interaction de ces oscillations avec la tache solaire, produisant une mesure sismique du diamètre du faisceau de flux de la tache solaire à une profondeur d'environ 10 mm qui était cohérente avec des modèles de taches solaires. Ce résultat brut n'était destiné qu'à illustrer ce qui pourrait être réalisé avec une meilleure résolution spatiale et temporelle des oscillations et de meilleurs modèles théoriques. Hélas, malgré le développement d'un certain nombre de nouvelles techniques d'observation et d'idées théoriques, des résultats fiables de la sismologie des taches solaires se sont avérés remarquablement difficiles à obtenir.

    Une première approche consistait à comparer les spectres de puissance spatio-temporels des oscillations à l'intérieur et à l'extérieur d'une tache solaire, comme dans les travaux d'Abdelatif, Lites et Thomas (1986) et Penn et LaBonte (1993) discutés dans la section 6.2.1 ci-dessus. Cette approche a réussi à clarifier l'interaction entre les modes p et une tache solaire, mais n'a pas produit de résultats fermes sur la structure souterraine.

    Une approche différente, basée sur des observations d'ondes entrantes et sortantes dans une région annulaire en dehors de la tache solaire, a été développée par Braun, Duvall et LaBonte (1987, 1988). Ils ont fait la découverte remarquable qu'une tache solaire est un absorbeur net de la puissance des modes p incidents, absorbant jusqu'à la moitié de la puissance à certaines fréquences et nombres d'ondes horizontaux. Nous discutons de ce phénomène en détail dans la section 6.4.1 ci-dessous. Plus récemment, l'attention s'est concentrée sur l'héliosismologie locale des taches solaires, en utilisant des techniques temps-distance et holographiques. Ce travail est discuté dans la section 6.4.2.

    6.4.1 Absorption des modes p par une tache solaire

    Lorsque les oscillations en mode p dans un anneau circulaire entourant une tache solaire isolée sont décomposées en ondes se propageant radialement vers l'intérieur et radialement vers l'extérieur (sous la forme d'une décomposition de Fourier-Hankel), on constate qu'il y a un déficit relatif de puissance dans le

    0 200 400 600 800 1000 1200 1400

    6.6. Absorption en mode p par une tache solaire. Montré ici est le coefficient d'absorption a intégré sur la fréquence de v = 1,5 mHz à v = 5,5 mHz et sommé sur différents ensembles d'ordre azimutal m. Le panneau supérieur est pour une tache solaire isolée centrée dans l'anneau circulaire, tandis que le panneau inférieur est pour un champ de vision contenant uniquement un soleil calme. (D'après Bogdan et al. 1993.)

    vagues se propageant vers l'extérieur (Braun, Duvall et LaBonte 1987, 1988 Bogdan et al. 1993 Chen et al. 1996, 1997). Ce déficit de puissance atteint jusqu'à 50 % pour certains nombres d'ondes horizontaux (voir Fig. 6.6). Aucun déficit de puissance de ce type n'est trouvé pour un anneau circulaire entourant uniquement le Soleil calme.

    La figure 6.7 montre la dépendance au nombre d'onde horizontal du coefficient d'absorption intégré sur une gamme de fréquences et sommé sur une gamme d'ordres azimutaux, pour deux taches solaires différentes (Braun, Duvall et LaBonte 1988 Bogdan et al. 1993). L'accord entre les deux ensembles de données jusqu'au nombre d'onde 0,8 Mm-1 est frappant, étant donné que différentes techniques d'observation et de réduction des données ont été utilisées. Pour des nombres d'onde plus élevés, les résultats à plus haute résolution de Bogdan et al. montrent que le coefficient d'absorption diminue avec l'augmentation du nombre d'ondes k. Le coefficient d'absorption peut également être évalué le long des crêtes de mode p individuelles pour des ordres radiaux allant jusqu'à n = 5 : on constate que l'absorption est maximale pour n = 1 et diminue avec l'augmentation de n, et que l'absorption le long de chaque crête culmine à un valeur intermédiaire du degré harmonique sphérique l dans la plage 200 < l < 400 (Bogdan et al. 1993).

