Urychlené částice z pohledu sluneční rentgenové emise Brzdné záření

Transkript

1 Urychlené částice z pohledu sluneční rentgenové emise Brzdné záření Jana Kašparová Astronomický ústav AV ČR, Ondřejov kasparov@asu.cas.cz Vybrané kapitoly z astrofyziky, MFF UK, 1. listopadu 2006

2 Energie hardx-ray: kontinuum γ-záření: čáry 10keV 300keV, MeV, kontinuum, opticky tenké v sluneční atmosféře(do fotosféry) Linetal.,1981

3 český přístroj Hard X-Ray Spectrometer: Časový vývoj několikvzplanutí(t variacenaškáleaž 10s) 10ms

4 Mechanismus vzniku převládá volno- volný přechod, bremsstrahlung( brzdné záření ) preference elektronových svazků (protonové ale nelze vyloučit) srážky: elektron-elektron,důležitéodenergií proton- elektron, korekce na vodík a další atomy další možné procesy: m e c 2 synchrotronové záření a inversní Comptonův jev efektivní pro vysokoenergetické elektrony(e > 1 GeV, > 10 MeV) nejsou konzistentní s pozorováními v oblasti µm a toky elektronů v meziplanetárním prostoru

5 n e (E)hustotaurychlenýchelektronůnajednotkuenergie[cm 3 kev 1 ] nhustotaprotonůvplasmatu[cm 3 ] jfotonyvjednotceobjemu,najednotkuenergieačasu[cm 3 kev 1 s 1 ] j(,e)de= nσ(,e)v e n e (E)dE energie fotonu, E energie elektronu σ(,e)diferenciálníúčinnýprůřezdσ/d[cm 2 kev 1 ] tokelektronů F(E)=n e (E)v e [cm 2 kev 1 s 1 ] j()=n σ(,e)f(e)de obecněnehomogennízdrojisvazek n( r), F(E, r) J()= V n( r) F(E, r)σ(,e)dedv

6 ( ) I()fotonovéspectrumdopadajícínadetektor[fotonycm 2 kev 1 s 1 ] F(E)= 1 nv I()= nv 4πR 2 V F(E, r)n( r)dv density weighted volume averaged F(E, r) F(E)σ(, E)dE n=1 V mean electron flux spectrum(v nehomogenním zdroji) V n( r)dv R=1AU Model tenkého terče thin target momentální F(E) produkující I() F(E) se nemění během pozorovacího intervalu získáno z pozorování(i()) bez znalosti fyzikálních procesů, které určují F(E) veličina vhodná pro porovnání pozorování a modelů(použití stejného σ(, E))

7 obecně funkce, E, úhlů, polarizace(koch& Motz, 1959) pro sluneční hard X-ray: relativistické(do 1.8 MeV), diferenciální v 3BN(Koch&Motz,1959),Haug(1997) σ(, E, θ) viz další přednáška(anisotropie) jednoduché přiblížení Kramers Bethe-Heitler σ(,e)= σ 0m e c 2 E σ(,e)= σ 0m e c 2 σ(,e)= σ 0m e c 2 E E ln q(,e) {1: E 0: E < /E /E : E 0: E <

8 parametrické tvary F(E) I thin ()= K F(E) E q(,e)de K=σ 0m e c 2 nv 4πR 2 δ-funkce,monoenergetickýsvazek F(E)=Aδ(E E 1 ) Kramers I thin ()= K A E 1 Bethe-Heitler I thin ()= K A ln 1+ E /E 1 /E 1

9 q(,e)=q(/e) x=/e mocninnáfunkce(power-law) F(E)=AE δ 1 I thin ()=KA δ 1 0 x δ 1 q(x)dx mocninnáfunkce I thin () Kramers Bethe-Heitler γ thin sindexem γ thin = δ+1 I thin ()= KA δ (δ+1) I thin ()= KA 1 δ (δ+1) 0 x δ 1 ln x x dx I thin ()= KA δ B(δ,1/2) (δ+1) B(a,b)= 1 0 xa 1 (1 x) b 1 dx

10 isotermálníplasma, n=n e,maxwellovorozděleníproelektrony ( ) 1/2 8 F(E, r)=n e ( r) πm e k 3 T 3 Eexp( E/kT) I therm ()= K ( ) 1/2 8 πm e k 3 T 3 EM q(,e)exp( E/kT)dE míraemise EM= V n2 ( r)dv (vizdatazgoes) Kramers I K ()=K ( ) 1/2 8 EM πm e k T 1/2exp( /kt) Bethe-Heitler I BH ()=I K () g(/kt) g(a)= 0 ax) [x(1+x)] 1/2dx exp( 1 demo SSW pro RHESSI spektra

