Bevezető

Szakdolgozatommal átfogó képet szeretnék nyújtani a Napról, mint égitestről, a belsejében, illetve a felszínén lejátszódó folyamatokról, jelenségekről, valamint ezek földi hatásairól.

Az első fejezetben a Nap főbb jellemzőit, paramétereit, felépítését, energiatermelését, valamint energiaszállítását tekintem át. Ezzel kapcsolatban több - a mai napig nagy érdeklődést és sok vitát kiváltó - területtel foglalkozom részletesen, ilyen pl. a Napból származó neutrínók detektálása, a napszeizmológia vagy a korona fűtési mechanizmusa.

A második fejezet azokat a jelenségeket taglalja, amelyeket összefoglaló néven naptevékenységnek nevezünk. Megjelenésük a Napon hatással lehet a Földre mind fizikai, mind biológiai értelemben, ezért ez a fejezet egyben segítséget nyújt a következő témakör megértéséhez is.

A harmadik fejezet sok területen még feltérképezetlen témával foglalkozik: a naptevékenységnek a Földre gyakorolt hatásával. Megpróbálom ezeket a lehetséges vonatkozásokat összegyűjteni, s összefüggéseket keresni. Azonban meg kell említenem, hogy sok jelenség kapcsolata a naptevékenységgel még vitatott, mivel a bizonyítékok sok esetben csak statisztikai jellegűek.

Az utolsó pár oldalas fejezet a '99-es - hazánk területéről jól megfigyelhető - napfogyatkozással foglalkozik. Ebben a saját élményeimet, észrevételeimet írom le röviden, és csatolom a jelenséggel foglalkozó könyvek, tanulmányok jegyzékét.

1. A Nap legfontosabb jellemzői, felépítése

1.1. A Nap legfontosabb jellemzői

Napunk G2 V típusú csillag, ami átlagosnak számít a Tejútrendszer 1011 db csillaga között. De mit is takar ez a besorolás?

A csillagászat egyik legfontosabb munkamódszere a színképelemzés vagy más néven spektroszkópia. A csillagokat színképük alapján különböző osztályokba sorolják (O, B, A, F, G, K, M). Az egyes osztályon belül még tíz alosztályt is megkülönböztetünk a finomabb besorolás kedvéért. A Nap ezek alapján a G2 színképosztályba tartozik.

A csillagok színképosztályán és abszolút fényességén alapuló Hertzsprung-Russell diagramon a Nap az ún. fősorozaton helyezkedik el (V luminozitási osztályú), ahova a csillagok 99%-a tartozik. Külön csoportot alkotnak még a vörös óriás és fehér törpe csillagok a fősorozat felett és alatt.

1. ábra: Hertzsprung-Russell diagram
(Korda - Tolnai, 2000)

Ebben a részben felsorolás szinten megemlítem a Nap legfontosabb fizikai paramétereit, melyek a későbbiek folyamán többször is előkerülnek.

A Nap legfontosabb adatai
Nap-Föld távolság
Legnagyobb | Közepes: | legkisebb
152.1× 106 km | 149.6× 106 km | 147.1× 106 km
Sugár | 6.9598±0, 0007× 105 km = 109.12 RFöld
Látszólagos közepes átmérő | 31'59.4''
Térfogat | 1.41243× 1018 km3
Tömeg | 1.989± 0.002× 1030 kg
Közepes sűrűség | 1.4082 g/cm3
Felszíni gravitációs gyorsulás | 273.98± 0.004 m/s2
Szökési sebesség a felszínen | 617.5 km/s
A napegyenlítő hajlása a földpálya síkjához | 7o15'
Felszíni hőmérséklet | 5785 K
Centrális hőmérséklet | kb. 15× 106 K
Centrális sűrűség | 155 g/cm3
Napállandó | 1.368 kW/m2
Kora | 4.6× 109 év
Közepes rotációs periódus
Sziderikus (csillagokhoz viszonyított) | Szinodikus (Földhöz viszonyított)
25.38 nap | 27.275 nap
Vizuális fényesség
Látszólagos | Abszolút
-26.68 mag. | 4.71 mag.

1.2. A Nap felépítése

A Nap szerkezete belülről kifelé haladva:

1. Centrális mag 2. Röntgensugárzási zóna 3. Konvektív zóna 4. Fotoszféra 5. Kromoszféra 6. Korona |

1.2.1. Mag, energiatermelés
(Kissné 1986, Mitton 1986)

Magnak nevezzük a Napnak azt a központi tartományát, ahol a fő energiatermelő folyamatok lejátszódnak.

A mag sugara mindössze 0,2 napsugár, ami egyben azt is jelenti, hogy a Nap teljes térfogatának kevesebb mint 1%-át teszi ki. Mégis itt található a teljes tömegének majdnem fele, ezért csillagunk centrális tartományában a földi viszonyokhoz képest elképesztően nagy a nyomás (3·1011 Pa) és a sűrűség (155 g/cm3), a hőmérséklet pedig közel 15·106 K.

A Nap belsejének állapotával, az ott lezajló folyamatokkal kapcsolatban nem tudunk közvetlen megfigyeléseket, méréseket végezni. Csak elméleti modellek állnak rendelkezésre - ill. néhány közvetett mérési eljárás - ennek kiderítésére.

Központi csillagunk a fősorozat tagja, ez azonban azt is jelenti, hogy az energiatermelést majdnem teljes egészében a H-égés biztosítja. Ennek két fő típusa van. Ezek közül az egyik:

A proton-proton lánc
pI | p+ p ® 2H+e++n
| 2H+p ® 3He+g
| 3He+3He ® 4He+2p
pII | 3He+4He ® 7Be+g
| e-+7Be ® 7Li+n
| p+7Li ® 4He+4He
pIII | p+ 7Be ® 8B + g
| 8B ® 8Be + e+ + n
| 8Be ® 4He + 4He

A három ág közül a pI ág valósul meg a legnagyobb, 85% valószínűséggel, míg a pII és pIII ágak csak jóval kisebb, 15%-os valószínűséggel.

A proton-proton lánc első lépésénél két proton egyesül, miközben az egyik 10-21 s alatt átalakul neutronná (n), s így egy deuteron mag jön létre. Keletkezik továbbá még néhány kis tömegű részecske: egy pozitron (e+), mely az elektron pozitív töltésű antipárja, ezért hamar megsemmisül (mert e--nal találkozik), valamint egy neutrínó (n ), ami közel fénysebességgel távozik a Napból. A neutrínó igen kis tömegű (a közelmúltig nem tudták, van-e nyugalmi tömege), nagy áthatoló képességű részecske. A Napból közel fénysebességgel távozik.

