Pérdidas radiativas de la corona solar

De Wikipedia, la enciclopedia libre.
Saltar a navegación Saltar a búsqueda

En astronomía y astrofísica , por pérdidas radiativas de la corona solar entendemos el flujo de energía irradiada por la atmósfera externa del Sol (que tradicionalmente se divide en cromosfera , región de transición y corona ), y en particular el conjunto de la producción de radiación. electromagnético procedente de la corona solar y la región de transición, donde el plasma es ópticamente delgado. En la cromosfera, en cambio, por debajo del punto de temperatura mínima de 4400 K , es decir, en la zona donde la temperatura desciende hacia el exterior a partir del valor fotosférico de unos 6000 K, la profundidad óptica es del orden de 1 y la radiación emitida es térmica.

La corona se extiende por varios rayos solares más allá de la fotosfera y parece muy compleja y heterogénea en las imágenes tomadas por satélites en rayos X. La estructura y dinámica de la corona están dominadas por el campo magnético . Existe una fuerte evidencia de que el mecanismo de calentamiento, responsable de su alta temperatura de millones de grados, también está relacionado con el campo magnético del Sol.

El flujo de energía irradiado por la corona varía en las regiones activas, en el Sol quieto y en los agujeros coronales; de hecho, parte de la energía se irradia hacia afuera, pero aproximadamente la misma cantidad de energía se conduce a la cromosfera, a través de la región de transición empinada. En las regiones activas, el flujo de energía es de aproximadamente 10 7 erg cm −2 s −1 , en el Sol quieto es de aproximadamente 8 10 5 - 10 6 erg cm −2 s −1 , y en los agujeros coronales 5 10 5 - 8 10 5 erg cm −2 s −1 , incluidas las predicciones debidas al viento solar [1] . La potencia requerida es una pequeña fracción del flujo total irradiado por el Sol, pero esta energía es suficiente para mantener el plasma a una temperatura de millones de grados, dado que la densidad es muy baja y los procesos de radiación son diferentes a los que ocurren. en la fotosfera, como se detalla en el siguiente párrafo.

Proceso y descripción de las pérdidas radiativas de la corona solar

Las ondas electromagnéticas de la corona solar se emiten principalmente en rayos X. Esta radiación no es visible desde la Tierra , porque es filtrada por la atmósfera . Antes del lanzamiento de las sondas espaciales, la corona solo se podía observar con luz blanca durante los eclipses , pero desde la década de 1960 se ha fotografiado en rayos UV y X desde numerosos satélites ( Pioneer 5 , 6, 7, 8, 9 , Helios , Skylab , SMM , NIXT , Yohkoh , SOHO , TRACE , Hinode ).

La temperatura real del Sol (área amarilla) comparada con la de un cuerpo negro del mismo tamaño que emite la misma cantidad de energía radiante (área gris).

El plasma que emite está casi completamente ionizado y muy ligero, su densidad está entre 10-16 y 10-14 g / cm 3 . Las partículas son tan escasas que casi todos los fotones pueden salir de la superficie del Sol sin interactuar con la materia por encima de la fotosfera : en otras palabras, la corona es transparente a la radiación y la emisión de plasma es ópticamente delgada. La atmósfera del Sol no es el único ejemplo de una fuente de rayos X, ya que los plasmas calientes están presentes en todas partes del Universo: desde coronas de estrellas hasta halos galácticos. Estos entornos estelares son el tema de la astronomía de rayos X.

En un plasma ópticamente delgado, la materia no está en equilibrio termodinámico con la radiación, porque las colisiones entre partículas y fotones son muy raras y, de hecho, la velocidad cuadrática media de fotones, electrones , protones e iones no es la misma: deberíamos definir una temperatura para cada una de estas poblaciones de partículas. El resultado es que el espectro de emisión no sigue la distribución espectral de la radiación del cuerpo negro, sino que depende únicamente de los procesos de colisión que ocurren en un plasma muy enrarecido .

Las líneas de Fraunhofer o líneas del espectro solar.

Mientras que las líneas de Fraunhofer de la fotosfera son líneas de absorción, emitidas principalmente por iones que absorben fotones de la misma frecuencia que la transición a un nivel de energía superior, las líneas coronales son líneas de emisión producidas por iones metálicos que se han excitado en un estado superior de procesos de colisión. Muchas líneas espectrales son emitidas por átomos altamente ionizados, como el calcio y el hierro , que han perdido la mayor parte de sus electrones externos; estas líneas de emisión solo pueden formarse a determinadas temperaturas, por lo que su identificación en los espectros es suficiente para determinar la temperatura del plasma que emite.

Algunas de estas líneas espectrales pueden estar prohibidas en la Tierra. De hecho, las colisiones entre partículas pueden excitar a los iones a estados metaestables; en un gas denso, estos iones chocan inmediatamente con otras partículas y luego se desenergizan con una transición permitida en un nivel intermedio, mientras que en la corona es más probable que este ion permanezca en su estado metaestable, hasta que encuentre un fotón de la misma frecuencia. como la transición prohibida en el estado más bajo. Este fotón hace que el ion emita con la misma frecuencia por emisión estimulada. Las transiciones prohibidas por estados metaestables a menudo se denominan líneas satélite.

