Reconnexion d'échange en tant que source du vent solaire rapide dans les trous coronaux

Nature volume 618, pages 252–256 (2023)Citer cet article

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Le vent solaire rapide qui remplit l'héliosphère provient des profondeurs des régions de champ magnétique ouvert sur le Soleil appelées «trous coronaux». La source d'énergie responsable de l'accélération du plasma est largement débattue ; cependant, il existe des preuves qu'il est finalement de nature magnétique, avec des mécanismes candidats comprenant le chauffage par les vagues1,2 et la reconnexion d'échange3,4,5. Le champ magnétique coronal près de la surface solaire est structuré sur des échelles associées à des cellules de convection de « supergranulation », les flux descendants créant des champs intenses. La densité d'énergie dans ces faisceaux de champ magnétique "réseau" est une source d'énergie candidate pour le vent. Nous rapportons ici les mesures des flux de vent solaire rapide du vaisseau spatial Parker Solar Probe (PSP)6 qui fournissent des preuves solides du mécanisme de reconnexion d'échange. Nous montrons que la structure de supergranulation à la base coronale reste imprimée dans le vent solaire proche du Soleil, ce qui entraîne des patchs asymétriques de «switchbacks» magnétiques7,8 et des flux de vent en rafale avec des spectres d'ions énergétiques de type loi de puissance au-delà de 100 keV. Les simulations informatiques de la reconnexion d'échange prennent en charge les principales caractéristiques des observations, y compris les spectres ioniques. Des caractéristiques importantes de la reconnexion d'échange dans la faible couronne sont déduites des données, notamment que la reconnexion est sans collision et que le taux de libération d'énergie est suffisant pour alimenter le vent rapide. Dans ce scénario, la reconnexion magnétique est continue et le vent est entraîné à la fois par la pression plasma résultante et par les éclats radiaux d'écoulement d'Alfvénic.

Des mesures récentes de la NASA Parker Solar Probe (PSP) ont montré que le vent solaire émergeant des trous coronaux est organisé en « microcourants » avec une échelle angulaire (5–10°) dans la longitude de Carrington9 similaire aux cellules de supergranulation sous-jacentes associées aux écoulements horizontaux dans la photosphère10. Cependant, les points de départ de la précédente rencontre PSP se trouvaient à des latitudes élevées de l'autre côté du Soleil, de sorte que la structure magnétique des cellules et leur connectivité au vaisseau spatial n'ont pas pu être déterminées, empêchant une analyse complète de la source des microflux. .

Lors de la rencontre solaire 10 (E10), la PSP s'est approchée à moins de 12,3 rayons solaires (RS) de la photosphère. La figure 1 résume les mesures de plasma11, d'ions énergétiques12 et de champ magnétique13 effectuées près du périhélie. Un spectrogramme ionique sur la Fig. 1a, b s'étend des énergies thermiques à environ 85 keV et, comme la vitesse du proton sur la Fig. 1c, est structuré en « microflux » discrets9,14,15 dont la durée diminue d'environ 10 h à environ 2 h lorsque le vaisseau spatial s'approche du périhélie. Les données de la figure 4b (et discutées plus tard) montrent que les distributions d'énergie ionique sont des lois de puissance à haute énergie qui s'étendent au-delà de 100 keV. La structure caractéristique des microcourants est mise en évidence par des arcs rouges sur la Fig. 1c, et une trace bleue indique l'abondance thermique mesurée des particules alpha AHe = nα/np (où nα et np sont respectivement la densité des particules alpha et la densité du nombre de protons), qui est modulé de la même manière. Le potentiel de première ionisation élevé de l'hélium nécessite que l'abondance des particules alpha soit figée à la base de la couronne ou dans la chromosphère16, de sorte que ces structures de microcourants s'organisent à la source même du vent. La composante radiale du champ magnétique interplanétaire sur la figure 1d montre que des inversions de champ d'Alfvénic de grande amplitude, des «switchbacks», sont également associées aux microflux. Un modèle de surface de source de champ potentiel (PFSS)17,18,19 (Méthodes) est utilisé pour déduire les points de départ du champ magnétique qui se connecte à la PSP et montre la connexion à deux trous coronaux distincts. La série temporelle de la longitude du point de pied sur la surface solaire est montrée sur la Fig. 1e et sous forme de losanges blancs contre une image de 193-Å Solar Dynamics Observatory/Extreme Ultraviolet20 sur la Fig. 2a.