Két proton egyesülése meglehetősen valószínűtlen folyamat. Minden protonnak 1010 év alatt csak egyszer van rá esélye. Azért ilyen elképzelhetetlenül kicsi a valószínűsége, mert a protonoknak le kell küzdeni a pozitív töltésük miatt fellépő taszító erőt vagy más néven potenciálgátat, de ehhez többségük nem rendelkezik elegendő energiával. Az egyesüléshez (e2/r) 2·10-13 J energia szükséges (r értéke kb. 10-16 m), míg egy protonra átlagosan 3/2 kT=2·10-16 J mozgási energia jut, feltéve, hogy a Nap centrumában T=15 millió K a hőmérséklet. Ha itt a klasszikus fizika érvényesülne, akkor a folyamat csak a potenciálgát nagyságával megegyező energiájú protonok esetén jönne létre, de megvalósulhat már alacsonyabb energia esetén is a kvantummechanikai alagúteffektus miatt. Természetesen a reakció valószínűsége növekszik, ha a részecskék energiája nagyobb, de az egyre magasabb energiaszintekhez egyre kevesebb részecske tartozik. Az átlag energia 20-szorosánál (ekkora energiával rendelkezik az összes proton 100 milliomod része) a magba hatolás kis valószínűségét a protonok nagy száma már kompenzálja. Összességében nagyjából 3 1038 proton egyesül másodpercenként.

A pI ág (négy proton egyesül egy hélium atommaggá) szolgáltatja az energia döntő részét. Az így keletkező energia a bekövetkező tömegveszteségből adódik, amit a híres Einstein képlet, az ?E=Dmc2 ír le. A felszabaduló energia (19.79 MeV) gamma fotonok formájában távozik (+ neutrínó energiája).

A másik H® He átalakulási folyamat a CNO ciklus, amely a fősorozat felső felében lévő (a Napnál nagyobb és fényesebb) csillagoknál jelentős, ahol a hőmérséklet legalább 20·106 K. Mivel ez a reakció a Nap energiatermelésében kisebb mértékben van jelen, ezért ezt nem kívánom részletezni.

1.2.2. Sugárzási és konvekciós zóna, energiatranszport
(Phillips 1992, Foukal 1990)

A magban keletkezett energia Napból való kijutásának három fő módja létezik: konduktív (hővezetéssel), konvektív (hőáramlással), radiatív (sugárzással). Ezek közül a hővezetésnek elhanyagolható szerepe van csillagunk belsejében. A Nap centrumához közel eső részben a sugárzás dominál az energia szállításában. Ám ez szakaszosan (rövid a szabad úthossz) történik, mivel a fotonok folyamatosan ütköznek a szabad elektronokkal és atommagokkal. A sugárzási zónában lévő protonokra és egyéb atommagokra igaz, hogy időről időre befognak ugyan egy-egy elektront, de a magas hőmérséklet miatt nem tudják azokat megtartani. A Nap belsejéből kifelé haladva azonban elérjük azt a pontot, amikor a hőmérséklet csökkenésnek következtében az atommagok hosszabb ideig képesek megtartani egy vagy több elektront, aminek következtében az anyag "átlátszatlanná" válik, az energia konvekció útján halad tovább. A sugárzási és a konvekciós zóna - modell által kiszámolt - átmenete akkor következik be, amikor elérjük az 1 millió K-es (a felszíntől kb. 2·105 km-re lévő) tartományt. A konvektív zóna három rétegre tagolódik: legalul nagyobb áramlási cellák vannak, amik mintegy 150000 km átmérőjűek. Fölötte egy közepes cellaréteg viszi az energiát egészen a fotoszféra alá, ahol kisméretű, mintegy 1500 km mély áramlatok továbbítják az energiát a felszínre. A magban termelt energiának (gamma fotonok) a Nap méretéhez képest igen hosszú időre (évmilliókra) van szüksége, hogy elérje a felszínt. Emiatt a Nap felszíni rétegeinek optikai megfigyelése nem nyújt információt a mag jelenlegi állapotáról. Viszont vannak módszerek, melyekkel következtetni tudunk a Nap belsejének fizikai állapotára, s így lehetőség nyílik az elméleti modell tökéletesítésére. A következő részben erre láthatunk majd példákat.

1.2.3. A Nap felszín alatti régióinak vizsgálati módszerei
(Szatmáry 1996, Petrovay 1996, Patkós 1992, Leibacher, Noyes, Toomre, Ulrich 1985)

1.2.3.1. Neutrínó detektálás

A kutatók egy része a neutrínók detektálásával próbálja kideríteni, hogy jelenleg milyen viszonyok uralkodnak a Nap magjában. A magban 1.8·1038 neutrínó keletkezik másodpercenként, és gyakorlatilag akadálytalanul, közel fénysebességgel hagyja el a Napot. Egy emberen 4·1014 db halad át anélkül, hogy ez bármilyen hatással lenne rá. A neutrínófluxus detektálására, pl. a klór-37 atomot használják, amely megfelelő (legalább 1.3·10-13 J) energiájú neutrínóval ütközve argon-37 maggá alakul át. Az argon-37 pedig 35 napos felezési idővel visszaalakul 37Cl izotóppá, miközben egy elektron keletkezik, melyet detektálva a folyamat kimutatása lehetővé válik. Azonban hozzá kell tenni, hogy ezzel a módszerrel csak a 8B atom bomlása (lásd pIII) során keletkező neutrínókat lehet érzékelni. A többi energiája kisebb.

A dél-dakotai Homestake aranybányájában 1500 m mélyen építették az első 40000 m3 térfogatú detektort. Csak ez a hatalmas méret biztosítja, hogy a detektáláshoz szükséges legalább 10 argon atom jelen legyen.