    120 Oscillations dans les taches solaires 0,6

    A'f A ! ' , i A1 i i 1 , 1 A i i , ii.ir

    A'f A ! ' , i A1 i i 1 , 1 A i i , ii.ir a

    Nombre d'onde horizontal (Mm 1)

    6.7. Le coefficient d'absorption a, intégré sur la fréquence de v = 1,5 mHz à v = 5,5 mHz et sommé sur les ordres azimutaux m = -5, -4, . +4, +5, en fonction du nombre d'onde horizontal pour une région annulaire entourant une tache solaire. Les segments de ligne verticale sont les barres d'erreur pour les mesures originales de Braun et al. (1988) pour une tache solaire observée le 18 janvier 1983. Les triangles (avec des barres d'erreur en pointillés) sont pour les observations ultérieures de Bogdan et al. (1993) de la tache solaire SPO 7983 le 19 mars 1989. (D'après Bogdan et al. 1993.)

    Avec une résolution temporelle suffisante (à partir d'ensembles de données couvrant des durées plus longues), on peut déterminer non seulement les amplitudes des modes p absorbés par une tache solaire, mais aussi leurs déphasages. Braun et al. (1992a) ont présenté les premières mesures de ces déphasages à l'aide d'un ensemble de données de 68 heures obtenues au pôle Sud. Ils ont constaté que la tache solaire provoque un déphasage 8 qui augmente linéairement avec le degré d'harmonique sphérique l de 0° à l = 125 à environ 150° à l = 400, tandis que le coefficient d'absorption a augmente presque linéairement de 0% à 40%. (Ici, a et 8 sont moyennés sur des ordres azimutaux -5 < m < 5.)

    Suite à la découverte de l'absorption acoustique par les taches solaires, un certain nombre de mécanismes possibles d'absorption ont été rapidement mis en avant (voir la revue de Bogdan 1992). Hollweg (1988) a proposé l'absorption résonante des ondes acoustiques dans une fine couche superficielle du tube de flux magnétique de la tache solaire. Cette suggestion a été suivie dans plusieurs articles ultérieurs (par exemple Lou 1990 Rosenthal 1990, 1992 Chitre et Davila 1991 Sakurai, Goossens et Hollweg 1991 Goossens et Poedts 1992 Keppens, Bogdan et Goossens 1994) ces modèles sont basés sur des configurations d'équilibre qui n'incluent pas la densité stratification, et ne se prêtent donc pas à une comparaison directe avec les observations. Ryutova et ses collègues (Ryutova, Kaisig et Tajima 1991 : LaBonte et Ryutova 1993) ont proposé la dissipation améliorée due aux inhomogénéités dans un faisceau compact de tubes de flux magnétique. Un autre mécanisme proposé implique le mélange de modes, dans lequel l'énergie acoustique entrante est dispersée dans une large gamme de modes d'ondes magnétiques à l'intérieur de la tache solaire (par exemple, D'Silva 1994).

    Le modèle peut-être le plus convaincant, et certainement celui qui a été élaboré le plus en détail, est basé sur la suggestion de Spruit (1991) et Spruit et Bogdan (1992) selon laquelle une oscillation purement acoustique frappant une tache solaire sera partiellement convertie. à une onde magnéto-acoustique lente qui se propage vers le bas le long du tube de flux magnétique de la tache solaire et provoque donc une fuite d'énergie hors de la cavité acoustique proche de la surface dans laquelle réside le mode p résonant. Avec ce mécanisme, la puissance du mode p n'est pas réellement absorbée dans les couches superficielles de la tache solaire, mais est plutôt transportée vers le bas dans la zone de convection où elle est vraisemblablement diffusée et fait partie de l'énergie convective globale. La conversion partielle de l'onde acoustique entrante en onde MHD lente a lieu un peu en dessous de la surface, à une profondeur où la vitesse du son et la vitesse d'Alfven sont égales (ou de manière équivalente, où le bêta plasma est proche de l'unité).