a,b, Les ions du vent solaire chaud dans a s'étendent en énergie à plus de 85 keV en tant que queues suprathermiques sur la distribution des particules de protons dans b. c, Les arcs rouges marquent la structure du microcourant de vitesse radiale du vent solaire (VR) qui est organisée dans la longitude de Carrington à des échelles angulaires associées à la convection de supergranulation et au champ magnétique du réseau photosphérique (Fig. 2). Ces microflux deviennent plus courts en durée à mesure que le vaisseau spatial accélère à travers le périhélie près du centre de cette figure et balaie plus rapidement à travers la longitude de Carrington. L'abondance des particules alpha thermiques (AHe, trace bleue en c) est modulée de manière similaire par la structure du microcourant. L'abondance des particules alpha est figée à la base de la couronne. d, Les inversions du champ magnétique radial (BR), dites 'switchbacks', sont organisées par les microcourants et sont liées aux bouffées de flux radial par la condition d'Alfvénicité. e, Les points de pied photosphériques d'une instanciation de modèle PFSS indiquent deux sources de trous coronaux distinctes bien séparées dans la longitude de Carrington (Lon), illustrées à la Fig. 2 (et en pointillés à la Fig. 1e).

a, Une carte de l'ultraviolet extrême (193 Å) de la couronne montre des régions plus froides (pixels plus sombres) associées à un champ magnétique ouvert dans deux trous coronaux séparés, proches de l'équateur. Un modèle PFSS cartographie le champ magnétique interplanétaire du vaisseau spatial PSP aux points de pied (losanges blancs) à l'intérieur des trous coronaux. b, Le profil du champ magnétique et de la vitesse du microcourant dans le premier trou coronal : le panneau supérieur montre la vitesse radiale minimale (bleue) et maximale (rouge) en fonction de la longitude, et le deuxième panneau montre le champ magnétique vertical le long des points de pied s'étendant de la photosphère à 30 Mm à partir de mesures de magnétogramme et d'un modèle PFSS qui tient compte du mouvement de l'engin spatial. Le panneau inférieur est une carte de la polarité du champ magnétique juste au-dessus de la photosphère, encore une fois du modèle PFSS. c, la structure correspondante dans le deuxième trou coronal. Ces données indiquent que le champ magnétique radial est organisé en intervalles de polarité radiale mixte sur les mêmes échelles que les microcourants de vitesse observés par PSP.

La correspondance de la structure temporelle des rafales de retour en arrière et de vitesse radiale avec la périodicité spatiale du champ magnétique de surface documentée dans les Fig. 1 et 2 suggèrent que la reconnexion magnétique entre les champs magnétiques ouverts et fermés dans la basse couronne (reconnexion d'échange) est le moteur de ces sursauts9,21,22,23. La reconnexion d'échange dans la couronne faiblement collisionnelle devrait être intermittente plutôt que stable24,25,26,27. Les ions énergétiques et la pression accrue dans ces rafales sont également des signatures de reconnexion28,29,30. Les données suggèrent qu'il s'agit d'un processus continu dans les régions sources du flux ouvert. La figure 3c est un schéma qui montre un flux ouvert se reconnectant avec des régions de flux fermées dans la faible couronne. Dans cette figure, le flux ouvert migre vers la gauche, se reconnectant avec des régions successives de flux fermé, avec pour conséquence que le flux sortant en rafale de la reconnexion d'échange remplit tout le flux ouvert, comme on le voit dans les données.