2. ábra: Homestake-i neutrínó detektor (Foukal 1990)

A mérések 1970-től indultak. Ez idáig száznál több, 80 nap hosszú mérést végeztek. Az adatokat egy új mértékegységben SNU-ban (Solar Neutrino Unit) mérték: 1 SNU egy neutrínó befogása másodpercenként 1036 lehetséges befogó atomot tartalmazó térrészre nézve. A mérések során azt találták, hogy naponta 0.46± 0.03 klóratom alakult át argonná, aminek egy része a kozmikus sugárzásnak tudható be. Ha csak a Napból jövő neutrínókat vesszük figyelembe, akkor ez az érték 0.38± 0.05 atom naponta. Ez a mennyiség 2.0± 0.3 SNU-nak felel meg, míg az elfogadott modell 6.51± 0.21 SNU-t jósol. Figyelembe kell azonban venni, hogy 8B neutrínók száma igen nagy mértékben (T15) függ a belső hőmérséklettől. Ezért felmerült, hogy esetleg a modell által jósolt hőmérsékletnél jóval kisebb a Nap belsejében a hőmérséklet, de ezt az újabb vizsgálatok elvették.

A kis energiájú neutrínók kimutatására a galliummal töltött detektorok alkalmasak, de sokáig azért nem építettek ilyeneket, mert előállításuk igen drága. A kilencvenes évek elején azonban több ilyen is épült: Bakszán-völgyében a 30 tonnás orosz-amerikai SAGE detektor, az európai-amerikai-izraeli GALLEX detektor az olaszországi Grant Sasso alagútban. Ezeknél a detektoroknál is hasonló eredményre jutottak, mint a nagy energiájú 8B neutrínók esetében, azaz elméletileg jósolt mennyiségnél jóval kevesebbet találtak.

Detektor | Átadás éve | Küszöb-energia | Mért fluxus (SNU) | Standard modell SNU) | Arány
GALLEX | 1991 | 233 keV | 79 ± 12 | 122.5 ± 9.1 | 2:3
SAGE | 1991 | 233 keV | 73 ± 19 | 122.5 ± 9.1 | 2:3
Homestake | 1970 | 814 keV | 2.28 ± 0.23 | 6.51 ± 0.21 | 1:3
Kamio-kande | 1986 | 7.5 MeV | 2.84 ± 0.41 | 4.7 ± 0.17 | 1:2

Valószínűleg nem mérési hiba okozza ezt az eltérést, ugyanis ellenőrzés céljából ismert erősségű neutrínó forrást alkalmaztak. A észlelt neutrínók száma pontosan megfelelt a várakozásnak, következésképpen nem mérési hiba okozza a nap-neutrínók rejtélyes hiányát.

A táblázatból az is látható, hogy a mért/elméleti fluxusarány nem monoton módon változik (a kisebb energiájú neutrínók száma kevésbé függ a hőmérséklettől), ezért a Nap centrális hőmérsékletének néhány százalékos csökkenése (ami a homestake-i kísérlet eredményét önmagában értelmezhetné) nem képes megmagyarázni az észleléseket. A mai precíz helioszeizmologiógiai mérések alapján kimutatható továbbá az is, hogy a hangsebesség eloszlása a Nap belsejében kevesebb, mint 1%-os hibahatáron belül egyezik a standard napmodell jóslatával, így ma a napfizikusok körében egyre általánosabb az a nézet, hogy a standard modell lényegében helyes, és a napneutrínó probléma megoldása a neutrínó tulajdonságában rejlik.

Erre utalnak Oakley-nak és munkatársainak eredményei is, melyek azt mutatják, hogy a neutrínófluxus csak alacsony heliografikus szélességeken (s így a látszó napkorong közepén, a magból felénk tartó neutrínók útvonalán) mért mágneses térrel antikorrelál. A neutrínó csökkenését és változását tehát az okozhatja, hogy a Nap konvektív zónájában (ill. az alatt) a mágneses tér hatására a kifelé tartó neutrínók más típusú neutrínókká alakulnak és/vagy eltérülnek. Ehhez a neutrínóknak természetesen mágneses momentummal kellene rendelkezniük, ami az elképzelések szerint egyben véges tömeget is jelentene.

1.2.3.2 Napszeizmológia

A Nap belsejének másik lehetséges vizsgálati módszere a napszeizmológia, mely sok hasonlóságot mutat a földi szeizmológiával. Lényegében ugyanúgy, ahogyan a geofizikusok a szeizmikus hullámokat tanulmányozzák, hogy megismerjék a Föld belsejében uralkodó körülményeket, a napfizikusok a felszínen megfigyelt rezgésekkel szondázzák a Nap belsejét. Mindez azon a fizikai tényen alapszik, hogy hullámok terjedésének iránya és sebessége a Nap belsejének hőmérsékletétől, összetételétől és mozgásától függ, így a mérések segítségével következtetni lehet a felszín alatti tartományok különböző paramétereire.

A Nap plazmájában kétféle típusú hullám terjedhet. A hullámok egyik lehetséges fajtája az akusztikus vagy nyomáshullám (p), ahol a közeg a hullámterjedés irányában váltakozva hol összenyomódik, hol kitágul. Az olyan gáz (ill. plazma) halmazállapotú közegekben, mint pl. a Nap vagy a földi légkör, előfordulhat egy más típusú hullám. Ez az úgynevezett belső gravitációs hullám (g), amelynél az egyes plazma elemek mozognak fel-le az egyensúlyi helyzetük körül. Míg az akusztikus hullámoknál a nyomás, a gravitációs hullámoknál a felhajtóerő a rezgéshez szükséges visszatérítő erő. Ez idáig a kutatások főleg az akusztikus hullámokra koncentrálódtak, mivel az ezek által okozott változások jóval könnyebben érzékelhetők a Nap felszínén (ám - ellentétben a nehézségi hullámokkal - kevés információt nyújtanak a Nap mélyebb régióiról).

A Nap rezgéseinek tanulmányozása 1960-ban kezdődött meg a Kaliforniai Műszaki Egyetemen, amikor Robbert B. Leigton, Rober W. Noyes és George W. Simon tanulmányozni kezdte csillagunk felszíni gázainak sebességeloszlását. A Nap elnyelési vonalainak Doppler-eltolódását mérték. A kutatók azt várták, hogy a Doppler eltolódásból számított sebességeloszlás kaotikus jellegű lesz. Meglepetéssel tapasztalták azonban, hogy a sebességek legnagyobb részt rezgésszerűen változnak: egy adott helyen a gáz mintegy ötperces periódusidővel emelkedett, illetve süllyedt. A rezgések nem voltak folyamatosak, mintegy fél óráig tartó hullámcsomagok formájában keletkeztek, majd megszűntek.

