磁気リコネクションによる Alfven波の発生

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1 磁気リコネクションによる Alfven波の発生
太陽コロナ波動加熱勉強会( ) 磁気リコネクションによる Alfven波の発生 木暮宏光1 共同研究者:柴田一成1、野澤恵2、高橋邦生2 他（シミュレーションサマースクールのメンバー） 1.京都大学、2.茨城大学

2 イントロ(1) コロナ加熱問題： スモールスケールの磁場の活動性(nanoflare,Parker 1988) Vs 波動加熱
依然として決着はつかず…　　　　　　　　　　　　　　　　　（heating flux F∝B1～2 for nanoflare model, F∝B1 for Alfven wave model; cf. Yashiro & Shibata 2001) 波動加熱説に着目してみると…

3 イントロ(2) ｰ波動加熱説ｰ 波動加熱：非一様なコロナ(高温のcoronal loop→磁力線に対応; cf. Poletto et al. 1975)。磁力線に沿って伝わる電磁流体的波動が有力。 Slow-mode wave:磁力線に沿った方向に伝わる。圧縮性の波なのでShockを作ってすぐに熱化してしまうかも。でもコロナ下部の加熱には効きそう。 Alfven-mode wave:非圧縮の横波。散逸しにくいのでコロナ上部の加熱に効きそう。散逸メカニズムに関してはKudoh & Shibata 1999に挙げられたreferenceやParker 1991, Moore et al. 1992を参照。

4 イントロ(3) ｰ波動加熱説ｰ Kudoh & Shibata 1999
　Alfven wave→nonlinear coupling→slow-mode wave & fast-mode wave→spicules 　energy fluxはコロナ加熱に必要な3.0x105ergs s-1 cm-2 (Withbore & Noyes 1977)以上で、Alfven waveはそれに支配的な寄与を与えている。 Moriyasu et al. 2004 　熱伝導、放射冷却込みのflux loopのシミュレーション→loopは100万度まで加熱される。さらには観測されるX線強度の時間変動を再現。

5 イントロ(4) 初期摂動の発生原因 1. Random motion (Kudoh & Shibata 1999, Saito et al. 2001,Moriyasu et al. 2004) ←数km/sの運動。 2. Reconnection (Yokoyama 1998, Takeuchi & Shibata 2001a,b) Reconnectionはnanoflare modelにおける磁気エネルギー解放機構。だからReconnectionを原因とする波動加熱とnanoflare modelとは無関係ではない。

6 イントロ(5) 完全反平行な磁力線によるreconnection→Alfven波は発生しない。

7 イントロ(6) ReconnectionによるAlfven wave, Slow-mode waveの発生を調べたシミュレーション。
Yokoyama 1998 　Alfven波のエネルギーはリコネクションによって解放された磁気エネルギーの3%。(Shibata & Moriyasu 2003では10～20%と書いているが…) Takeuchi & Shibata 2001a,b 　slow-modeとAlfven-modeのEnergy FluxはFslow:Falfven = 100:1とか10:1

8 イントロ(7) ｰ本研究でやった事ｰ 前のスライドで挙げたシミュレーションは実際の太陽大気をモデリングした初期条件。しかし磁気シアーはある限られた場合のみ。 初期条件は簡単化。しかし磁気シアーのパラメータを幾つか試した。そしてAlfven wave、Slow-mode waveによるenergy fluxのパラメータ依存性を調べた。

9 数値計算の概要(1) CANS(Coordinated Astronomical Numerical Software)を使用。計算スキームはModified Lax-Wendroff法。 2.5次元のresistive MHD方程式を数値的に解く。

10 数値計算の概要(2) 計算領域は-13.1<x<13.1, -36.3<y< 　(グリッド数は603x1003)。 境界条件は全て周期境界。　　　　　　　　　　　　　　　　　（だからエネルギーは保存　　　　　　　　　　　　　　　　　　　している） 散逸領域 周期境界 上記の形の抵抗をr<rηに与えた。ここでη0=0.1, rη＝1.0。

11 数値計算の概要(3) ｰ初期条件ｰ Yokoyama & Shibata 1997と同じ形の抵抗。 磁気レイノルズ数Rmは
初期のプラズマβ分布 Yokoyama & Shibata 1997と同じ形の抵抗。 磁気レイノルズ数Rmは Rm=VAL/η~1.1･72.6/0.1　 ~800 プラズマβは計算領域のほぼ全域で0.08。

12 数値計算の概要(4) θ Θが0,10,20,30,40,45,50,60,70,80,90の場合について計算を行った。
磁気シアーを与える以外は初期条件は対称。

13 結果(1) ｰMovieｰ movie 0° 10° 20° 30° 40° 45° 50° 60° 70° 80° 90° Log(P)
Click C C C C C C C C C C Bz C C

14 結果(2) ｰ磁気エネルギーの解放ｰ 計算領域中の磁気エネルギーの初期からの差の時間変化。
黒：0°、赤：10°、ピンク：20°黄：30°、橙：40°、水色：45°青：50°、緑：60°、茶色：70°灰：80°、金：90°

15 結果(3) ｰEnergy Fluxｰ 右の式の計算をy=±5.0で行って、Fluxを求めた。

16 結果(4) 各エネルギー流束は解放された磁気エネルギーのどれほどの割合なのか？ 黒：Alfven waveのenergy flux
赤：Slow-mode waveのenergy flux 75°の時最大でそれぞれ33.8%と37.4%であった（一方向に伝わるもののみカウントするならばその半分）。

17 結果(5) 反平行からずれるにしたがって、解放される磁気エネルギーは減少。その効果を考慮して、完全反平行の場合に解放される磁気エネルギーに対する割合を計算。 黒：Alfven wave 赤：Slow-mode wave Alfven waveは70°の時に8.4%で最大。 Slow-mode waveは60°の時に9.1%で最大。

18 Summary(1) 非対称リコネクションの2.5次元MHDシミュレーションを行った。
リコネクションによりAlfven wave, Slow-mode waveが生成され、各波は解放された磁気エネルギーの一部を運んでいた。 磁気シアーに対して、75°まではきれいな角度依存性を示した。それ以上の磁気シアーに対しては2.5次元の制限があるため、厳密なことはいえないと考えられる。

19 Summary(1) Alfven wave, Slow-mode waveの運ぶenergy fluxは磁気シアーが75°の時が最大で、それぞれ解放されたエネルギーの33.8%、37.4%となった（一方向に伝わる量はその半分）。 磁気シアーが大きくなるにつれて解放される磁気エネルギーの量は減少する。磁気シアーがない場合に解放される磁気エネルギーに対しての割合を見ても、Alfven wave, Slow-mode waveともに最大で10%程度のエネルギーを運んでいることがわかった。 エネルギーインプットを仮定しての計算に示唆を与える結果といえるかも。

20 補足 Takeuchi & Shibata 2001a,bではP0Cs~1011 ergs cm-2 s-1として、Alfven wave, Slow-mode waveのenergy fluxをそれぞれ109,1010 ergs cm-2 s-1と見積もった。 同様に考えると、今回の計算ではP0Cs=0.6 (|x|>2くらい）~1.2 (x = 0.0)であるので、だいたい1010~1011 ergs cm-2 s-1に相当。ただし初期条件の分布が単純であることに注意。