    Une description détaillée en mode normal de ce mécanisme a été développée dans une série d'articles par Cally et ses collaborateurs, en supposant d'abord un champ magnétique vertical uniforme (Cally et Bogdan 1993 Cally, Bogdan et Zweibel 1994 voir aussi Rosenthal et Julien 2000) et en permettant ensuite le champ uniforme à incliner (Crouch et Cally 2003 Crouch et al. 2005 Schunker et Cally 2006), ce qui améliore considérablement le processus de conversion de mode pour les modes d'ordre supérieur. Les simulations numériques du processus confirment généralement les résultats des modèles analytiques (Cally et Bogdan 1997 Cally 2000). Ces résultats sont en assez bon accord avec les variations mesurées du coefficient d'absorption et du déphasage avec le degré d'harmonique sphérique (Cally, Crouch et Braun 2004). La conversion de mode des modes p incidents en ondes de gravité magnéto-acoustique dans une tache solaire produira non seulement des ondes se propageant vers le bas, qui sont en grande partie responsables de l'absorption de la puissance du mode p, mais aussi des ondes se propageant vers le haut qui pourraient être associées avec des oscillations ombrales et des ondes pénombrales courantes.

    6.4.2 Sismologie temps-distance et holographique des taches solaires

    L'héliosismologie temps-distance, introduite par Duvall et al. (1993), fournit une technique efficace pour détecter les variations de la vitesse du son et les modèles d'écoulement sous la surface solaire. La technique dans sa forme la plus simple est basée sur la théorie des rayons, mais elle peut être formulée de manière plus générale (Gizon et Birch 2002). Il a été appliqué pour la première fois aux taches solaires par Duvall et al. (1996), qui ont trouvé des écoulements descendants sous les taches s'étendant jusqu'à une profondeur d'environ 2 mm, avec des vitesses d'environ 2 km s-1. Depuis lors, la technique a été appliquée aux régions actives et aux taches solaires avec plusieurs résultats intéressants.

    En utilisant la technique temps-distance, Gizon, Duvall et Larsen (2000) ont détecté l'écoulement des douves des taches solaires en utilisant uniquement le mode de gravité de surface (le mode /), qui est sensible à la vitesse d'écoulement sur les 2 premiers Mm sous la surface solaire. Ils ont trouvé un écoulement horizontal dirigé radialement avec des vitesses allant jusqu'à 1 km s-1 dans une région annulaire s'étendant jusqu'à 30 mm du centre de la tache solaire. À l'extérieur du fossé, ils ont détecté un contre-courant annulaire, impliquant un écoulement descendant à la limite du fossé. En utilisant la technique temps-distance avec une gamme d'ondes acoustiques, Zhao, Kosovichev et Duvall (2001 voir aussi Kosovichev 2006) ont trouvé un afflux horizontal dans un fossé de taches solaires à des profondeurs de 0-3 mm, en désaccord avec l'écoulement trouvé par Gizon et Al. (et avec des mesures Doppler directes), comme déjà mentionné dans la section 3.6. Ce conflit est susceptible d'être résolu à mesure que la résolution spatiale de la technique temps-distance s'améliore. Zhao et al. ont également trouvé des écoulements descendants sous la tache solaire à des profondeurs d'environ 6 mm et des écoulements horizontaux éloignés de la tache solaire à des profondeurs d'environ 5 à 10 mm, un modèle suggérant le « flux en collier » proposé comme mécanisme pour stabiliser le tube de flux de taches solaires (voir la section 3.5).

    La plupart des travaux sur l'héliosismologie temps-distance des taches solaires ont ignoré les effets du champ magnétique de la tache solaire sur les ondes acoustiques qui la traversent. Ces ondes acoustiques seront partiellement converties en ondes magnéto-acoustiques, en particulier à des profondeurs où la vitesse locale du son est comparable à la vitesse locale d'Alfven, et cette conversion de mode dépendra de la fréquence ainsi que de l'angle d'incidence (Cally 2005). Des modèles plus détaillés de cette interaction sont clairement nécessaires pour interpréter les résultats de l'héliosismologie temps-distance des taches solaires et des régions actives.

