4. A helioszféra globális szerkezete
4.6 Mágneses fluxus
A helioszféra mágneses terét leíró (2.14) egyenletből látszik, hogy a teret alapvetően a Nap felszínéhez közel (a napszél forrásfelületén) kialakuló B0 = B0(Φ,θ,t) mágneses tér határozza meg. Az előző alfejezetekben azt vizsgáltam, B0 leglátványosabb tulajdonsága, az előjele hogyan változik a hely és az idő szerint. Kevéssé látványos, de szintén fontos mennyiség B0-nak a nagysága, amely a napszél által a helioszférába szállított mágneses fluxust határozza meg. A mágneses tér radiális komponense az r Naptól mért távolsággal r−2 szerint csökken. Az azimutális komponens viszont csak r−1 szerint csökken. Ez azt jelenti, hogy habár a Naphoz közel az azimutális komponens kicsi, növekvő távolsággal egyre nagyobb lesz a radiális komponenshez képest. Az azimutális komponens nemcsak a távolságtól, hanem a napszél sebességétől is függ. 400 km/s napszélsebességnél a Földpályánál, vagyis 1 CsE távolságnál a két komponens sugara. Tehát a mágneses térerősség radiális komponensét korrigáljuk a Föld pályájára.
A referencia távolságot azért célszerű a Föld pályasugarának választani, mert a legtöbb mérési adat a Föld közeléből származik. A mágneses fluxus jellemzésére az azimutális komponens azért nem alkalmas, mert a napszél sebességétől is függ, ami megnehezíti az adatok kiértékelését.
A Nap mágneses terének modellezésekor két szélsőséges, leegyszerűsített esetet szoktak alkalmazni. Az egyik az, hogy a Nap nagyléptékű terét dipól térrel közelítjük. Ebben az esetben a forrástér heliografikus szélességtől való függése
Θ
Mind a két közelítésnél a semleges vonal egybeesik a Nap egyenlítőjével. Ez nem reális, az előző két alfejezetben az Ulysses mérésekből is láttuk a kétféle mágneses polaritást
elválasztó áramlepel hullámosságát. A probléma könnyen kezelhető, a mágneses dipól tengelyét el kell ferdíteni az egyenlítőhöz képest, illetve a lépcsőfüggvénynél is bevezethetünk egy ferdeséget. A ferde dipól modell nagyon elterjedt, a fotoszférikus mágneses mérésekből extrapolált forrástérre rutinszerűen szokták meghatározni a mágneses dipól komponens nagyságát. A fotoszférikus megfigyelések szerint a dipól tengelyének ferdesége a napfoltciklus szerint változik. A tengely ferdesége, amely egyben a semleges áramlepel hullámosságát is megadja, a várakozásoknak megfelelően napfolt maximum idején a legnagyobb, míg napfolt minimum idején a dipól tengely közel egybeesik a Nap forgástengelyével. Az előző alfejezetben láttuk, hogy ezt az elképzelést az Ulysses mérések megerősítették.
A (2.15) Ampére törvény alapján a mágneses tér rotációjából egyszerűen meghatározhatjuk a helioszférában folyó elektromos áram sűrűségét. Ha a dipól modellt helyettesítjük be a (2.14) egyenletbe, azt kapjuk hogy azimutális áram mindenhol folyik a helioszférában (habár nem egyenletes sűrűséggel), tehát térfogati áramról beszélhetünk. Ha viszont a (4.4) lépcsőfüggvényt helyettesítjük be, a mágneses tér mindenhol rotációmentes a helioszférában, kivéve a tér előjelváltásánál, vagyis az áramlepelben (nem véletlenül hívják annak). Tehát lépcsőfüggvénynél felületi áramról beszélhetünk. A napkorona realisztikusabbnak ítélt MHD modellezésekor a (4.3) és (4.4) mágneses terek valamilyen arányú kombinációját feltételezték (Pneumann and Kopp, 1971). Fontos tehát megmérnünk, milyen a helioszférában a térfogati és felületi áramok aránya? Erre az Ulysses szonda adott először (és eddig egyetlen) lehetőséget.