a, une séquence temporelle du flux radial sans dimension le long de la coupe indiquée par la ligne blanche horizontale en b. Chaque coupe successive est séparée par un temps de 0,037 L/VA, où L/VA est le temps de transit d'Alfvén à travers le domaine de simulation, et est décalé vers le haut pour éviter le chevauchement des données. Les coupes révèlent la nature sporadique de l'écoulement résultant de la génération de cordes de flux dans la couche de courant allongée24,25,26,27. Comme le montre le schéma, les lignes de champ nouvellement reconnectées ont des flux de sortie plus élevés que les lignes de champ reconnectées plus tôt dans le temps. b, Le flux radial sans dimension avec les champs magnétiques sus-jacents en blanc à partir d'une simulation PIC de reconnexion d'échange montrant les flux ascendants et descendants d'Alfvénic depuis le site de reconnexion au-dessus de la surface coronale. Des détails sur la configuration de la simulation se trouvent dans le matériel supplémentaire. Le champ magnétique reconnecté migre vers la gauche à mesure qu'il se redresse et entraîne l'échappement de sortie. c, Un schéma de reconnexion entre le flux magnétique ouvert et fermé (reconnexion d'échange) dans la basse couronne sur la base des données PSP illustrées à la Fig. 1. Les données suggèrent que la reconnexion entre le flux ouvert et fermé est presque continue. Dans le schéma, le flux magnétique ouvert se déplace continuellement vers la gauche. Une ligne de champ ouvert se reconnecte d'abord avec le flux fermé au-dessus de la surface solaire, formant des boucles orientées vers le haut et vers le bas. Le champ à ciel ouvert se redresse alors et entraîne le flux d'Alfvénic vers l'extérieur. En se déplaçant vers la gauche, la ligne de champ ouverte croise alors une autre région de flux fermée et le processus se répète. Ainsi, le flux ouvert est complètement rempli de plasma sortant à grande vitesse - l'échappement de la reconnexion d'échange. Les coupes de la vitesse radiale mesurées par un observateur traversant le flux ouvert en haut du schéma indiquent que les écoulements en rafale les plus rapides se trouvent sur des champs magnétiques nouvellement reconnectés alors que, sur les lignes de champ qui se sont reconnectées plus tôt, les écoulements les plus rapides ont déjà passé par le lieu d'observation. Cette asymétrie temporelle était claire dans les données E069.

Pour établir que la reconnexion de l'échangeur est à l'origine des flux en salves, nous utilisons les mesures et les principes établis de reconnexion pour en déduire les caractéristiques de base dans la basse couronne. La force du champ magnétique de reconnexion est un paramètre clé. Comme l'intensité du champ à la base de la couronne a une variation substantielle, nous estimons l'amplitude du champ magnétique de reconnexion en projetant le champ magnétique mesuré au PSP vers la surface solaire. La chute R−2 du champ magnétique radial avec la distance héliosphérique R est valide dans le vent solaire, mais échoue plus près du Soleil. Ainsi, nous utilisons une combinaison du comportement R−2 à grand R avec une atténuation dérivée d'un modèle PFSS moyenné en surface inférieur à 2,5 Rs (Extended Data Fig. 1). La projection résultante du champ magnétique de 600 nT à 13,4 Rs sur la faible couronne est de 4,5 G, ce qui est cohérent avec les données PFSS de la Fig. 2. La densité de plasma à la base de la couronne n'est pas mesurée directement. Cependant, l'amplitude caractéristique des écoulements en salves à PSP est d'environ 300 km s−1. Comme les débits lors de la reconnexion en rafales sont Alfvénic, nous pouvons estimer la densité connaissant l'intensité du champ magnétique. La densité résultante est d'environ 109 cm−3, une valeur raisonnable pour la faible couronne31.