    Une autre approche de l'héliosismologie locale des taches solaires est celle connue sous le nom d'holographie héliosismique (Lindsey et Braun 1990, 1997 Braun et Lindsey 2000), qui implique une reconstruction informatique du champ d'ondes acoustiques à l'intérieur du soleil sur la base des perturbations qu'il crée à la surface. Cette technique a révélé qu'une tache solaire est typiquement entourée d'un "fossé acoustique", une région avec un déficit de puissance acoustique (de l'ordre de 10 à 30 %) s'étendant radialement vers l'extérieur de la tache sur une distance de 30 à 60 mm (Braun et al. 1998). Le fossé acoustique est à peu près contigu au fossé traditionnel des taches solaires défini par le modèle de vitesse de surface (voir la section 3.6).

    6.4.3 Halos acoustiques

    L'effet des champs magnétiques proches de la surface, à la fois à l'intérieur et à l'extérieur des taches solaires, sur les modes p est une considération importante en héliosismologie. On sait depuis leur découverte (Leighton, Noyes et Simon 1962) que l'amplitude des oscillations de 5 minutes est réduite dans les régions à fort champ magnétique (voir par exemple Howard, Tanenbaum et Wilcox 1968 Woods et Cram 1981). Plus récemment, cependant, il a été découvert que l'amplitude des ondes acoustiques à haute fréquence, avec des fréquences comprises entre 5,5 et 7,7 mHz (juste au-dessus de la fréquence de coupure acoustique dans la photosphère basse), est en fait augmentée dans les zones entourant les régions de forte intensité magnétique. domaine. Dans la chromosphère, ce que l'on appelle les « halos » de puissance acoustique haute fréquence en excès (en intensité Ca II K) entourent les régions actives et s'étendent souvent bien dans le soleil calme environnant (Braun et al. 1992b Toner et LaBonte 1993), tandis que dans la photosphère des halos plus compacts et fragmentés de puissance acoustique excessive (en vitesse Doppler) entourent de petites parcelles de champ magnétique intense (Brown et al. 1992 Hindman et Brown 1998 Jain et Haber 2002). La suppression de la puissance du mode p dans un pore en développement et le halo environnant de puissance acoustique améliorée à haute fréquence peuvent être détectés avant même que le pore ne commence à apparaître sous la forme d'une tache sombre dans la photosphère (Thomas et Stanchfield 2000).

    L'origine des halos acoustiques et le lien entre les halos chromosphériques et photosphériques ne sont toujours pas entièrement compris.Les grands halos chromosphériques pourraient être causés par une augmentation générale de l'émission acoustique de la zone de convection dans les régions adjacentes à un fort champ magnétique. Les halos photosphériques plus localisés pourraient être associés à une sorte d'onde de tube de flux magnétique concentrée autour de la surface du tube de flux, comme les « modes de gaine » trouvés par Bogdan et Cally (1995) ou une onde de surface d'Alfven excitée par absorption résonante d'ondes acoustiques incidentes. Hindman et Brown (1998) ont constaté que les halos photosphériques apparaissent en vitesse Doppler mais pas en intensité continue, suggérant soit des mouvements presque incompressibles, soit des mouvements acoustiques compressibles alignés verticalement par le champ magnétique, augmentant la vitesse de la ligne de visée sans augmenter l'intensité. variantes. Muglach (2003) n'a trouvé aucune amélioration de la puissance chromosphérique de 3 minutes autour des régions actives dans les variations d'intensité UV mesurées avec des filtres à large bande sur le satellite TRACE, suggérant que les halos dans l'intensité de Ca II K observés avec des filtres à bande étroite peuvent être plus un produit des décalages Doppler de la raie que des variations d'intensité à l'intérieur de la raie.


    2. OBSERVATIONS ET ANALYSE DES DONNÉES

    Nous avons mené une enquête sur toutes les observations dans la station d'observation solaire de Huairou (HSOS) des observatoires nationaux de Chine et sélectionné les événements répondant aux critères suivants : (1) les magnétogrammes vectoriels avant et après une éruption sont disponibles, (2) les RA sont dans 35° du centre du disque solaire pour minimiser les effets de projection (aucune correction de projection n'a été appliquée aux données de l'étude actuelle), et (3) les images de différence WL montrent des assombrissements évidents au PIL évasé et des éclaircissements aux pénombres périphériques tels que définis par Liu et al. (2005). Avec ces critères, notre échantillon comprend une fusée de classe M et trois de classe X, comme indiqué dans le tableau 1. En outre, nous avons également inclus une fusée de classe B intéressante, qui possède un schéma similaire d'assombrissements et d'éclaircissements dans la différence WL. image.