La espectroscopia de corona permite la determinación de muchos parámetros físicos del plasma que emite. Al comparar las intensidades de las líneas de diferentes iones de un mismo elemento, la temperatura y la densidad se pueden medir con una buena aproximación: los diferentes estados de ionización están regulados por la ecuación de Saha . El desplazamiento Doppler da una buena medida de las velocidades a lo largo de la línea de visión, pero no en el plano perpendicular. El ancho de la línea debe depender de la distribución de velocidades de Maxwell-Boltzmann a la temperatura de formación de la línea ( dispersión térmica), mientras que a menudo es mayor de lo esperado. El agrandamiento puede deberse a la presión, cuando las colisiones entre partículas son poco frecuentes, o puede ser causado por turbulencias: en este caso, el ancho de la línea se puede utilizar para estimar la velocidad macroscópica también en la superficie del Sol, pero con una gran incertidumbre. . El campo magnético se puede medir gracias al efecto Zeeman .

Emisión de un plasma ópticamente delgado

Los procesos de radiación más importantes para un plasma ópticamente delgado [2] [3] [4] son:

  • la emisión en líneas de resonancia de metales ionizados (radiación ligada); el electrón se mueve (transiciones) entre estados electrónicos ligados, en los que, sin embargo, está confinado al átomo, de modo que la transición a veces se denomina transición " ligada-ligada " (de ligado a ligado estado, ligado-ligado ),
  • las recombinaciones radiativas (radiación de unión libre) debido a los iones más abundantes; el electrón libre cede energía cuando es capturado por un átomo (libre para enlazarse, libre enlazado ).
  • y para temperaturas superiores a 10 mK, bremstrahlung (emisión libre libre, también conocida como radiación de frenado ). Entonces, es un electrón que sufre un cambio en la energía cinética que pasa cerca de un ion y emite radiación de frenado (de libre a libre, libre libre ).

El flujo radiativo se puede expresar como la suma de tres términos:

Dónde está es el número de electrones por unidad de volumen, el número de iones por unidad de volumen, La constante de Planck , la frecuencia de la radiación emitida correspondiente al salto de energía entre los dos niveles atómicos , el coeficiente de desexcitación por colisión relacionado con la transición iónica, las pérdidas radiativas debidas a la recombinación e la contribución de la bremstrahlung.

El primer término se debe a la emisión en todas las líneas espectrales. Para una buena aproximación, el número de estados ocupados en el nivel de energía superior y el número de estados en el nivel inferior viene dado por el equilibrio entre la excitación por colisión y la emisión espontánea :

Dónde está es la probabilidad de transición de emisión espontánea.

El segundo término se calcula como la energía emitida por unidad de volumen y tiempo cuando los iones capturan electrones libres para recombinarse en átomos neutros (captura dielectrónica).

El tercer término se debe a la dispersión de electrones por parte de protones e iones debido a la fuerza de Coulomb : cada carga acelerada emite radiación de acuerdo con la electrodinámica clásica . Este efecto hace una contribución apreciable al espectro continuo solo a las temperaturas más altas, por encima de 10 MK.

Teniendo en cuenta todos los procesos dominantes de radiación, incluidas las líneas de satélite de estados metaestables, la emisión de un plasma ópticamente delgado se puede expresar de manera más simple como:

Dónde está solo depende de la temperatura. De hecho, todos los mecanismos de radiación requieren procesos de colisión y dependen sustancialmente de la densidad al cuadrado ( ). La integral de la línea de visión de la densidad al cuadrado se denomina medida de emisión y se utiliza a menudo en astronomía de rayos X. Ha sido calculado por muchos autores, pero aún existen numerosas discrepancias en estos modelos: las diferencias derivan esencialmente de las líneas espectrales que incluyen en sus modelos y de los parámetros atómicos que utilizan.

Para calcular el flujo radiativo de un plasma ópticamente delgado, se puede usar la aproximación lineal hecha por Rosner et al. (1978) [5] comparando los resultados de diferentes modelos.
En unidades cgs, es decir, en erg cm³ s −1 , la función P (T) se puede aproximar en cada rango de temperatura indicado:

Nota

  1. ^ GL Withbroe, The Astrophysical Journal , vol. 325, 1988, pág. 442.
  2. ^ Monsignori Fossi Landini, Mem. SAIT , vol. 41, 1970, págs. 467L.
  3. ^ Smith Raymond, espectro de rayos X suave de un plasma caliente , en The Astrophysical Journal Suppl. , vol. 35, 1977, pág. 419.
  4. ^ Mewe Gronenshild, Radiación X calculada de plasmas ópticamente delgados , en The Astrophysical Journal Suppl. , vol. 32, 1978, págs. 283-305.
  5. ^ Vaiana, GS Rosner, R., Tucker, WH, Dinámica de la corona solar inactiva , en The Astrophysical Journal , vol. 220, 1978, págs. 643-665.

Bibliografía

Artículos relacionados

enlaces externos