Pour déterminer si le taux de libération d'énergie est suffisant pour entraîner le vent, nous estimons le taux d'afflux de reconnexion Vr. Une limite inférieure découle du fait que les salves d'écoulement sont presque continues. Nous définissons le temps de reconnexion comme tr = LB/Vr, le temps nécessaire aux lignes de champ ouvertes pour traverser la longueur d'échelle caractéristique LB du champ magnétique de surface, qui est d'environ 10° ou 6 × 104 km. Un second temps est le temps tb ≈ RPSP/VR pour que les rafales de reconnexion atteignent l'engin spatial à RPSP. Dans la limite tr >> tb, les flux sortants du site de reconnexion passeraient rapidement par l'engin spatial et il n'y aurait pas de flux à grande vitesse jusqu'à ce que l'engin spatial se connecte à un autre site de reconnexion. Lorsque tr ≤ tb, le vaisseau spatial mesurerait des écoulements en rafale alors que le vaisseau spatial traversait toute l'échelle de supergranulation. Les observations montrent ce dernier car les écoulements en salves sont mesurés pendant toute la traversée de l'échelle de supergranulation. Les observations suggèrent que tr ≤ tb ou Vr ≈ LBVR/RPSP est ≈3 km s−1 ou environ 0,01 de la vitesse locale d'Alfvén, une valeur faible si la reconnexion est sans collision,32,33,34 mais comparable à la prédiction magnétohydrodynamique (MHD)35 . Avec des températures ambiantes d'environ 100 eV, le champ électrique de reconnexion est donc d'environ trois ordres de grandeur au-dessus du champ d'emballement de Dreicer. Dans ce régime, les collisions sont trop faibles pour limiter l'accélération des électrons, et les processus sans collision dominent. Le taux de libération d'énergie magnétique de la reconnexion de l'échangeur est donné par VrB2/4π ≈ 5 × 105 ergs cm−2 s−1 en utilisant B = 4,5 G et Vr = 3 km s−1. Ceci est comparable à celui requis pour entraîner le vent à grande vitesse, qui est d'environ 105–106 ergs cm−2 s−1.

Ainsi, grâce aux observations du PSP, aux mesures du champ magnétique de surface de l'Observatoire de dynamique solaire/Hélioseismique et magnétique (SDO/HMI) et aux caractéristiques bien connues de la reconnexion magnétique, nous avons établi que la reconnexion d'échange est suffisante pour entraîner à la fois le flux de vent solaire de base ambiant à travers la chute de pression radiale et les éclats de microcourant qui se trouvent au-dessus de ce flux. D'autres tests du scénario de reconnexion concernent la structuration des salves de flux et la production de protons et d'alphas énergétiques. Une observation clé rapportée dans les données E069 et illustrée dans le schéma de la Fig. 3c est l'asymétrie temporelle dans les rafales : les rafales de grande amplitude apparaissent brusquement et diminuent progressivement tout au long de la période de rafale et la séquence temporelle se répète ensuite. Les données d'une simulation de particules dans la cellule (PIC) sont présentées à la Fig. 3b (Méthodes). Une coupe à travers l'échappement de sortie de simulation révèle des rafales à grande vitesse sur les lignes de champ nouvellement reconnectées dans l'échappement adjacent à la séparatrice magnétique, alors que, sur les lignes de champ à l'intérieur de l'échappement, les rafales de flux les plus rapides ont déjà dépassé l'emplacement de la coupe, donc les débits mesurés sont plus faibles (Fig. 3a). Nos simulations supportent l'hypothèse que les sursauts observés par le PSP correspondent à des croisements d'échappements de reconnexion d'échangeurs. Les signatures de dispersion sont bien documentées à la pointe de la magnétosphère terrestre à la suite d'une reconnexion à la magnétopause terrestre36. La reconnexion entre le flux magnétique fermé de la Terre et le flux «ouvert» du vent solaire est un analogue de la reconnexion par échange coronal.