    Tableau 1. Événements de changement de champ magnétique vectoriel AR après flare et LF descendant

    Date Lieu (°) Bz1 (g) une Bt1 (g) une θ1 (°) un Bz1 (G) b Bt1 (G) b θ1 (°) b UNE (10 19 cm 2 ) c
    NOAA VA Bz2 (G) un Bt2 (G) un θ2 (°) un Bz2 (G) b Bt2 (G) b θ1 (°) b δFz (G 2 ) d
    11 janv. 1989 S34E33 150 370 22.2 ± 9.8 70 400 9.2 ± 5.0 0.4
    5312 M1.9 150 400 20.6 ± 8.6 90 400 12.5 ± 6.3 −3000
    9 avril 1997 S29W04 180 190 45.0 ± 16.0 120 170 35.0 ± 17.0 0.2
    8027 B4.2 90 310 17.0 ± 5.7 130 150 40.0 ± 20.0 −2000
    14 juillet 2000 N17W11 460 750 31.8 ± 8.2 500 850 30.0 ± 7.0 1.4
    9077 X5.7 420 950 24.8 ± 5.5 330 660 27.0 ± 8.5 −14000
    29 mai 2003 N34E10 410 520 38.2 ± 9.9 700 580 50.7 ± 9.0 0.7
    10365 X1.2 450 710 32.4 ± 6.9 730 530 53.8 ± 9.5 −9000
    13 déc. 2006 S06W35 590 1100 28.1 ± 2.6 690 1200 30.0 ± 2.4 3.3
    10930 X3.4 540 1390 21.2 ± 1.9 600 1140 27.7 ± 2.5 −17000

    Remarques. Les paramètres de champ magnétique répertoriés ci-dessus sont les valeurs moyennes sur les régions spécifiées. Bz est le champ longitudinal non signé. L'inclinaison et ses erreurs de mesure sont obtenues avec les équations (5) et (6), respectivement. Les indices 1 et 2 représentent respectivement les états avant et après l'éruption. a Paramètres dans les zones sombres de l'image de différence WL. b Identique à la note a, mais dans les zones éclaircies. c Les zones intégrées de LF descendante dans les régions de la structure des taches solaires WL changent. d LF descendante par unité de surface. Son erreur de mesure est du même ordre de grandeur que la valeur elle-même.

    Pour construire une image complète des événements analysés, notre base de données est constituée de magnétogrammes vectoriels HSOS, de filtres Fe i 5324 Å et Hβ de HSOS, magnétogrammes vectoriels obtenus par le Spectropolarimètre de la Hinode Télescope optique solaire (Tsuneta et al. 2008), magnétogrammes longitudinaux de MDI à bord du Observatoire solaire et héliosphérique (SOHO Scherrer et al. 1995), et des images UV 1600 Å et WL du Région de transition et explorateur coronal (TRACE Handy et al. 1999). Pour les données HSOS, des magnétogrammes vectoriels à cadre partiel et à disque complet ont été obtenus respectivement par le Solar Magnetic Field Telescope (Ai & Hu 1986) et le Solar Magnetism and Activity Telescope (SMAT Zhang et al. 2007). Les magnétogrammes originaux avaient une taille de pixel de 06, et depuis qu'une nouvelle caméra CCD a été utilisée en 2001, la résolution est passée à 035. Cependant, la résolution spatiale réelle est déterminée par la condition de vision, qui est généralement d'environ 2''. Le magnétogramme à disque complet a une taille de pixel de 2'' et une résolution spatiale de 4'' dans des conditions de vision typiques. Pour augmenter la sensibilité polarimétrique, des magnétogrammes vectoriels HSOS sont intégrés sur 256 paires d'images et lissés spatialement par 2 × 2 pixels. Le niveau de bruit des magnétogrammes vectoriels dans cette étude est déterminé comme 2σ (où σ est l'écart type) calculé dans une région relativement calme. Le signal magnétique est mis à zéro, s'il est inférieur au niveau de bruit. Les erreurs de 1σ des magnétogrammes longitudinaux et transversaux HSOS sont