3. ábra: Rezgések a Nap felszínén
(Leibacher - Noyes - Toomre - Ulrich, 1985)

A helyes választ erre a jelenségre csak 70-es években találta meg Ulrich, Leibaher és Stein. Elméleti megfontolásokból arra az eredményre jutottak, hogy a Nap belseje akusztikus üregrezonátorként viselkedhet. Ez azt jelenti, hogy a Nap belsejében keletkező hanghullámok befogódhatnak. A közönséges akusztikus üregrezonátorok - mint például az orgonasíp vagy az üstdob - olyan falakkal határolt térrészek, amelyek az akusztikus hullámokat többszörösen visszaverve fogják be. A Nap belsejében nincsenek fizikai falak, viszont van hőmérséklet- és sűrűségváltozás, amely szintén megtörheti vagy visszaverheti az akusztikus hullámokat. A Nap akusztikus üregének felső visszaverődési pontja közvetlenül a látható napfelszín alatt van: ott, ahol a sűrűség erősen csökken a magassággal. Erről a külső határról a hanghullám visszaverődik a Nap belsejébe, ahol egy alsó határfelülethez ér, amely a növekvő hőmérséklet következtében jön létre. A hőmérséklet változása miatt a mélységgel egyre nő a hangsebesség. Ennek eredményeképpen a ferdén (nem sugár irányban) a Nap belseje felé terjedő hullámfront fokozatosan megtörik, elhajlik, mígnem a hullám ismét a felszín felé halad. Az így befogott hullám ívsorozatot rajzol ki a napfelszín alatt.

4. ábra: Hullám ívsorozat (Internet)

Az ívek legmélyebb pontja - ahol a hullám horizontálisan terjed - jelöli ki az akusztikus üregrezonátor alsó határát. Itt a hullám horizontális hullámhosszának (egymást követő hullámfrontok horizontálisan mért távolságának és periódus idejének az úgynevezett horizontális fázissebesség) a hányadosa a helyi hangsebességgel egyenlő. Az üreg mélysége ezért különböző horizontális hullámhosszúságú vagy periódus idejű hullámok számára más és más lesz. Az üreg felső határánál, közvetlenül a felszín alatt, a hullámok olyan látható rezgéseket keltenek, amelyeknek mind periódus idejük, mind horizontális hullámhosszuk észlehető. Ezekből meghatározható a hangsebesség az üreg alján.

Hogyan gerjesztődnek az akusztikus hullámok a Nap belsejében? Valószínűleg a konvekciós zóna heves turbulenciájának hatására, amely véletlenszerűen kelti és csillapítja őket. Egy másik lehetőség, hogy a Napon belüli sugárzásos energiaterjedés kelti ezeket: a napgázok váltakozó sűrűsödése és ritkulása következtében az energiaáramlás összeadódhat úgy, hogy az energia egy része hullám formájában csatolódik ki.

Minden akusztikus üregrezonátornak jellegzetes rezonancia periódus ideje van, amely nagyjából egyenlő a hangnak a haladási idejével a felső reflexiós ponttól az alsó fordulópontig és vissza. Ez okozza, hogyha az amplitúdót mind a horizontális hullámhossz, mind a periódus idő függvényében ábrázoljuk, akkor a legerősebb naprezgések egy sor keskeny sávba esnek. Ezek közül az egyik legerősebb a már korábban említett "ötperces oszcilláció", melynél a Nap felszínén található gázok maximális sebessége elérheti a 0,5 km/s-os sebességet.

5. ábra: Rezgések spektruma és a periódus idő a horizontális hullámhossz függvényében
(Foukal, 1990)

A standard napmodell alapján számított frekvencia értékek viszonylag kis mértékben térnek csak el a mért értékektől (0.3%), de ez mégis majdnem tízszerese a mérési pontosságnak. Ahhoz, hogy kisebb legyen ez a különbség változatni kellene a modellen. Ilyen változtatás lenne, hogy más a hidrogén-hélium aránnyal számolunk a Nap belsejében. De ez egyben az is jelentené, hogy a magban nagyobb a hélium részaránya és valamivel magasabb a hőmérséklet. Sajnos ennek a modellnek a neutrínó fluxusa is nagyobb a standard modellből következő értéknél, s így még jobban eltér a mért neutrínófluxustól. Ezért ez a kérdés még tisztázásra vár.

A lehetséges terjedési módok tárgyalásánál megemlítettem, hogy az akusztikus hullámokon kívül léteznek még ún. gravitációs hullámok is. Ám ezeket sokkal nehezebb észlelni, mivel túlnyomórészt a nagyobb mélységekre korlátozódnak (nehéz őket a felszínen észre venni, mert amplitúdójuk kicsi, periódus idejük egy óra vagy még több). Egy ilyen módus, amelyet már több kutatócsoport is megmért, 160 perces periódussal rendelkezik, de már több egyéb módust is azonosítottak 3-5 óra közötti periódussal.

A legújabb fejlemények közé tartozik, hogy 2000. március 9-én a SOHO napkutató űrszondának sikerült napfoltokat észlelnie a Nap túlsó oldalán. Ennek azért van különösen nagy jelentősége, mert már régóta ismeretes, hogy a napkitörések a Napon látható sötét napfoltcsoportokból erednek, s hogy ezek a kitörések mágneses viharokat okozhatnak a Földön. A napfoltok megjelenését és mozgását ezért állandóan szemmel tarják, ám felbukkanásuk a Nap keleti oldalán többnyire meglepetésként éri a kutatókat, hiszen azok a Nap tengely körüli forgása miatt kerülnek váratlanul a Nap túlsó oldaláról a szemünk elé, s megtörténhet, hogy már el is indult belőlük a veszedelmes kitörés. Ezeket a váratlan vészhelyzeteket lehetne megelőzni a Nap túlsó oldalán folyó napfolttevékenység megfigyelésével.

A Lindsey és Braun által kidolgozott módszerrel a kutatók a hanghullámok egy széles nyalábját vizsgálják, amely a Nap túlsó oldalának egy kis tartományából indul el, majd a Nap felénk eső oldalát elérve a felszínbelső határáról visszaverődik. A napfoltcsoport azáltal árulja el magát, hogy az onnan érkező hullámok mintegy 6 másodperccel később érnek át, mint a foltmentes területekről származók. (A teljes áthaladási idő mintegy 3 óra.) A sebességváltozás különösen akkor válik nyilvánvalóvá, amikor az eredetileg egyszerre indult hullámok többször oda-vissza verődve kiesnek az ütemből. A gyorsabb átérés azzal magyarázható, hogy a napfoltcsoportoknál a Nap felszíne kissé behorpad (vagy legalábbis anyaga "átlátszóbb"), továbbá a bennük lévő erős mágneses terek felgyorsítják a hanghullámokat.