Enfin, le spectre des protons énergétiques et des alphas a été calculé à partir des simulations de reconnexion d'échange. La simulation inclut des particules alpha entièrement dépouillées qui sont 5% en nombre, similaires à l'atmosphère solaire16. Les spectres de flux d'énergie des deux espèces sont présentés sur la figure 4a. Les données sont tirées de l'échappement de sortie et incluent uniquement le plasma qui a subi une accélération. Les protons et les alphas présentent une distribution de loi de puissance énergétique non thermique avec des indices spectraux d'environ -8 pour les deux espèces. Comme le montre la Fig. 4b, dans le spectre du flux d'énergie différentiel des particules pendant la période de 04 h 00 à 19 h 00 le 20 novembre 2021 (de la Fig. 1), il existe également des protons et des alpha énergétiques avec des énergies supérieures à 100 keV . Les spectres sont à nouveau plutôt doux, avec des indices spectraux d'environ -9, cohérents avec les données de simulation. L'énergie dans la simulation est normalisée au paramètre libre mi \({V}_{{\rm{A}}}^{2}\). En assimilant l'énergie minimale de la loi de puissance du proton dans la simulation (environ 5 mi \({V}_{{\rm{A}}}^{2}\)) à celle des mesures PSP (environ 7 keV) , nous constatons que la valeur coronale de mi \({V}_{{\rm{A}}}^{2}\) est d'environ 1,4 keV, contre environ 0,9 keV à partir de l'estimation à 300 km s−1 pour VA sur la base de l'amplitude des flux en salves mesurée à 13,4 Rs. Le fait que les deux valeurs de mi \({V}_{{\rm{A}}}^{2}\) soient proches indique que la vitesse d'Alfvén dans la couronne où la reconnexion a lieu est comprise entre 300 et 400 km s−1.

a, Les flux d'énergie de protons (bleu) et de particules alpha (rouge) extraits de l'échappement d'une simulation de reconnexion d'échange (voir Méthodes pour les détails de la simulation). La normalisation de l'énergie dans la simulation est mi\({V}_{{\rm{A}}}^{2}\), qui est un paramètre arbitraire35. Les unités dans la direction des ordonnées sont arbitraires, bien que la hauteur réduite du flux alpha reflète la densité numérique de 5 % des alphas. Les deux flux culminent puis se transforment en lois de puissance douce distinctes avec des pentes de -8,6 et -7,7 pour les protons et les alphas, respectivement, avec le spectre alpha décalé vers une énergie plus élevée que celle des protons. Les indices spectraux des ions énergétiques dépendent de l'amplitude du champ magnétique de guidage ambiant (hors du plan), des champs de guidage plus forts produisant des spectres plus doux. Les données sont issues d'une simulation avec un champ guide de 0,55 du champ magnétique de reconnexion. b, Les flux d'énergie proton (bleu) et alpha (rouge) des mesures PSP pendant l'intervalle de temps 04: 00: 00-19: 00: 00 le 20 novembre 2021 de la Fig. 1. Comme dans les simulations, le pic de spectre et rouler dans des queues suprathermiques de type loi de puissance avec une pente similaire de -9 pour les protons. Ainsi, les pentes de la loi de puissance de la simulation et des données d'observation sont très proches. La mesure alpha ne s'étend pas à une énergie suffisamment élevée pour caractériser un comportement en loi de puissance. Enfin, nous pouvons utiliser la limite basse énergie de la distribution de la loi de puissance de la simulation (environ 5 mi\({V}_{{\rm{A}}}^{2}\)) et des observations (environ 7 keV ) pour établir que la valeur de mi\({V}_{{\rm{A}}}^{2}\) au site de reconnexion coronale est d'environ 1,4 keV. Ceci est comparable à environ 0,9 keV de l'estimation à 300 km s−1 pour VA basée sur l'amplitude des flux en rafale mesurés par le PSP à 13,4 Rs.

