日冕磁场重建方法在研究太阳爆发活动中的应用∗

宿英娜

(1 中国科学院紫金山天文台 南京 210034)

(2 中国科学院暗物质与空间天文重点实验室 南京 210034)

(3 中国科学技术大学天文与空间科学学院 合肥 230026)

1 引言

日冕中的剪切(shear)或纽缠(twist)的磁场在观测中表现为日面上的暗条通道(filament channel)和太阳边缘的冕穴(cavity).暗条通常位于光球磁中性线上方、冕穴底部.这些结构在含太阳耀斑、暗条爆发以及日冕物质抛射(CME)在内的太阳爆发活动中起着至关重要的作用[1].因此研究暗条的磁场拓扑结构及其演化是理解太阳爆发触发机制的关键.虽然近些年来在日冕磁场测量上取得一些进展[2−4],但遗憾的是我们仍然无法对日冕磁场进行常规观测.利用可常规观测的光球磁场来外推日冕磁场是目前常用的方法.

支撑暗条的磁场结构的理论模型大致可以分为两类:暗条物质位于剪切磁拱[5−6]或磁通量绳[7−8]中的水平磁力线的磁凹陷处;暗条物质位于竖直电流片中缠结的磁场(tangled field)的小磁凹陷处[9].

太阳爆发的触发机制有多种,大致可分为两类:一类与磁重联有关,如位于剪切磁拱上方的磁零点处磁重联所触发的磁场爆破(magnetic breakout)模型[5]、磁场剪切和/或汇聚(converging)运动模型[10−11]、磁流浮现模型[12]以及磁对消模型[13−14];另一类与理想磁流体力学不稳定性有关,如最近受到较多关注的Torus不稳定性[15−16]和扭折(kink)不稳定性[17−18],由于光球磁场的缓慢运动导致的磁通量绳灾变[19−20]也可能触发爆发.此外,日珥中等离子体的减少也可能使宁静区的磁通量绳失去稳定性[21].到目前为止,我们通常很难确定某个具体的爆发事件是由哪一种或哪几种机制联合触发的.

2 日冕磁场重建方法

2.1 无力场

在低日冕,磁场压强比等离子体压强高出几个数量级.因此等离子体压强和重力等非磁力可以忽略从而得出无力场的假设:J×B=0.如果电流和磁力线平行或反向平行,即∇×B=αB,无力场的条件就可以满足.目前日冕磁场外推一般采用以下3种假设:(1)无电流势场(α=0);(2)线性无力场(α=常数);(3)非线性无力场(同一条磁力线上α是常数,不同的磁力线α不同).

因为在数学上较易处理而且只需用到光球磁场视向分量的观测,所以势场和线性无力场应用较为广泛.在大尺度上,对综合磁图的全球势场外推可以用来研究日冕和日球层的大尺度结构(如冕洞的位置、形状和尺寸、冕流、日球层电流片及其演化)[22].一般情况下,势场不能用来描述非势性很强的活动区磁场[23].势场作为活动区磁场的“零级”近似,虽然没有磁绳,但仍然保留了磁场的基本拓扑结构,包括磁零点(Null)、界线(Separator)、磁准分界层(QSL)等;关于势场对于磁场拓扑的研究的“鲁棒性”可参见文献[24–27],其中势场的拓扑结构与耀斑带或耀斑环仍然大体符合.势场还可以用来研究约束磁绳的背景磁场[28].一方面由于难以明确区分背景磁场与磁绳磁场,另一方面由于为磁绳提供约束力的是垂直磁绳轴向的背景磁场分量,而势场一般垂直于磁绳所在的中性线,所以在观测和模拟中一般都用势场来近似背景场.线性无力场对活动区磁场来说是一个相对较好的假设,但是α为常数的非物理近似导致无法准确测量日冕的磁场自由能[29].因此,非线性无力场是重建日冕磁场最理想的手段.

2.2 非线性无力场构建方法

2.2.1 光球矢量磁场外推法

目前大部分非线性无力场的构建方法是以观测的光球矢量磁场为边界条件,对无散和无力等条件进行最优化,将磁场外推到一个日冕的有限区域内.在过去的30 yr里,大量的非线性无力场构建方法问世并不断完善.这些方法包括:(1)直接纵向积分法[30−34];(2)Grad-Rubin法[35−42];(3)边界积分法[43−46];(4)磁流体力学弛豫法[47−53];以及(5)最优化法[54−56].关于非线性无力场外推方法的详细综述请参考文献[57–67].