1.2.4. Fotoszféra
(Phillips 1992, Kissné 1986)

A Napból kifelé vezető utazásunk következő állomása egy igen vékony (500 km) réteg, a fotoszféra. Innen származik a fényenergia (ezen belül is a látható fény és az infravörös sugárzás) jelentős része. Ezért tekinthetjük ezt a Nap "felszínének" is.

Ahhoz, hogy képet kaphassunk a fényenergia hullámhossz szerinti eloszlásáról, be kell vezetnünk egy mérési eljárást: a Föld légkörén kívül mérjük az 1 m2-re (a felület normálisa a nap irányába áll) eső energiát meghatározott hullámhossztartományonként pl. 1 nm-ként. Az így kapott értékeket spektrális fluxusnak nevezzük és mértékegysége a [W/m2/nm]. A kapott értékeket ábrázolva megkapjuk az elektromágneses sugárzás spektrális eloszlását.

6. ábra: Fotoszféra elektromágneses sugárzásának spektrális eloszlása
(Phillips, 1992)

A maximum fluxus érték 460nm-nél helyezkedik el, mely a látható tartomány kék részéhez van közelebb.

Ahhoz, hogy következtetéseket tudjunk levonni a felszíni hőmérsékletre, szükségünk van két, a fekete test sugárzás vizsgálatakor felállított törvény valamelyikére: a Stefan-Boltzman vagy a Wien-féle eltolódás törvényre.

Wien törvény: l maxT=b,

ahol b=2.898·10-3 mK, l max a maximális intenzitású hullámhossz, T a fekete test hőmérséklete.

Stefan-Boltzman törvény: P=s T4,

ahol s =5.6697·10-8 Wm-2K-4, P az egységnyi felületről kisugárzott energia.

Határozzuk meg a Stefan-Boltzman törvény segítségével a felszíni hőmérsékletet, feltéve, hogyha élünk azzal a közelítéssel, hogy a Nap egy fekete test. A légkörön kívül végzett mérések az mutatják, hogy 1.368 kW energia érkezik egy négyzetméternyi felületre a Napból. Ez az értéket napállandónak nevezik. Ekkor E=1.368·103 W/m2·4p r2 =3.85·1026 W az össz. sugárzási teljesítmény, ahol r=1.496·1011m a Nap-Föld közepes távolság. Ebből P=4p RNap 2×E=6.32·107 W/m2, ahol RNap=6.96·105 km a Nap sugara. A számítást elvégezve T=5778 K adódik.

A színképelemzés számos hasznos információt szolgáltat a fotoszféra tulajdonságairól: pl. a kémiai összetétel vagy a felszínen vagy a légkörben lejátszódó különböző mozgások, a mágneses tér. A keletkező színképvonalak erősségéből következtetni tudunk nemcsak az egyes elemek jelenlétére, hanem mennyiségére is.

A fotoszféra esetén természetesen a legerősebbek a hidrogén Balmer sorozatának vonalai, és ezek erősségéből azt a megállapítást vonhatjuk le, hogy a fotoszférában az összes atom 91%-a hidrogén, nagy számban található itt hélium, és a fennmaradó közel 0,1%-on osztozik még 50 nehezebb elem. Az elemek pontos eloszlásáról bővebb tájékoztatást nyújt a táblázat, ami a fotoszféra relatív összetételén túl tájékoztatás ad mintegy összehasonlítás gyanánt a később tárgyalásra kerülő koronáról is.

1. táblázat: Fotoszféra és a korona összetétele
(Phillips, 1992)

A napfoltok segítségével meg lehet állapítani csillagunk forgási periódusát. Ha ugyanis kiszemelünk egy nagyobb foltot, akkor annak mozgásából ki tudjuk számítani, hogy mennyi időre van szüksége a Napnak ahhoz, hogy egyszer körbeforduljon a tengelye körül. Ez körülbelül 27 nap. De hosszabb megfigyeléssel az is észrevették (elsőként Richard Carrington tett erről említést), hogy a Nap forgási ideje különböző szélességi körökön más és más: a kisebb szélességi körökön rövidebb. Az egyenlítőnél például csak 25 nap. Ezt a jelenséget (mely fontos szerepet játszik a naptevékenységi ciklus kialakulásában) differenciális rotációnak nevezzük.

7. ábra: A napfoltok mozgása (Internet)

Mivel napfoltok csak (-40o)-(+40o) szélességi tartományban figyelhetők meg, ezért szükségünk van egy eljárásra, amivel a magasabb heliografikus szélességeken is mérni tudjuk a forgás periódusidejét. A Doppler-effektuson alapuló spektroszkópiai mérések segítségével ez lehetséges. Az egyenlítőn például az 500 nm hullámhosszon maximálisan 0.0003 nm eltolódás tapasztalható, amiből 2 km/s sebességű mozgásra lehet következtetni. Az eltolódás iránya (vörös vagy kék irányú) csak attól függ, hogy a napkorong keleti vagy nyugati szélét figyeljük-e, ugyanis az egyik szélének anyaga távolodik tőlünk, míg a másik rész közeledik felénk. A merési adatokat összevetve a napfoltok segítségével kapott eredménnyel azt vehetjük észre, hogy a foltok sokkal lassabban mozognak a plazma többi részénél, aminek a sebességét Doppler módszerrel mértük.

8. ábra: Dopplerkép a Napról (SOHO)

2. táblázat: Differenciális rotáció adatok (Phillips, 1992)

Már egy kisebb távcsővel is megfigyelhetők a Nap "felszínét" beborító rizsszem alakú képződmények, melyek a napkorong közepén vehetők ki legtisztábban. Ezeket a képződményeket granuláknak nevezzük. Tipikus méretük 1.5 ívmásodperc ["], ami 1100 km-nek felel meg a Nap felszínén, míg két granula közötti átlag távolság 1.9" (1400 km). A Napon majdnem 4 millió található belőlük. A fényesebb (30%-kal) sokszög alakú granulákat sötét intergranuláris (granulán kívüli) közök választják el egymástól, melyek hőmérséklete 400 K-kal kisebb. A fényes szemcsékben való felfelé áramlásra 0,4-3 km/s közötti értéket (Doppler effektus), a felszíni horizontális szétfoszlásra kb. 0.25 km/s-ot, a granulák mentén lefelé áramlásra 1.1-2.2 km/s közötti értéket mértek. A felfele áramlást különböző mélységekben keletkező színképvonalak segítségével lehet tanulmányozni.