    Comparer les observations de champ magnétique de différents instruments au sol (par exemple, HSOS-SMAT) ou dans l'espace (par exemple, SOHO-MDI) est une tâche difficile (par exemple, Demidov et al. 2008 Demidov & Balthasar 2009). Nous devons confirmer que les changements des champs magnétiques photosphériques sont intrinsèquement liés aux éruptions plutôt qu'aux effets instrumentaux ou observationnels. En fait, nous constatons que les conditions de vision jouent un rôle important dans l'impact des mesures de champ magnétique au sol. Les panneaux supérieurs de la figure 1 montrent des nuages ​​de points du magnétogramme longitudinal HSOS pris le 21 juillet 2002 à 01:09 UT par rapport aux magnétogrammes longitudinaux HSOS pris le même jour à 03:00 UT, 06:09 UT et 07:04 UT, respectivement. Nous sélectionnons cet ensemble de données en raison de la bonne transparence du ciel et de l'absence d'éruptions ce jour-là. À titre de comparaison, les panneaux du bas montrent des nuages ​​de points similaires dans lesquels un magnétogramme longitudinal MDI pris à 01:35 UT est comparé à des magnétogrammes pris à 03:11 UT, 06:23 UT et 07:59 UT, respectivement. En général, les corrélations linéaires entre les magnétogrammes longitudinaux HSOS ne sont pas aussi fortes que celles entre les magnétogrammes MDI. Ici, un rapport est défini pour décrire quantitativement la variation du magnétogramme avec le temps, c'est-à-dire, , où Bréf se réfère au magnétogramme de référence et je = 1, 2 et 3 indique les trois autres magnétogrammes (autres que celui de référence) de chaque ensemble de données. Pour les magnétogrammes MDI, le rje les valeurs sont proches de l'unité dans les trois cas, tandis que pour les magnétogrammes HSOS, le rje les valeurs diminuent de

    1 à 03:00 TU à 0.8 à 06:09 UT, et ensuite à 0.5 à 07:04 UT. Cette variation est causée par la variation de la lumière parasite terrestre au cours d'une journée.

    Figure 1. Nuages ​​de points des champs longitudinaux d'AR 10036 le 21 juillet 2002. En haut : magnétogrammes HSOS par rapport à celui de référence à 01:09 TU. En bas : magnétogrammes MDI vs celui de référence à 01h35 TU. Les encarts sont des magnétogrammes longitudinaux HSOS et MDI de cet AR, respectivement.

    Par conséquent, pour corriger une tendance générale à la baisse des magnétogrammes longitudinaux du HSOS avec le temps, nous comparons tous les magnétogrammes longitudinaux du HSOS (à l'exception des données du 11 janvier 1989) avec ceux du MDI en dessinant des nuages ​​de points des magnétogrammes longitudinaux du MDI par rapport au HSOS, qui ont ont été rééchantillonnés pour avoir la même résolution spatiale. Cependant, la simple utilisation de tels nuages ​​de points néglige, par exemple, les différents profils instrumentaux, les effets visuels, la hauteur de formation des raies spectrales et la quantité de physique sous-jacente pouvant être capturée par l'échantillonnage spectral clairsemé des raies. Ainsi, cette comparaison doit simplement être considérée comme une approche d'ordre zéro des valeurs réelles du champ magnétique telles que mesurées au HSOS. Les magnétogrammes transversaux HSOS sont corrigés comme suit : les magnétogrammes longitudinaux corrigés servent de frontière photosphérique pour extrapoler les champs magnétiques potentiels puis, l'échelle de correction est obtenue en comparant les champs transversaux mesurés avec les champs transversaux extrapolés pour une section d'une tache solaire isolée, où les champs sont probablement potentiels. Les données du 11 janvier 1989 ne sont soumises à une correction d'autocorrélation que parce que les données MDI n'étaient pas disponibles à ce moment-là.