针对以上各种难题的解决方法尚未完善,因此我们仍然无通过观测的光球矢量磁场来获得确凿可信的日冕磁场模型.不同的非线性无力场外推方法,同一个方法的不同实施方式,甚至同一方法应用到同一组数据的不同磁极上,经常会产生彼此不一致或与观测的日冕结构不一致的结果[60,74−76].若要解决以上问题还需要大量深入的研究.

2.2.2 其他非线性无力场的重建方法

由于上述日冕磁场外推方法中存在着诸多困难,有些学者开始尝试发展利用日冕图像和光球视向磁场来构建非线性无力场的方法.这些方法只需用到光球磁场的径向分量,因此横向场的测量误差对其影响较小.比如van Ballegooijen[77]提出的“磁通量绳插入法”,该方法通过在活动区的势场模型中插入磁通量绳后应用磁摩擦弛豫法获得非线性无力场[47],所得到的磁场模型由观测的非势结构(如暗条、纽缠或剪切的日冕弧、冕穴等)来制约.这种方法的优点是:因为不需要矢量磁场观测,所以应用范围较广;最适模型的磁力线与观测的日冕非势结构符合较好.这种方法非常灵活,不仅可以构建与日冕观测相符的磁场模型,还可以提供所构建的磁场位形的稳定性等信息.这种方法的缺点是采用了试差法,所以耗时很长.而且这种方法的最适模型受观测的日冕图像制约,因此可能与观测的光球矢量磁场有差距.“磁通量绳插入法”被广泛应用于研究含有暗条的活动区[78−82]、S形活动区的磁场结构[83−85]以及极区宁静日珥[86−87].这些研究表明当耀斑前磁场中磁通量绳的轴向场(axial flux)接近不稳定性阈值时该活动区会产生爆发耀斑;反之会产生约束耀斑.通过3维日冕磁场模拟我们可以更好地理解耀斑触发机制.

此外,Malanushenko等[64]提出了准Grad-Rubin法,即磁场外推和电流插补的混合.该方法首先将观测的冕环假设为α是常数的磁力线,而且不同的冕环α值不同.该方法采用了修改版的Wheatland & Regnier程序[88],在一个准Grad-Rubin方法中将沿着近似弧轨道的α近似值作为体积的限制.这种方法可以很好地重建较大尺度的日冕结构,比如电流结构、磁力线形状以及磁力线的连接等,但不能重建日冕精细结构.

3 日冕磁场重建的应用

3.1 耀斑的能量积累和释放

尽管日冕磁场外推过程中存在诸多困难,近10 yr来非线性无力场模型已经逐渐被广泛应用到太阳爆发活动的研究中.耀斑和CME等太阳爆发现象是一个快速的能量释放过程,期间日冕磁场能量有效地转化为等离子体的动能和热能以及加速粒子的非热能.磁场自由能Efree指的是磁场总能量Etot中超出势场能量Epot的那部分(Efree=Etot−Epot),通常认为自由能是能为太阳爆发提供的磁场能量的上限.通过持续的磁通量浮现[89],包含剪切或纽缠运动在内的光球表面运动[90],或者两者驱动的低层大气磁重联[91]等方式,日冕中的磁场能量逐渐得以积累.Su等[80]对一个衰退活动区的非线性无力场研究发现耀斑前磁场自由能的积累伴随着小幅度的磁流浮现和磁对消现象.活动区AR 11158的磁场外推结果表明,在大耀斑之前的磁流浮现期间,位于较低的S形暗条附近的电流和磁场自由能大幅增加[92].该活动区的磁场自由能最大为2.6×1032erg,约50%的自由能储存在光球表面以上6 Mm以下的高度范围内.

Bleybel等[93]利用Grad-Rubin外推法构建对活动区AR 7912的非线性无力场模型与Yohkoh卫星观测的软X射线图像大致相符.与线性无力场和势场相比,非线性无力场模型与观测符合更好.研究还发现耀斑爆发伴随着磁场储能减少现象.Regnier等[94]利用Grad-Rubin外推法研究活动区AR 8151时发现,该活动区储存的磁场自由能不足以发动一个耀斑.利用最优化磁场外推法,Thalmann和Wiegelmann[95]及Thalmann等[96]发现活动区AR 10960一个小的C级耀斑开始前非线性无力场中的能量比势场的能量高出5%.然而在活动区AR 10540一个大的M级耀斑开始前非线性无力场中的能量比势场的能量高出60%.上述研究表明活动区的非线性无力场模型中的磁场自由能足以(不足以)发动一个耀斑时,观测中确实有(没有)耀斑产生,而且活动区的相对磁场自由能(相对于势场能量)越多,越易产生较大级别的耀斑.Jing等[97]和Su等[98]的大样本统计研究表明,非线性无力场中的磁场自由能与软X射线的耀斑指数正相关,在耀斑预报方面磁场自由能比活动区磁通量稍准确些.Aschwanden[99]发现磁场自由能与一些最大级别的耀斑的Geostationary Satellite(GOES)流量之间存在指数关系.