9. ábra: Granulák (HAO)

A granulák átlagéletkora 18 perc. Általánosan az is igaz, hogy a nagyobb méretűek tovább élnek, és alakjuk is jóval szabályosabb, mint a kisebbeké. A granulák születésükkor sokkal fényesebbek, mint haláluk előtt. Egy granula megszűnése történhet feldarabolással, alámerüléssel és robbanással. A utolsó esetben lezajló jelenség alapján ezeket robbanó granuláknak nevezzük. Ezekre az a jellemző, hogy fényesebbek az átlagnál. Megsemmisülésük közben feldarabolódnak, s a keletkező darabok gyűrű alakban távolodnak egymástól közel 3 km/s sebességgel. Az eddigi vizsgálatok szerint a granulák 2%-a tartozik ebbe a csoportba.

A Nap forgásának színképi vizsgálata közben egy kb. 30000 km-es karakterisztikus méretű szisztematikus sebességi elrendeződést találtak. Ezt a sebességteret szupergranulációnak nevezték el, mivel bizonyos hasonlóságot mutat a granulációval. A részletesebb spektroszkópiai elemzés szerint egy-egy szupergranula közepétől kifele mutató, 300-400 m/s sebességű áramlás észlehető. A sebesség a magassággal csökken. A kifelé horizontálisan, tehát a felszínnel párhuzamosan, a képződmény közepétől annak határa felé folyás esetén Coriolis erő következtében örvénymozgás várható, és ezt észlelések is igazolják. Az áramlás az anyag felfelé való mozgása közben táplálja a szupergranula közepét. Ennek sebességére hidrodinamikai megfontolásokból 5 m/s -ot kellene kapni, de találtak 50 m/s sebességet is.

A cirkuláció a szupergranulák szélein fordul lefelé, itt jelenleg a kb. 100 m/s-os érték a legelfogadottabb.

Egy-egy cella jellemző mérete horizontális irányba 32000 km. A cellák élettartama nagyságrendileg egy nap, és szoros kapcsolatban vannak a szoláris mágneses térrel, mivel a Nap belsejéből kilépő mágneses erővonalak a szupergranulációs hálózat peremvidékén koncentrálódnak. Továbbá azt is észlelték, hogy a cellák határai kissé magasabb hőmérsékletűek a többi résznél. Ez többek szerint az itt található mágneses erővonalkötegek következménye, ugyanis az áramlás a mágneses erővonalak útját követi. Így a koronából a fotoszféra irányába tartó hő mintegy összegyülemlik ott, ahol az erővonalak közel kerülnek egymáshoz, vagyis a szupergranulációs cellák peremvidékén.

Csak 1981-ben fedezték fel azt a sebességteret, amely a szupergranulációra rakódik, ezt mezogranulációnak nevezzük. Ezen cellák jellemzője 5000-10000 km méret, mintegy 60 m/s-os vertikális sebesség és kb. 2 órás élettartam.

A napkorongon könnyen észrevehető, hogy a pereme sötétebb és valamivel vörösebb, mint a központi tartománya. Ezt a jelenséget szélsötétedésnek nevezzük. Magyarázata az, hogy a napkorong széléről (és a fotoszféra aljáról) induló fénysugárnak hosszabb utat kell megtennie a Nap légkörében, amíg elér a szemünkbe, mint a beljebbről indulóknak. Tehát az alsóbb régiókból érkező sugárzás a perem közelében nagyobb mértékben nyelődik el. A fény a fotoszféra magasabb tartományából érkezik, aminek alacsonyabb a hőmérséklete (4500K), ezért a fekete test sugárzás vizsgálatakor megállapított törvények értelmében a sugárzás intenzitása kisebb, és a sugárzás maximális hullámhossza is változik (sötétebb, vörösebb lesz).

1.2.5. Kromoszféra
(Foukal 1990, Erdélyi-Petrovay 1991)

Ha tovább haladunk a Nap légkörében, akkor elérjük a kromoszférát, amelynek vöröses fénye (amit az ionizált hidrogénatomok bocsátanak ki) csak teljes napfogyatkozások alkalmával tűnik elő. A sugárzás erőssége itt három nagyságrenddel kisebb, mint a fotoszférában, ami elnyomja a kromoszféra fényét.

Ennek a zónának nem lehet pontosan meghúzni a határát (durván 500, ill. 3000 km), mivel folyamatosan változik a vastagsága. Annyit azonban elmondhatunk róla, hogy alsó határa ott kezdődik, ahol a hőmérséklet fotoszférában elérte a 4500 K-ot. A hőmérséklet kifelé haladva nő (ellentétben a fotoszférával). A felső határt ott húzzuk meg, ahol a hőmérséklet nagyon élesen emelkedik 10000 K-ról akár 2000 000 K-re, és eközben a sűrűség 10-16 g/cm3 alá csökken. Azt a 300 km vastag tartományt, ahol a hőmérséklet drasztikusan emelkedni kezd, átmeneti övnek nevezzük.

Ha megfigyeléseinket egy keskeny hullámhossz tartományban végezzük, amely egybeesik a hidrogén Balmer a (656.3 nm) vonalának hullámhosszával, akkor finom szálas struktúrát fedezünk fel a kromoszférában. A szálakat szpikuláknak nevezzük. Ezek az oszlopszerű képződmények néhány száz kilométer szélesek, hosszuk elérheti a 9000 km-t. Bennük az anyag 30 km/s sebességgel radiálisan kifelé a korona irányába áramlik. Élettartamuk nem több 15 percnél, míg kialakulásuk kb. 90 másodpercet igényel. Eredetük még nem tisztázott, de azt tudjuk róluk, hogy ott alakulnak ki, ahol a mágneses erővonalak koncentrációja (szupergranulák peremvidéke) csökkenni kezd, vagyis az erővonalak eltávolodnak egymástól. Tehát megállapíthatjuk, hogy kialakulásukban fontos szerep jut a mágneses térnek.