    6. Régions actives

    Les régions actives apparaissent dans la photosphère comme des régions magnétiques grossièrement bipolaires d'échelle intermédiaire (~ 0.2R, ou ~ 1,5 × 10 5 km). Les taches solaires, associées à de forts champs magnétiques (au-dessus de � G), sont leur principale manifestation dans la photosphère, lumineuse plage l'émission, associée à des champs magnétiques intermédiaires, prévaut dans les couches chromosphériques avec des fibrilles (Foukal, 1971 Kianfar et al., 2020), indiquant un champ magnétique plus organisé par rapport au QS, tandis que des boucles impressionnantes marquent leur présence dans la couronne. Ils s'accompagnent de toutes sortes de phénomènes dynamiques, notamment des éruptions cutanées et des éjections de masse coronale (CME).

    Les régions actives sont le résultat de l'émergence de grandes quantités de flux magnétique des couches subphotosphériques, résultat de flottabilité magnétique (voir, par exemple, Parker, 1955 Priest, 1987 Rempel et Schlichenmaier, 2011) et disparaissent à mesure que leur flux magnétique s'étale en raison de mouvements convectifs ou de lignes d'inversion de polarité proches annulées.

    La figure 14 montre des images d'une région active de la photosphère à la basse couronne, pendant sa phase d'émergence et de développement, alors que la région traverse le disque solaire. En se concentrant sur l'émission radio, on note que dans les images 17 GHz du 30 juillet, ainsi que des 2 et 4 août montrent les deux composantes classiques d'émission solaire et plage associées, identifiées pour la première fois par Kundu (1959) avec une Interféromètre à 2 éléments et imagé par Kundu et Alissandrakis (1975) avec le Westerbork Synthesis Radio Telescope. Depuis lors, de nombreuses observations et modèles ont été publiés (voir les revues de Gelfreikh, 1998 et Lee, 2007). Il est bien établi que la tache solaire, ou composante centrale de l'émission, observée dans la gamme des micro-ondes, est due au processus de gyrorésonance (Kakinuma et Swarup, 1962 Zheleznyakov, 1962 Alissandrakis et al., 1980), tandis que la plage, ou Le composant halo est dû à une émission libre-libre.

    Figure 14. Développement de la Région Active 11260 lors de son passage sur le disque solaire. Taches solaires et magnétogrammes de HMI/SDO, images Hα de Big Bear, images Nobeyama à 17 GHz et images AIA/SDO dans le 171 Å (FeIX, Journal T ~ 5.8) et 335 Å (FeXVIe, Journal T ~ 6.4). La région a traversé le méridien central le 30 juillet ߩ UT. L'arc blanc marque le limbe photosphérique. Figure préparée par l'auteur.

    En revenant à la figure 14, notez qu'aucune composante de taches solaires n'est visible à 17 GHz les autres jours, apparemment en raison de la faible valeur du champ de taches solaires par rapport à la fréquence d'observation. A noter également que les 26 et 28 juillet, une émission aussi forte que l'émission de taches solaires est observée, probablement associée aux boucles coronales chaudes observées dans le 335 Å, (FeXVIe) bande. Cela rappelle le sources de ligne neutres rapporté par Kundu et al. (1977), voir aussi Uralov et al. (2008) et ses références, et attribuée à une population quasi-stable et à faible densité d'électrons non thermiques (Alissandrakis et al., 1993).

    À des longueurs d'onde plus composante de halo décimétrique de nature non thermique a été signalée (Gelfreikh, 1998), alors qu'à des longueurs d'onde décimétriques et métriques encore plus longues, aucune émission associée aux taches solaires n'est visible, probablement en raison de la forte opacité du plasma superposé et des effets de réfraction que nous voyons, cependant, non -des sources de bruit-orage thermique au voisinage des régions actives.