不同活动区的非线性无力场研究证实耀斑的产生伴随磁场自由能释放,但是不同方法估算出的释放自由能的数值有偏差[75,100].观测矢量磁图的不确定性会导致我们低估实际磁场能量值[101].Sun等[92]发现在长达1 h的X级耀斑期间,自由能降幅为0.3×1032erg,显然低估了实际的能量损失.图1显示4个X级耀斑非热辐射光变曲线及相关的磁场自由能(非线性无力场外推结果)和磁通量随时间的演化.如图1所示,在非热耀斑辐射峰值之前15 min内该活动区磁场自由能开始显著下降,其中3个事件的磁场自由能在硬X射线峰值之后停止下降.结果表明耀斑磁重联开始之前日冕磁能释放就已经开始了[102].Jiang等[103]发现磁绳部分爆发前磁场自由能的高度显著上升,大致位于2–8 Mm高度范围内.爆发后,自由能的分布范围缩小而且急剧向下收缩.Liu等[104]发现耀斑前磁通量绳纽缠数的增加并未对活动区磁场自由能产生任何影响,然而耀斑后磁绳纽缠数的衰减与自由能的逐步下降对应.与爆发中释放的能量相比,触发爆发有关的额外自由能较少且位于局部区域内.康凯峰等[105−106]发现耀斑的前相和脉冲相分别对应于活动区磁自由能的缓慢释放和快速释放阶段.活动区自由能在耀斑衰减相的前期表现为缓慢释放,在后期通常会停止释放并逐步升高.

3.2 爆发前的磁场拓扑结构及形成

大量活动区的非线性无力场研究发现,耀斑前活动区存在一个[79,81,92]或多个纽缠程度不一的磁通量绳[80,107−110],这些磁绳在局部区域内还可能出现双层或多层结构[107−108,111−112],如图2所示.Liu等[111]发现准同源CME可来自活动区中同一中性线或不同中性线的磁绳.Awasthi等[112]发现一个含多个分支的复杂磁绳系统及其内部的磁重联.部分研究发现耀斑前活动区磁通量绳和剪切磁拱共存.在相同螺度的磁场中,磁绳和磁拱易产生相反手性的暗条足点和倒钩(barb)[110−111].

膨胀土边坡降雨失稳后的边坡立面图如图4所示。由于发生牵引式滑坡，失稳后的膨胀土边坡表现出了明显的坡顶塌陷和坡脚隆起现象。此时，数值计算结果也同离心模型试验结果保持了较好的一致性。

图1 4个活动区的磁场自由能(黑色)和磁通量(橘色)的时变曲线.灰色曲线表示耀斑非热辐射随时间的变化,单位任意.这些光变曲线分别对应Yohkoh卫星的硬X射线(53–93 keV,a),OVSA的微波(10 GHz,b),RHESSI的硬X射线(c–d).图中绿色线段标示出耀斑前15 min内磁场自由能的下降趋势.磁场自由能的误差由误差棒表示.该图出自Jing等[102].Fig.1 Temporal variation of the free magnetic energy(Efree,black diamond)and the photosphere magnetic flux(orange)of four active regions.The gray curves indicate the flare nonthermal emission in arbitrary units.They are Yohkoh hard X-ray light curve in the 53–93 keV H channels(panel a),OVSA microwave 10 GHz light curve(panel b),and RHESSI hard X-ray 50–100 keV light curve(panels c and d).The green lines indicate the decreasing trend of Efree∼15 minutes prior to the flares.The error bars indicate the uncertainties in Efree.Curtesy of Jing et al.[102].

图2 观测暗条和模拟磁通量绳的对比.(a)–(c)有着显著纽缠结构的左边和右边暗条的New Vacuum Solar Telescope(NVST)Hα图像,和Solar Dynamics Observatory上的Atmospheric Imaging Assembly(SDO/AIA)94˚A波段观测的长亮弧.(d)–(f)表征左右两个暗条以及长亮弧的模型磁力线.该图出自Li等[108].Fig.2 Comparison between observed filaments and model flux ropes.(a)–(c)New Vacuum Solar Telescope(NVST)Hαimages of the left and right filaments with a clear twist structure,and Atmospheric Imaging Assembly on board of Solar Dynamics Observatory(SDO/AIA)94˚A image with a bright long loop.(d)–(f)Selected model field lines representing the left and right filaments,as well as the bright long loop are overlaid on images corresponding to those in the top row.Curtesy of Li et al.[108].