Már az Ulysses szonda első ekliptikán kívüli keringésekor, az első ún. gyors szélességi pásztázáskor meghatározták a mágneses fluxus szélességfüggését (Forsyth et al., 1996a). A (4.11) ábra a mágneses fluxust mutatja a 80°-os déli szélességtől a 80°-os északi szélességig, 1°-os lépésekben. A fluxust a fent ismertetett módon a mágneses tér radiális komponenséből határozták meg, korrigálva a Föld pályájára. Az eredmény meglepő volt, az ábrán nyoma sincs a dipól térre jellemző koszinuszos szögfüggésnek (4.3 egyenlet), hanem a (4.4) egyenlettel leírt lépcsőfüggvény kapták. A szaggatott vonalak közötti tartományban a fluxus váltakozóan pozitív és negatív előjelű, ez a szektorátmenetek miatt van. Ezek az előjelváltások elvben eltüntethetők lennének, ha a vízszintes tengelyen nem a heliografikus hosszúságot (egyenlítőtől mért szöget), hanem ha az áramlepeltől mért szöget tüntetnénk fel. Ez azonban nehezen kivitelezhető, mert az Ulysses a kérdéses időszakban csak összesen 7 szektorátmenetet tapasztalt (Smith et al., 1995a), ebből megbízhatatlan lenne az áramlepel alakját és időbeli változását rekonstruálni. Azt viszont állíthatjuk, hogy a szonda a déli 40°-80° és az északi 40°-80°
szélesség tartományban végig az áramlepel alatt, illetve felett helyezkedett el. Ezekre a pályaszakaszokra meghatározták a mágneses fluxus átlagát, ami arra az eredményre vezetett, hogy az abszolút értékük a hibahatáron belül megegyezik (4.11 ábra), a mágneses fluxusnak nincs észak-déli aszimmetriája.
Az Ulysses szonda nagy heliografikus szélességeken végzett mérései szerint tehát a mágneses tér nem erősödik fel a pólusok felé haladva, a szonda nem találta meg a
”mágneses pólust”. Ezt a megfigyelést a későbbi mérések is megerősítették. A mágneses dipól hiánya egyben azt is jelenti, hogy az egész helioszférában a mágneses teret egyetlen felületen, az áramlepelben folyó áram tartja fenn. A meglepő eredményt a napszél radiálisnál jobban széttartó expanziójával (szuper-radiális expanzió) lehet magyarázni. Az interplanetáris térben megszoktuk, hogy a napszél kinetikus és termális
nyomása sokkal nagyobb, mint a mágneses tér nyomása. Azonban visszafelé számolva, a Naphoz közel a helyzet megfordulhat. A kinetikus nyomás r−2 szerint változik a távolsággal, mert a sűrűség aszerint változik, a napszél sebessége pedig állandó. A hőmérsékleti nyomás kicsit meredekebben változik, mert a sűrűség csökkenése mellett a táguló plazma lehűl (adiabatikus tágulást feltételezve r−4/3 szerint változik a hőmérséklet). Azonban a mágneses nyomás mindezeknél is meredekebben változik, Br2
~ r−4 távolságfüggéssel. A Naphoz közel tehát lehet egy olyan tartomány, ahol a mágneses fluxus befagyásának feltétele már teljesül, de a mágneses nyomás még mindig nagyobb, mint a plazmarészecskék nyomása. Ez okozhat egy szuper-radiális expanziót.
Ha nagy szélességen, a pólusnál a fotoszférából eredő mágneses tér nagyobb, mint kisebb szélességen, a nagyobb mágneses nyomás szétteríti a plazmát. Úgy is magyarázhatjuk, hogy ha a pólusnál erősebb a tér, akkor a mágneses tér rotációja nem nulla, ezért a (2.15) egyenlet szerint egy azimutális áramgyűrű alakul ki a pólus körül.
Ez az áram j x B erővel hat a plazmára, ami meridionális irányú, tehát a plazma szétterülését okozza, amíg a nyomásegyensúly ki nem alakul.
A fenti kép csak egy kvalitatív illusztráció, amivel a folyamat fizikai okára kívántam rávilágítani. Kvantitatív analízishez MHD modellezésre van szükség, amely a számítástechnikai (akár analitikus, akár numerikus) nehézségek mellett azért is bonyolult, mert meglehetősen hiányos ismereteink vannak a koronában uralkodó viszonyokról. Korábban a mágneses fluxus szétterülését általában nem vették figyelembe. Az Ulysses mérések rávilágítottak arra, hogy a korona modellezését új alapokra kell fektetni. Meglepő azonban, hogy a megfigyelések ellenére sokan
4.11 ábra. Mágneses tér fluxusa a helioszférában a heliografikus szélesség függvényében. Függőleges tengelyen: mágneses tér radiális komponense, 1 CsE távolságra normálva. Ulysses mérések 1994. szeptembertől 1995. júliusig, a délitől az északi pólusátmenetig.
változatlanul a dipól közelítést használják, és csak kevés olyan munkával találkozhatunk, amelyet az Ulysses mérésekkel való minél jobb egyezés is motivál (Wang and Sheeley, 1995).