    L'émission de micro-ondes des régions actives est un diagnostic puissant du champ magnétique dans la région de transition et la faible couronne. Le champ magnétique détermine l'émissivité du processus de gyrorésonance au-dessus des taches solaires, du processus libre au-dessus des plages, ainsi que l'inversion de polarisation circulaire plus haut. En plus du champ magnétique, les émissions associées aux taches solaires peuvent fournir des informations sur la température et la structure de densité de l'atmosphère des taches solaires (Nindos et al., 1996 Korzhavin et al., 2010 Nita et al., 2018 Stupishin et al., 2018 Alissandrakis et al., 2019). Mentionnons également au passage la détection et l'étude des oscillations des taches solaires (Gelfreikh et al., 1999 Nindos et al., 2002) et renvoyons le lecteur à la revue de Nindos et Aurass (2007) pour plus de détails. Nous renvoyons également le lecteur aux revues de Solanki (2003) et de Rempel et Schlichenmaier (2011) pour des descriptions détaillées des taches solaires.


    7. RÉSUMÉ ET DISCUSSION

    Nos principales conclusions peuvent être énoncées comme suit.

    Comme l'indique la figure 1, l'activité des taches solaires était systématiquement plus importante dans l'hémisphère nord (sud) pendant la phase ascendante (déclinante) des cycles 20-23. De la règle énoncée en conclusion (3), il s'ensuit que le HCS aurait dû être déplacé systématiquement vers le sud pendant la majeure partie de cette période. De plus, les déplacements auraient dû être plus prononcés pendant la phase descendante des cycles 21-23 que pendant la phase ascendante de ces cycles, lorsque les asymétries du nombre de taches solaires étaient plus faibles (l'inverse étant le cas pour le cycle 20). Ces résultats sont cohérents avec le déplacement vers le sud du HCS déduit de la Ulysse balayages rapides de latitude de 1994-1995 et 2007 (Erdős & Balogh 2010 Virtanen & Mursula 2010), et avec le biais de la polarité du FMI sur Terre vers celle du champ polaire nord près des minima des taches solaires de 1976, 1986 et 1996 (Mursula & Hiltula 2003 Hiltula et Mursula 2006).

    L'inversion de l'alternance hémisphérique qui s'est produite au cours du cycle 19 (la plus élevée jamais enregistrée) est particulièrement intéressante, lorsque l'hémisphère sud était un peu plus actif juste avant le maximum des taches solaires, mais que l'hémisphère nord est devenu fortement dominant par la suite. De notre règle générale selon laquelle la ligne neutre se situe dans l'hémisphère le plus actif pendant la phase de déclin (après l'inversion du champ polaire dans cet hémisphère) et dans l'hémisphère le moins actif pendant la phase de montée (avant l'inversion du champ polaire), il s'ensuit que le HCS était déplacé vers le nord de l'équateur pendant la majeure partie du cycle 19. En effet, la figure 2 de Hiltula & Mursula (2006) montre que la polarité dominante du FMI sur Terre au cours de la période 1956-1964 correspondait à celle du champ polaire sud, impliquant un déplacement moyen vers le nord du HCS.

    Parce que <b20〉 〈b10〉 pendant la majeure partie du cycle des taches solaires, le déplacement nord-sud du HCS est un petit effet qui n'apparaît parfois que statistiquement ou après avoir pris des moyennes annuelles. Au maximum des taches solaires, lorsque les composantes dipolaires et quadripolaires axisymétriques ont des forces comparables, l'effet est masqué par les composantes non axisymétriques beaucoup plus grandes du champ.

    Reconnaissant les incertitudes inhérentes à l'utilisation de mesures in situ pour déduire les déplacements nord-sud du HCS, nous avons proposé que ces déplacements puissent être déterminés de manière plus fiable à partir des observations de la structure des streamers de lumière blanche dans la couronne externe. La procédure consiste à distinguer les streamers de casque, qui séparent les trous coronaux de polarité opposée, et les pseudostreamers, qui séparent les trous coronaux de même polarité, puis à utiliser la configuration globale des streamers de casque pour cartographier le HCS. D'autres applications de cette méthode aux observations de coronographes de SOHO et STÉRÉO seront décrits dans une étude ultérieure.

    Nous sommes redevables à N. R. Sheeley Jr. pour les discussions stimulantes. Ce travail a été soutenu par la NASA et l'Office of Naval Research.


    Voir la vidéo: Astrophysique Soleil: des cavités résonantes juste au dessus des taches solaires (Août 2021).