通过Grad-Rubin外推法、磁流体力学弛豫法以及最优化等不同外推法的研究均发现非线性无力场模型与观测的S形结构或蛇形结构在形态上一致[91,113−114].部分研究发现磁绳不是整体从光球下面浮现出来,而是在伴随磁浮现的光球剪切或旋转流动的驱动下在日冕中形成的.磁对消是Sigmoid磁绳形成的主要机制[103,115].Savcheva等[115]发现对大部分由“磁通量绳插入法”构建的模型而言,磁绳的轴向和极向磁通量的总和占对消的磁通量的60%–70%,相当于活动区总磁通量的30%–50%.磁通量的测量以及磁场结构的研究表明活动区首先形成一个具有强轴向场的剪切磁拱,然后随着磁对消进而形成较长的S形磁力线.此外,S形磁力线的磁凹陷位于磁对消的区域,磁场自由能主要汇聚于此处.耀斑亮点和耀斑弧与最强的磁对消位置处形成的多X-线拓扑结构相符.通过对活动区AR 11158长达5 d内的磁场和能量随时间的演化研究,Sun等[92]发现磁流浮现和强剪切运动形成了4极黑子的复杂磁结构,从而产生包括24活动周中的第1个X级耀斑在内的多个重大事件.

3.3 爆发的触发和演化

研究发现,如果磁绳进入Torus不稳定区域,就会触发爆发[15,18].利用“磁通量绳插入法”对几个活动区的非线性无力场研究发现,爆发前活动区通常存在一个强剪切弱纽缠的磁通量绳.如果磁绳中的轴向磁通量(axial flux)达到不稳定性的阈值,该磁绳将变得不稳定而成功爆发,反之磁绳将保持稳定[79−81,83].Jiang等[103]发现磁绳形成后逐渐上升到Torus不稳定性区域,秃斑(bald patch)分界线表面也逐渐发展为S形结构.Torus不稳定性驱动的磁绳膨胀和秃斑的固结效应将磁绳分裂为两部分,上部分抛射出去,下部分留在耀斑后弧下方.一个爆发一般由多种机制触发产生,在X2.1级耀斑(SOL2011-09-06T22:12)过程中,除Torus不稳定性以外,磁重联将磁绳分为两部分,磁绳上方零点处的磁爆破(breakout)重联也有助于磁绳的最终抛射.Su等[87]发现一个极区爆发暗条快速上升相开始时,冕穴中心(代表磁绳的中心)高度处的磁场衰减指数(decay index,约为1±0.2)已经达到Torus不稳定性的阈值.James等[116]发现SOL2012-06-14耀斑前,该活动区的磁绳最高达到光球以上150 Mm的高度,磁绳的中心处的磁场衰减指数也已达到Torus不稳定性的阈值,如图3所示.

图3 平行(左图)和垂直于(右图)磁通量绳中心的衰减因子分布图.磁绳中心的衰减因子为1.8.该图出自James等[116].Fig.3 The decay index is computed in slices along(left)and perpendicular(right)to the flux rope axis.The decay index at the center of the flux rope is≈1.8.Curtesy of James et al.[116].

活动区AR 11817磁绳的峰值纽缠数(twist number)在耀斑前半小时内会增加,而耀斑峰值后会下降,表明磁绳的kink不稳定性是所研究耀斑的主要触发机制.磁绳纽缠数可以作为一个预报爆发开始以及空间天气的有用参数[104].活动区AR 12017的一些耀斑主要是由发生一系列部分爆发的磁绳的kink不稳定性触发的.与其他参数相比,磁绳的最大纽缠数的变化与耀斑的触发相关性更加紧密[117].一个4极活动区的相继暗条爆发的磁场模拟研究发现左边的暗条在kink不稳定性触发下率先爆发,该爆发所致的上方束缚磁场减弱是右边暗条爆发的诱因[108].Sun等[118]发现,与耀斑和CME均丰富的活动区相比,耀斑丰富但CME极少的超大活动区AR 12192拥有核心磁场非势性较弱,上方束缚磁场较强,而且与耀斑相关的磁场变化较少等几个特征.Chintzoglou等[119]发现一个磁绳在上升过程中与周围磁场发生相互作用而破坏,产生冷等离子体的下降流动以及弥散的类似“cusps”的热日冕结构,从而导致爆发失败.

