next up previous contents
Next: Coronal Mass Ejections Up: Fisica della corona confinata Previous: Modelli di archi coronali   Indice

Effetti di non equilibrio di ionizzazione indotti durante un brillamento solare

Il nostro gruppo ha studiato gli effetti fuori dall'equilibrio collisionale indotti, durante brillamenti solari, dalle rapide variazioni di temperatura del plasma e dai forti flussi di plasma attraverso i ripidi gradienti di temperatura della regione di transizione. Lo studio è stato condotto per mezzo di simulazioni idrodinamiche di un brillamento confinato all'interno di un arco coronale solare, usando il codice numerico FLASH (vedi Sez. 12.1). Questo studio è molto importante in vista dell'interpretazione delle osservazioni solari; infatti, durante fenomeni dinamici che evolvono rapidamente, come appunto i brillamenti, l'ipotesi di equilibrio di ionizzazione collisionale non è più valida. Di conseguenza, ogni deviazione dall'equilibrio può avere un effetto non trascurabile sulla radiazione UV ed X specialmente in righe emesse dalla regione di transizione e dalla corona.

Per risolvere questo problema il codice FLASH è stato configurato in modo da includere gli effetti di non equilibrio di ionizzazione oltre alla conduzione termica, la viscosità, la gravità, le perdite radiative da parte di plasma otticamente sottile, ed una funzione parametrizzate del riscaldamento. Le equazioni di conservazione di massa, quantità di moto, energia, e condizioni di ionizzazione risolte in questa configurazione sono:


\begin{displaymath}
\frac{\partial \rho}{\partial t} + \nabla \cdot \rho \mbox{\bf v} = 0
\end{displaymath} (1)


\begin{displaymath}
\frac{\partial \rho \mbox{\bf v}}{\partial t} +\nabla \cdot ...
...bla P = \rho\mbox{\bf g} +
\nabla\cdot(\nu\nabla \mbox{\bf v})
\end{displaymath} (2)


\begin{displaymath}
\frac{\partial \rho E}{\partial t} +\nabla\cdot (\rho
E+P)\m...
... +
\nabla\cdot(\sigma(T)\nabla T) + Q(s, t)-n_e n_H \Lambda(T)
\end{displaymath} (3)


\begin{displaymath}
\frac{\partial n_i^Z}{\partial t} + \nabla \cdot n_i^Z \mbox{\bf v} =
R_i^Z ~~~~~~~~ (i = 1, ..., N_{spec})
\end{displaymath} (4)

dove $\rho $ la densità di massa, $t$ è il tempo, v è la velocità, $P = (\gamma-1)\rho\epsilon$ è la pressione del plasma, $\gamma$ il rapporto dei calori specifici, $\epsilon$ l'energia interna, g è la gravità, $E$ è la somma di energia interna ($\epsilon$) ed energia cinetica per unità di massa, $n_i^Z$ è la densità del numero di ioni $i$ dell'elemento $Z$, $N_{spec}$ è il numero totale di specie atomiche3


\begin{displaymath}
R_i^Z = N_e [n_{i+1}^Z\alpha_{i+1}^Z + n_{i-1}^Z S_{i-1}^Z
- n_i^Z(\alpha_i^Z+S_i^Z)]
\end{displaymath} (5)

dove $N_e$ è la densità del numero di elettroni, $\alpha_i^Z \equiv
\alpha_i^Z (N_{e}, T)$ sono i coefficienti di ricombinazione collisionale e dielettronica ed $S_i^Z \equiv S_i^Z(N_{e}, T)$ sono i coefficienti di ionizzazione collisionale di Summers (1974) con la stessa notazione per $i$ e $z$. Il tasso di riscaldamento $Q(s, t)$ è fenomenologico; l'implementazione specifica, facilmente modificabile, è una funzione del tempo e dello spazio. La parte spaziale è una costante più una funzione di Gauss; quest'ultima viene moltiplicata per la parte temporale parametrizzata come una costante seguita da un decadimento esponenziale.