A kromoszférát fűtő mechanizmus, vagyis az, hogy miért emelkedik a hőmérséklet ebben a tartományban, még mindig nem tisztázott teljesen. A lehetséges megoldásra az egyik alapötlet az volt, hogy a fotoszféra turbulenciája következtében keletkező akusztikus lökéshullámok szolgáltatják a fűtéshez szükséges plusz energiát.

A konvektív zóna turbulens mozgása apró perturbációkat idéz elő, melyek hullámok formájában tovaterjednek. A különböző frekvenciájú hullámok mechanikai energiát szállítanak magukkal. A sűrűség rohamos csökkenése miatt a hullámok amplitúdója - egy-két hullámhossznyi út megtétele után - megnő, a hullámok torzulást szenvednek, s átalakulnak lökéshullámokká. Az akusztikus lökések frekvenciájuktól függően disszipálódnak (elnyelődnek), leadva az energiát környezetüknek. A nagyobb amplitúdójú hullámok lényegesen hosszabb út megtétele után alakulnak át lökésekké, mint a rövidebb periódusúak. Ebből viszont az következik, hogy a rövidebb periódusú lökések inkább a kromoszférában, míg a hosszabb periódusúak többnyire a koronában disszipálódnak. Az egészen hosszú periódusú akusztikus hullámok pedig egyáltalán nem tudnak lökéssé alakulni, így a fűtésben valószínűleg nem játszanak szerepet (3, ill. 5 perces oszcillációk).

A lökéshullámok által leadott energia mértéke attól függ, hogy a gáz milyen körfolyamaton megy át, miközben átáramlik a lökésfronton. Kétféle ciklus is számításba jöhet. Az egyik az úgynevezett Weymann-ciklus, mely során a lökésfronton átáramló gáz felmelegszik és összenyomódik, majd állandó sűrűség mellett bekövetkezik a sugárzási relaxáció, végül adiabatikusan visszatér az eredeti állapotba. A másik az ún. Schatzman-ciklus, ahol az első lépésben a gáz szintén összenyomódik és fölmelegszik, de ezt követően adiabatikusan kitágul, de az eredeti gázsűrűségnél kisebb sűrűségre, majd sugárzási relaxáció után visszatér eredeti állapotába. Gyenge lökés esetén - amikor a lökés erőssége h <1 (h =(pmax-p0)/p0, ahol pmax a fronton való áthaladás során a maximális nyomás, míg p0 a gáz egyensúlyi nyomása) - mindkét közelítés ugyanazt az eredményt adja. A lökéshullámok dinamikai elmélete azt mutatja, hogy a Weymann-ciklus a hőmérsékleti minimum-régióban és a kromoszférában eredményesen alkalmazható. A - később tárgyalásra kerülő - flerek akusztikus lökéssel történő modellezése viszont a Schatzman-ciklust részesíti előnyben.

Az újabb kutatások az akusztikus fűtés még két lehetséges módozatát tárták fel: sugárzási csillapítással, ill. ionizációs pumpával. A sugárzási csillapítás útján történő fűtés elsősorban a mélyebb kromoszférában ad lényeges disszipációs energiát, mivel itt erős a H- ion emissziója, és ez igen nagymértékben megnöveli a sugárzási csillapítást. Az akusztikus fűtés második fajtája az ionizációs pumpa, ami a kompresszió miatt bekövetkező ionizációt követő rekombináció útján melegíti a légkört. Alacsony frekvenciájú hullámok esetén ez a disszipatív módus elhanyagolható.

Az utólagos számítások és megfigyelések azt mutatták, hogy az ilyenfajta fűtéssel legfeljebb a kromoszféra alsó rétegeinek hőmérséklet emelkedése magyarázható. Mivel ez az elmélet nem képes megmagyarázni a korona majd 2 millió K hőmérsékletét, ebből arra következtethetünk, hogy a korona fűtési mechanizmusa más úton történik.

1.2.6. Korona
(Foukal 1990, Erdélyi-Petrovay 1991)

A fehér színű koronát napfogyatkozások alkalmával figyelhetjük meg, mivel a fotoszféra sugárzása elnyomja a korona fényét. A korona Naphoz közeli tartományában (felszíntől 1 Rnap-ra) a fotoszférából érkező fény összeütközik a nagy sebességű elektronokkal, ami elmosódottá teszi a Fraunhoffer-vonalakat (Doppler-effektus), így azok lényegében detektálhatatlanná válnak. Ezt a tartományt K- koronának hívják (a folytonos színkép miatt).

A folytonos színképre emissziós vonalak rakódnak rá (E-korona). Ezek azonban nem azokon a hullámhosszakon a mutatkoznak, mint a fotoszféra színképében látható abszorpciós vonalak. Ezeket a vonalakat 1869-ben észlelték először, s majd 70 éven keresztül nem találtak rá kielégítő magyarázatot. Miután Grotrian és Edlén elkezdték a magas hőmérsékletű gázok színképének vizsgálatát, rájöttek, hogy a színképvonalak többszörösen ionizált fém atomoktól származnak. Ezek közül az ismertebbek a Fe XIV 506,3 nm-es zöld vonala, Fe X 637,4 nm-es vörös vonala, és a Ca XV 569,4 nm-es sárga színű vonala. A korona magas hőmérséklete miatt a korona röntgen és ultraibolya tartományban sugároz. Ezekben a tartományokban készített felvételek alkalmasak a korona szerkezetének tanulmányozására. Az egyre finomabb felbontású, lágy röntgen tartományban működő detektorok segítségével egy egészen új geometriai struktúrát sikerült feltárni a koronában, mely a mágneses tér szerkezetének tudható be.

A korona mágneses terét nem tudjuk közvetlenül meghatározni, de a fotoszféra mágneses tere látóirányú komponensének térbeli változásából következtethetünk rá. Ennek az az oka, hogy az anyag "befagy" a mágneses térbe, így elegendő annak röntgen emisszióját figyelni. A műholdakról kapott felvételek alapján jellegüket tekintve kétféle tartományt különböztethetünk meg: igen fényes röntgensugárzó tartományokat zárt mágneses térrel (koronahurkok), ill. sötétebb X-sugárzó tartományokat nyitott mágneses erővonalakkal (koronalyukak). A hőmérséklet mindkét régióban nagyjából azonos, holott röntgen fényességük különbözik. A magyarázat abban rejlik, hogy a sötétebb régiók részecskesűrűsége kisebb, s a kibocsátott röntgensugárzás arányos a részecskék számával.