QSL是3维磁结构中磁力线连接性发生显著改变的区域,观测表明它们通常和耀斑带空间位置相符[120].这是因为磁准分界层处易形成电流片,重联加速的粒子可以沿着QSL轰击低层大气[121−122].磁绳的形成及加热可能与QSL处的磁重联有关[110].活动区AR 12017耀斑前包裹磁绳的封闭QSL变化缓慢,而耀斑后QSL急剧缩小[117].活动区AR 11967第1个M级耀斑开始10 h前局部区域内已经储存了足够的磁场自由能,1 h后这个局部区域内的QSL开始逐渐形成.QSL的形成过程与光球现有的磁通量和正在浮现的磁通量的横向运动有关,而且一条耀斑带与QSL的位置相符.该研究表明,耀斑的产生前提是事先储存有自由能的非势场中QSL的形成[123].Guo等[110]发现致密耀斑是由持续磁螺度注射引起的较大磁压缩因子(Squashing factor,Q)值的QSL处的磁重联诱发的.

Savcheva等[124]研究了7个双带耀斑的磁场拓扑结构的演化,发现对所有耀斑而言,QSL图与日冕以及色球等低层大气中的耀斑带,在位置、尺度和形状等多方面均符合较好.相比与磁绳相关的弯曲部分,两个J形耀斑带直的部分与QSL符合更好.通常认为弯曲部分对应磁绳足点,符合较差是因为爆发过程的磁重联对磁绳中的磁通量有重要贡献[125−126],而无力场外推或磁绳插入法均难以定量计入这些贡献.Zhao等[127]利用Grad-Rubin方法来模拟一个Sigmoid活动区AR 12158也得出与上述工作一致的结论,耀斑带相关的磁绳QSL足点与“新3维耀斑模型”中倒立泪珠形日冕QSL及其下方存在双曲通量管(Hyperbolic Flux Tube,HFT)一致.康凯峰等[105−106]发现磁场外推结果计算得到的QSL在色球和日冕中的位置和相应高度观测到的耀斑带的位置符合较好,各层次的QSL与相应层次的耀斑亮带在时间上也有近乎一致的演化行为,这凸显了QSL理论在3维磁重联和耀斑研究中的作用.Savcheva等[128]进一步利用“磁通量绳插入法”构造的不稳定模型来研究3个活动区的耀斑带的演化.研究发现在耀斑双带分离阶段,来自重联区的能量沿着磁绳的QSL流动与整个耀斑过程中耀斑带的动态演化符合很好.以前的研究普遍认为QSL是静态的并不随时间而变化,而该研究表明随时间变化的耀斑带总是与随时间变化的QSL的位置相符,如图4所示.耀斑带在弱磁场区域的运动比在强磁场区域运动速度快是因为磁重联率与所经过区域的磁通量有关.该研究表明我们可以用“磁通量绳插入法”构建的准不稳定模型来预测耀斑带的位置和分离过程.

通常认为,耀斑带是磁重联加速的粒子束在低层大气沿磁分界线(separatrix)或QSL足点的响应.如果磁重联发生在日冕3维磁零点处(Null),圆顶状的扇形表面足点将会勾勒出一个封闭的准圆形带.有关准圆形耀斑的多项磁场研究发现,这些活动区磁场结构均为扇形-脊线(fan-spine)位形.部分事件初始重联发生在磁零点[80,129],其他事件起始于扇形圆顶下方的磁绳或微暗条爆发[103,130].Masson等[131]的观测发现准圆形耀斑带按逆时针方向顺序增亮,与脊线(spine)相关的耀斑带是细长的.作者进而对该活动区进行了势场外推并以势场模型为基础对该事件展开了低β值的阻尼(resistive)磁流体力学模拟.研究发现不对称势场模型中就存在磁零点位形,磁零点处的重联前后,所有磁力线都在QSL处经历了滑动或快速滑动磁重联.Sun等[129]发现一个非径向爆发与磁爆破喷流(blowout jet)相似,爆发早期的倒Y形结构与非线性无力场中磁零点(9 Mm)上方的开放磁力线有关.该爆发之所以是非径向可能源于上方的倾斜磁弧和各向异性的磁压.