Il codice è stato utilizzato per modellare un brillamento compatto osservato con SMM (Solar Maximum Mission) il 12 Novembre 1980 e già studiato in dettaglio da Peres et al. (1987; cf. anche Peres and Reale 1993). Le condizioni iniziali ed al contorno così come i parametri che caratterizzano il riscaldamento volumetrico adottati sono analoghi a quelli di Peres et al. (1987). L'evoluzione della velocità, della densità di massa, della pressione e della temperatura del plasma in tempi selezionati durante il brillamento sono mostrate in Fig. 4. A seguito del brillamento la temperatura del plasma all'apice dell'arco si porta rapidamente a valori tipici dell'ordine di decine di milioni di gradi ( $T\sim 2\times 10^7$ K). A causa dell'aumento di temperatura, anche la pressione aumenta in corona causando una iniziale espansione della corona verso la cromosfera, visibile in figura nei primi $\sim 10$ secondi. Simultaneamente si sviluppa un fronte di conduzione che si propaga rapidamente verso la cromosfera dove arriva dopo circa 10 sec. Inizia così il riscaldamento della parte superiore della cromosfera che ha come conseguenza la rapida espanzione verso l'alto dei suoi strati superficiali, determinando la cosiddetta evaporazione cromosferica. Tale fase è evidente in figura ai tempi selezionati da 20 secondi in poi.

Figura 4: Distribuzioni di velocità, densità di massa, pressione e temperatura del plasma lungo l'arco coronale (semilunghezza $2.5\times 10^9$ cm) selezionati ai tempi indicati in figura (in secondi dall'inizio del brillamento). La base della cromosfera si trova ad $x=0$, l'apice dell'arco in corona ad $x=2.5\times 10^9$ cm. Il riscaldamento impulsivo è localizzato all'apice dell'arco.
\includegraphics[width=\textwidth]{orlando/FIGURE/flash1.ps}

Figura 5: Frazioni di popolazione dell'ossigeno, $n_i^O$, in funzione della temperatura lungo l'arco. I pannelli a sinistra mostrano $n_i^O$ asumendo equilibrio di ionizzazione collisionale (EQUIL), i pannelli centrali quelli in non-equilibrio di ionizzazione (NEI), e quelli a destra mostrano il loro rapporto (NEI/EQUIL). Il tempo aumenta andando dall'alto verso il basso.
\includegraphics[width=\textwidth]{orlando/FIGURE/flash2.ps}

La complessa dinamica del brillamento ha degli effetti non trascurabili sul calcolo delle frazioni di popolazione degli elementi. Come esempio, in Fig. 5, si mostrano le frazioni di popolazione dell'ossigeno calcolate sia assumendo equilibrio di ionizzazione che tenendo conto degli effetti di non equilibrio in diversi momenti dall'inizio del brillamento. La figura riporta inoltre il rapporto tra le popolazioni calcolate in equilibrio e fuori equilibrio. È evidente che durante i primi 10 secondi gli effetti del non equilibrio sono significativi in corona a causa del rapido innalzamento di temperatura dovuto al brillamento. Gli effetti di non equilibrio diventano molto forti nella regione di transizione dopo i primi 10 secondi a causa dell'evaporazione cromosferica che induce forti flussi di plasma attraverso i ripidi gradienti della regione di transizione e che porta plasma sotto-ionizzato in corona.

L'analisi sistematica degli effetti di non equilibrio di ionizzazione è in fase di completamento e prevede la simulazione di brillamenti di diversa intensità confinati in archi coronali caratterizzati da diversi parametri fisici. Una volta ultimato lo studio teorico degli effetti di non equilibrio di ionizzazione, prevediamo di sintetizzare l'emissione in bande ed in righe di interesse astrofisico in funzione del tempo. Questo ci consentirà di confrontare i risultati teorici ottenuti con il codice con i dati osservativi e di mettere a punto un potente strumento di diagnostica della corona solare ed, in generale, delle coronae stellari.


next up previous contents
Next: Coronal Mass Ejections Up: Fisica della corona confinata Previous: Modelli di archi coronali   Indice
Flavio Morale 2006-10-31