A napszél nagysebességű komponense és a koronalyukak helyzete jól korrelál egymással, tehát a napszél a koronalyukak nyitott struktúráján keresztül hagyja el a Nap felszínét.

A koronában már nem találunk a kromoszférához hasonló hálózatokhoz, sem fibrillákhoz (szpikulák) hasonló finomszerkezetet. Valószínűleg a korona jóval durvább szerkezet, mint az alsóbb légköri tartományok. Ennek az lehet az oka, hogy a korona a vizuális, és az extrém ultraibolya tartományokban igen átlátszó.

10. ábra: Korona fotók (SOHO)

A korona belső peremétől néhány szögpercre kb. 10-6 szorosa az intenzitás a korong közepén mért értéknek és az intenzitás még további két tizedes értékkel csökken, miközben a Nap peremétől mért egyszeres Nap sugártól a kétszereshez érünk. Az ütközések miatt ebből a tartományból polarizált fény érkezik.

Nagyjából 2 Rnap távolság után a Fraunhoffer-vonalak ismét feltűnnek, habár ezek nem itt, hanem a fotoszférában keletkeznek, mert a belőle érkező fényt diffrakció biztosítja. A Fraunhoffer-vonalak megjelenése miatt a koronának ez a részét F-koronának hívjuk. A korona ezen része igazán már nem is tekinthető a Nap részének, mivel már nagyon hasonlít az állatövi fényt biztosító interplanetáris térben lévő anyaghoz.

A korona alakja és fényessége változó. Ez leginkább a Nap mágneses tereivel magyarázható. Amikor aktív a Nap, a korona alakja szabályos, körülfonja a Napot. Amikor a Nap inaktív, a korona alakja párhuzamossá válik az egyenlítővel, valamint a Nap poláris vidékeinek koronája kevésbé fényes.

11. ábra: Korona-fotók (maximum és minimum) (HAO)

A korona fűtésének problémája több tényezőben különbözik a kromoszféráétól. A korona a magas hőmérséklethez szükséges energiához többféle módon juthat hozzá.

Ezek közül az egyik a vezetési disszipáció. Ez a jelenség abból fakad, hogy a Nap légkörében töltött részecskék mozognak (többnyire mágneses térben) és eközben különféle csillapításokat szenvednek. A legfontosabb vezetési disszipációs jelenség a Joule fűtés és a mágneses átkötődés. Az előbbi a részecskék közötti "súrlódás", pontosabban szólva ütközések következtében felszabaduló hő, mely során a mágneses tér szerkezete nem módosul. Ezzel szemben az átkötődés során az erővonalak kapcsolódnak ("befűződnek"), mely a térkonfiguráció módosulásával jár. Mindkét mechanizmus a korona fűtésében (koronahurkok, koronalyukak) játszik döntő szerepet.

A fűtés még magyarázható lassú és gyors magnetohidrodinamikai (MHD), azaz a mágneses erővonalak mentén haladó hullámokkal. Ideális magnetohidrodinamikai közegben, azaz tökéletes vezetőképességű (s >1), nem hővezető (K=0) és nem viszkózus (h =0), mágneses térbe ágyazott ideális gázban kis perturbációk terjedésének három módozata van: a lassú MHD-, a gyors MHD- és az Alfvén-hullámok, melyek közül az első kettőt szokás összefoglaló néven magnetoakusztikus hullámoknak nevezni. Karakterisztikáját tekintve a lassú és gyors MHD-hullámok longitudiálisak, azaz terjedésük során nyomásváltozást eredményeznek, míg az Alfvén-hullámok transzverzálisan terjednek a mágneseses erővonalakra merőlegesen, és első közelítésben nem eredményeznek nyomás- ill. sűrűségperturbációkat. Mintegy húsz éve kiderült, hogy a Nap mágneses tere egyáltalán nem homogén, hanem fluxuscsövek formájában erősen koncentrálódik (ld. granulációs és szupergranulációs szerkezet, koronahurkok stb.). Ilyen közegben több lehetősége van a mikroperturbációk terjedésének: longitudinális, transzverzális és torziós módusok. A konvektív zóna által generált és a fluxuscsövek mentén terjedő longitudinális, transzverzális és torziós hullámok a középső kromoszférában homogénné váló mágneses térben átalakulnak lassú és gyors MHD- ill. Alfvén-hullámokká, majd lökésekké változnak és bizonyos út megtétele után disszipálódnak.

A harmadik fűtési lehetőséget az egyesített rezonáns RLC-kör közelítésének elmélete fogalmazza meg. A Nap különböző légköri rétegei között elektrodinamikai csatolás van. Mint már arról korábban szó volt, a koronában hurok alakú képződményeket észlelhetünk. E régiók fűtését soros RLC-körök analógiájával modellezhetjük. A koronahurok áramsűrűségére az RLC-körök feszültség- és áramerősség-változását leíró egyenletével formailag teljesen megegyező egyenletet kapunk (innen az elnevezés), ahol az L analógja a mágneses energiatárolási képességet leíró mennyiség, a C analógja a mágneses plazma kinetikus és elektromos energiatároló képességének mértéke, és végül az R ellenállással az elektrodinamikai energia hőenergiává történő átalakulásának mérőszámát állíthatjuk párhuzamba. Az egyesített rezonáns RLC-elmélet még nincs teljesen kidolgozva, bár úgy tűnik, az egész fűtést leírhatná.

A negyedik mechanizmus az ún. "bluk flow"-fűtés: Hoyle már mintegy fél évszázada azzal az ötlettel állt elő, hogy a korona fűtésére gáz akkréciójával (behullásával) magyarázatot lehet adni. Ez ma már a napszél ismeretében elvetendő, de a gondolatot jóval általánosabban tekintve - szpikulák mozgása fluxuscsövek emelkedése, stb. - érdekes eredményre juthatunk. Az így kapott mechanizmus a tömegáram-fűtés. A szpikulák ill. fluxuscsövek vertikális mozgásuk során különböző hőmérsékletű tartományokon haladnak keresztül, miközben állandó energetikai összeköttetésben vannak környezetükkel. A számítások a fűtés ezen módjának figyelembevételét a felsőbb kromoszférában és a koronában követelik meg.