图4 SOL2010-04-08耀斑事件中不同时刻观测图像和QSL图像的合成图.6张观测图像显示出耀斑带随时间的演化,QSL图像来自于迭代过程中间隔为20000次的6个不同时刻.此处的电流为归一化后的电流,最大值为1.该图出自Savcheva等[128].Fig.4 QSL maps overlaid on six different images of the flare ribbons in the SOL2010-04-08 flare.The images are taken at six consecutive times showing the progression of the ribbons in the region.The QSL maps are taken at six different moments in the iteration procedure spaced by 20000 iterations.The current is in normalized units,where the maximum of the current is 1.Courtesy of Savcheva et al.[128].

Wang和Liu[132]研究了5个伴随爆发日浪和/或远程增亮(remote brightenings)现象的准圆形耀斑,并基于Masson等[131]和Pariat等[133]的模拟结果提出一个含有准圆形耀斑、远程增亮和日浪3种现象的概念图像,如图5所示.与内部脊线相关的耀斑带的“往返”运动对应着磁重联朝向和远离磁零点滑动的过程.而远程增亮的峰值时间比准圆形耀斑的峰值大约晚1 min可以归因于QSL内部的磁重联向磁零点滑动的过程.而日浪发生在远程增亮之后暗示着准同时的磁拓扑的变化.这些观测第1次揭示了日冕中外部脊线的打开和闭合过程.Liu等[25]发现一个部分暗条爆发中,部分暗条物质沿着暗条腿部落回太阳表面,另一部分物质沿着一个呈扇形展开的帘幕状结构落到远处耀斑带.该区域有两个联合的圆顶形结构,其中一个圆顶下方的暗条爆发引发了该圆顶足点处的主要耀斑带,远处耀斑带位于另一个圆顶形结构的远侧足点.作者认为爆发暗条和上方QSL的相互作用引发了暗条的分裂和瓦解.Li等[134]研究两个相继发生的准圆形耀斑时提出一个扇形-脊线位形中成功产生两次耀斑带和多个微暗条爆发的准圆形耀斑的复合模型.Su等[109]对高分辨率观测的拱形纤维系统(Arch Filament System)进行了深入观测研究和磁场建模,如图6所示.该结构四周环绕着时而增亮的准圆形耀斑带,利用两种重建方法构造的日冕磁场模型均表明该区域含有多条极性不同的磁通量绳,耀斑的各种宏观和精细结构均与该区域的复杂磁拓扑结构相关.与大部分准圆形耀斑不同之处在于,该活动区并不存在磁零点结构.

图5 阐述3维磁零点拓扑结构中圆形耀斑、喷流和远程增亮之间关系的概念图像,该图像建立在Masson等[131](M09)和Pariat等[133](P10)两个工作的基础之上.该图出自Wang和Liu[132].Fig.5 Schematic picture demonstrating the relationship among circular flare ribbons,jets,and remote brightenings in a 3D null-point magnetic topology,based on and combining the modeling results of Masson et al.[131](M09)and Pariat et al.[133](P10).Courtesy of Wang & Liu[132].

Liu等[24]研究一个特殊位形的X级耀斑时发现,该活动区的磁场结构主要由一个T形双曲流管(HFT)分开的两组剪切磁拱组成.其中一组磁拱下方含有一个与暗条对应的磁绳.另一组磁拱下方的磁流浮现触发了耀斑,而长期的衰减相中耀斑带和耀斑弧的结构和演化由事先存在的HFT和磁绳来支配,观测中的cusp形结构是由HFT上方的QSL决定的.Liu等[26]对活动区AR 11967产生的系列X形耀斑带的研究发现,该X结构是由一个双曲流管的两个QSL的相互作用所致,而且HFT内部含有一个连接双零点的磁分界线.非线性无力场研究显示HFT处形成一个电流层,而且该处的电流耗散产生的沿磁力线的热传导与观测的X形耀斑带相符.Gou等[27]发现在耀斑衰减相冕环沿HFT的滑动.这些结果强调HFT结构在3维磁重联中的关键作用,对天体物理和实验室等离子体的研究有重要意义.

图6 2015年8月7日拱形纤维系统(AFS)的非线性无力场外推模型(左),“磁通量绳插入法”构建的纽缠磁绳模型(中)和剪切磁拱模型(右).第1排显示叠加有围绕着拱形纤维系统的准圆形高Q值线处选取的磁力线非线性无力场模型的光球lg Q图像.第2排展示叠加有显著纽缠的磁力线的非线性无力场模型的光球磁纽缠图像,其中粉红色和绿色分别表示正纽缠和负纽缠.该图出自Su等[109].Fig.6 The NLFFF models from extrapolations(left row),models with twisted flux ropes(middle row),and sheared arcades(right row)constructed by using the flux rope-insertion method for the arch filament system(AFS)on 2015 August 7.The top panels show selected field lines traced from the semicircular high-Q line that surrounds the AFS of interest overlaid on the photospheric maps of lg Q.The bottom panels present photospheric maps of magnetic twist derived from the NLFFF models superimposed with selected field lines with a significant magnetic twist.Field lines of positive(negative)twist are indicated in magenta(green).Courtesy of Su et al.[109].