11 Forward fitting parametrický popis termální emise, double power-law(fotonové, elektronové spektrum) I() γ 2 : { γ1: b b odezva detektoru: detector response matrix R ij,countspektrum C() C( i )=R ij I( j ) hledání minima χ 2 mezi měřeným a modelovaným count spektrem

12 vztahmezi F(E)aprocesyurychleníaohřevuzávisína vlastnostech šíření elektronů ztrátě jejich energie při šíření z místa urychlení standardní model(brown, 1971) rozlišuje místo urychlení, kde nedochází k záření a ztrátě energie(nízká hustota) místo šíření svazku a generování záření 0(E 0 )spektrumurychlenýchčástic(injectedspectrum)[kev 1 s 1 ] Problém vztahu mezi 0(E 0 )af(e) thintarget: E E 0 nebo t obs t stop nebospektrumčástizdroje thicktarget: E E 0 nebo t obs t stop svazky se vždy zabrzdí, elektrony dosáhnou chromosféry < 1 s

13 početfotonůnajednotkuenergie,kterývyprodukujeelektron E 0 začasdt n( r(t))σ(, E(t))v(E(t))dt celkový počet fotonů do zabrždění elektronu Φ(,E 0 )= t(e=) t(e=e 0 ) n( r(t))σ(, E(t))v(E(t)) dt ztrátaenergie,efektivníúčinnýprůřez σ E de dt = nveσ E (E) Φ(,E 0 )= E 0 σ(, E) Eσ E (E) de I thick ()= 1 4πR 2 0(E 0 )Φ(,E 0 )de 0

14 Coulombické srážky e-e dominují energetickým ztrátám σ E (E)=C/E 2 K thick = σ 0m e c 2 4πR 2 C I thick ()= K thick 0(E 0 ) E 0 q(,e)dede 0 = K thick q(, E) I thick ()nezávisína n,celkové N c jedůležitédn c = nvdt E 0(E 0 )de 0 de Φ(,E 0 ) nade/dt n I thin ()= K F(E) E q(,e)de F(E)= E CnV E 0(E 0 )de 0 0(E 0 )= CnV [ d de ( F(E) E )] E=E 0

15 fyzikální 0(E 0 ) 0 δ(e) 0(E 0 )=CnV F(E 0) E E >0 [δ(e)+1] E=E0 δ(e)= dlnf(e) dlne power-law 0(E 0 )=AE0 δ, q(,e)=q(/e) x=/e I thick ()=AK thick 1 (δ 1) 1 δ 1 0 x δ 2 q(x)dx mocninnáfunkce I thick () Bethe-Heitler B(δ I thick ()=AK thick γ thicksindexem γ thick = δ (δ 1)(δ 2, 1/2) 2) 1 δ 1 rozdílmezi γ thin a γ thick dántvarem σ E méně energetické elektrony ztrácí rychleji energii průměrnéspektrumvezdroji(f(e))jeo2plošší(tvrdší)nežspektrumurychlených elektronů 0(E 0 ),vizvztahmezi F(E)a 0(E 0 ) demo SSW pro RHESSI spektra

16 více info viz

17 více info viz

18 tokurychlenýchčástic N[elektronůs 1 ] N= 0(E 0 )de 0 energetickýtok W[ergs 1 ] W= 0(E 0 )E 0 de 0 účinnost η brzdného záření: poměr mezi celkovou energii vyzářenou v hard X-ray a kinetickou energií elektronu η= Φ(,E0 )de 0 E E 0 =20keV brzdné záření je neefektivní, téměř veškerá energie svazku jde na ohřev okolní plasmy

19 Tandberg-Hanssen, E.& Emslie, A. G.: The physics of solar flares, Cambridge University Press, 1988 Solar Magnetic Phenomena- Proceedings of the 3rd Summerschool and Workshop held at the Solar Observatory Kanzelhöhe, Astronomy and Astrophysics Space Science Library, Vol. 320, 2005 Letní škola o sluneční fyzice vysokých energií G. Holman: Nonthermal Hard X-Ray Radiation from Solar Flares: Observations and Models D. Smith: Spectroscopic analysis in hard x-rays and gamma rays