3.4 宁静区和极区暗条的磁场结构

宁静区和极区的磁场较弱导致矢量磁场的测量精确度偏低,基于光球矢量磁场观测的非线性无力场外推结果很难与观测相符.因此,目前对宁静区和极区暗条的磁场模拟研究工作较少.利用“磁通量绳插入法”,我们对多个宁静区或极区暗条进行日冕磁场重建,发现所研究的宁静暗条均由磁通量绳支撑,但磁绳的纽缠程度强弱不一,有的较弱[135−136](图7),有的较强[86−87](图8).支撑暗条的磁凹陷高度最高可达70 Mm,磁场强度范围自宁静区的4.5 Gs到活动区的40 Gs[86].Su等[137]构造的磁场模型的磁凹陷位置和高度与观测的日珥位置和高度一致,然而该模型无法重现观测中的准竖直暗条纤维结构.统计研究发现暗条通道两侧的日冕结构存在不对称性.磁场模拟研究表明通道一侧的亮弯曲结构与进入磁绳中的磁力线对应,而且色球物质可以通过这些磁力线为暗条注入物质,而另一侧较暗的直线结构与磁绳上方束缚磁绳的磁力线对应.利用CESE(conservation-element and solution-element)-MHD(magnetohydrodynamics)-NLFFF(nonlinear force-free magnetic field)方法,Jiang等[138]首次以光球矢量磁场观测为基础成功重建了一个大尺度活动区和宁静区之间的中间型(intermediate)暗条的磁场模型.该模型含有一个弱纽缠的磁通量绳,磁绳的磁凹陷与观测的暗条及暗条倒钩结构吻合.

图7 2016年1月26日一个宁静暗条的观测和最适非线性无力场模型的对比.左右两列背景分别为Big Bear Solar Observatory(BBSO)/Hα和SDO/AIA 193˚A图像.第2排左图中磁力线凹陷用蓝色表示,颜色的深浅对应磁凹陷位置的高度.红色和绿色等值线代表SDO/HMI提供的极性为正或负的磁极.该图出自Luna等[135].Fig.7 Comparison between observations and the best-fit magnetic field model for a quiescent filament on 2016 January 26.The left and right columns present Big Bear Solar Observatory(BBSO)/Hαand SDO/AIA 193˚A images,respectively.The images in the bottom row are overlaid with field line dips(blue features in panel(c))and selected field lines(colored lines in panel(d))from the best-fit model.The blue color code in panel(c)indicates the heights of the position of dips in the field lines,i.e.,sites where the field lines are locally horizontal and curved upward.The heights are measured in Mm from the solar surface.Red and green contours represent positive and negative magnetic polarities measured with SDO/HMI.Courtesy of Luna et al.[135].

4 总结与展望

不同活动区的非线性无力场研究证实耀斑的产生伴随磁场自由能释放,但是不同方法估算出的磁场自由能的数值有偏差,而且观测矢量磁图的不确定性会导致我们低估实际磁场能量值.虽然所得自由能数值的准确性仍有待提高,利用非线性无力场重建来研究活动区磁场自由能方面仍取得一些进展.活动区的非线性无力场模型中的磁场自由能足以(不足以)发动一个耀斑时,观测中确实有(没有)耀斑产生,而且活动区的相对磁场自由能(相对于势场能量)越多,越易产生较大级别的耀斑.统计研究得出非线性无力场中的磁场自由能与软X射线的耀斑指数正相关.随着耀斑的进行活动区磁场自由能也发生一些显著变化,如在耀斑峰值前15 min开始下降,在硬X射线辐射峰值之后停止下降.研究还发现耀斑前相和脉冲相分别对应于活动区磁场自由能的缓慢释放和快速释放阶段.

大量活动区的非线性无力场研究发现,耀斑前活动区存在一个或多个纽缠程度不一的磁通量绳,这些磁绳在局部区域内还可能出现双层或多层结构.部分研究发现耀斑前活动区磁通量绳和剪切磁拱共存.大量研究表明这些非势磁场结构并不是整体从光球下面浮现出来,而是在伴随磁浮现的光球剪切或旋转流动的驱动下在日冕中形成的.磁对消是Sigmoid磁绳形成的主要机制.非线性无力场研究发现不同事件的触发机制不同.部分研究表明起初磁绳由于各种原因缓慢上升,一旦进入Torus不稳定性区域磁绳就会快速上升.部分研究发现耀斑的产生与磁绳的扭折不稳定性有关,而且在耀斑前磁绳的纽缠数增加.QSL是3维磁结构中磁力线连接性发生显著改变的区域,观测表明它们通常和耀斑带空间位置相符.利用“磁通量绳插入法”对多个双带耀斑的磁场拓扑结构的研究表明随时间变化的耀斑带总是与随时间变化的QSL的位置相符.大量研究表明准圆形耀斑带及远程增亮现象与扇形–脊线位形的磁场结构中QSL处的滑动磁重联和磁零点处的磁重联有关.这些工作凸显了QSL理论在3维磁重联和耀斑研究中的重要作用.

图8 2012年3月12日一个极区暗条的观测和4个磁场模型的对比.第1、2、3行的背景分别为SDO/AIA观测的171˚A、193˚A图像,和Solar TErrestrial RElations Observatory-B(STEREO-B)提供的171˚A图像.彩色曲线和蓝色区域分别对应4个不同模型中的磁力线和磁凹陷.红色和绿色等值线表征SDO/HMI(Helioseismic and Magnetic Imager)提供的极性为正或负的光球磁场分布.该图出自Su等[87].Fig.8 Comparison of four magnetic field models with observations of a polar crown prominence on 2012 March 12.The background images in the first,second,and third rows are observed at 171 and 193˚A by SDO/AIA and at 171˚A by Solar TErrestrial RElations Observatory-B(STEREO-B),respectively.The color curves and blue features refer to the selected magnetic field lines and field-line dips from four different models.The red and green contours show the observed SDO/HMI(Helioseismic and Magnetic Imager)photospheric flux distribution.Courtesy of Su et al.[87].

利用“磁通量绳插入法”的非线性无力场研究发现爆发前活动区通常存在一个强剪切弱纽缠的磁绳,如果磁绳中轴向磁通量达到不稳定性阈值,该磁绳将变得不稳定而成功爆发,反之磁绳将保持稳定.该方法构建的不稳定模型作为初始条件进行磁流体力学模拟可以研究整个太阳爆发过程中的能量存储和释放[107,139].由观测驱动/制约的磁流体力学模拟来研究太阳爆发是目前太阳物理中的一个重要前沿方向[140−144].基于观测手段的限制,目前对宁静暗条的磁场结构研究工作较少,初步的磁场重建表明宁静暗条是由纽缠程度或强或弱的磁通量绳支撑.宁静日珥观测中的龙卷风现象、准竖直的精细纤维结构以及日珥/暗条观测中的各种旋转现象等尚未解开的谜团也亟需基于观测的磁流体力学模拟研究.

以上研究表明要理解太阳爆发中的各种观测现象,日冕磁场的精确测量至关重要.因此,中国太阳物理界提出了地基中国巨型望远镜(CGST)和日冕磁学望远镜(COSMOC)的计划[145].由CGST提供的高空间、高时间分辨率的光球矢量磁场的测量可以帮助我们构建更准确的日冕磁场.COSMO-C提供的低日冕磁场观测可以更好地制约日冕磁场模型.中国太阳物理领域的第1颗天基太阳卫星ASO-S已经正式立项[146],主要载荷包括:全日冕矢量磁像仪、硬X射线/γ射线望远镜、宽视场日冕仪和日冕成像仪.国际上正在研制的一批先进地基望远镜(如Daniel K Inouye太阳望远镜,DKIST)和空间卫星(如Parker Solar Probe Plus,Solar Orbiter)上均搭载有太阳磁场的观测设备.总而言之,更精确的日冕磁场的测量和构建可以:(1)提高我们对耀斑和日冕物质抛射的触发机制以及能量积累和释放等问题的认知.研究电流螺度和磁场螺度的演化在理解耀斑能量积累和释放的过程中起着非常重要的作用[147];(2)有助于更好地理解活动区的稳定性:为什么有些活动区产生耀斑,而另外一些活动区却没有耀斑产生?对耀斑频发和无耀斑两类活动区中的磁场自由能和磁拓扑的时间演化的研究可以帮我们揭示耀斑能量储存和释放机制,也可能提供一个预测耀斑的工具[98];(3)加深我们对宁静日珥精细纤维结构和磁场结构的理解.