L'image qui émerge est que la reconnexion chauffe directement le plasma coronal ambiant suffisamment pour entraîner l'écoulement massif37,38,39 et produit en même temps les sursauts de vitesse turbulente qui chevauchent cet écoulement24,25,26,27. Données étendues La figure 2 montre le fort échauffement des protons à partir de la simulation de la figure 3a, b. Bien sûr, une fraction de l'énergie magnétique libérée lors de la reconnexion peut prendre la forme d'ondes d'Alfvén1,2 ou d'autres structures magnétiques5 qui peuvent être dissipées plus haut dans la couronne pour entraîner davantage l'écoulement massif1,2,5,37. Cependant, les données in situ de reconnexion dans la magnétosphère terrestre40 et au niveau de la nappe de courant héliosphérique41 montrent une forte énergisation locale du plasma plutôt qu'une génération d'ondes. L'asymétrie temporelle qui caractérise les écoulements en rafales9 et les indices spectraux des distributions en loi de puissance des ions énergétiques sont en accord remarquable avec les données de simulation de reconnexion d'échange, dans lesquelles l'énergisation locale du plasma domine les ondes et la turbulence. Pourtant, des simulations tridimensionnelles avec une plus grande séparation d'échelle pourraient montrer une turbulence magnétique plus forte. Dans l'un ou l'autre scénario, la reconnexion d'échange est le mécanisme d'entraînement énergétique probable du vent solaire rapide. Des mesures récentes de télédétection42,43 soutiennent également le scénario de reconnexion magnétique d'échange. Nous notons que des microcourants structurés et des lacets magnétiques sont présents dans toute l'héliosphère intérieure mesurée par le PSP et que la principale différence entre le vent solaire lent et rapide peut résider dans la topologie magnétique du trou coronal sous-jacent.

Pour générer les points de pied montrés dans les Figs. 1e et 2, un modèle PFSS16,17 a été exécuté à l'aide d'un magnétogramme Air Force Data Assimilative Photospheric Flux Transport–Global Oscillation Network Group (ADAPT–GONG)44,45,46 du 21 novembre 2022, avec une hauteur de surface de source réglée sur la valeur canonique de 2,5 RS19 au moyen du logiciel open-source pfsspy47. La cartographie des points de pied de la PSP jusqu'à la surface solaire a suivi la méthodologie48 comprenant une héliosphère balistique49,50 et le domaine PFSS de 2,5 RS jusqu'à la photosphère51.

Les résultats pour la PSP E10 étaient distincts et convaincants. Comme le montrent les Fig. 1 et 2, du 20 au 21 novembre, la PSP tournait plus vite que le Soleil et se déplaçait de gauche à droite dans le cadre de référence de Carrington indiqué dans ces tracés. La cartographie des points de pied se connectait profondément à l'intérieur de deux trous coronaux de polarité négative de latitude moyenne d'une superficie substantielle. Cette cartographie des sources est particulièrement bien étayée, par rapport aux précédentes rencontres PSP, grâce à la comparaison des données in situ. Premièrement, la polarité magnétique mesurée par le PSP tout au long de la rencontre est bien expliquée par la géométrie de la feuille de courant PFSS et la polarité du trou coronal. Deuxièmement, les moments où la carte PSP correspond au centre de ces grands trous coronaux correspondent aux maxima de la vitesse du vent solaire, et au moment où la connexion passe d'une source à une autre dans le modèle, il y a une baisse distincte de la vitesse du vent solaire, clairement compatible avec la traversée des lignes de champ sur-étendues aux limites des trous coronaux52. Cette correspondance est clairement illustrée sur la Fig. 1 où la transition entre « stream 1 » et « stream 2 » marquée dans le panneau inférieur correspond à la baisse de la vitesse du vent solaire (trace noire, Fig. 1c).

Nous utilisons les mesures de protons et de particules alpha de la suite d'instruments Solar Wind Electrons Alphas and Protons (SWEAP)11 sur PSP. Le spectre de protons de la Fig. 4 est tiré du produit de données SF00 de l'analyseur de sonde solaire (SPAN-Ion), moyenné sur la plage de temps allant du 20 novembre 2021 à 04:00:00 au 20 novembre 2021 à 19:00:00 et additionné dans toutes les directions du regard. Nous travaillons en unités de flux d'énergie par opposition au flux numérique ou à la fonction de distribution car il en résulte un spectre couvrant moins d'ordres de grandeur à haute énergie, facilitant la comparaison entre SPAN-Ion et Integrated Science Investigation of the Sun (ISOIS)/Epi- Lo données, en plus d'être la quantité la plus directement liée aux mesures SPAN-Ion. La loi de puissance pour les protons est adaptée aux quatre points de données SPAN les plus énergétiques et aux points de données ISOIS. Le spectre alpha est obtenu de la même manière à partir du produit de données sf01 de SPAN-Ion, sauf qu'une petite quantité (environ 1 %) de protons contaminants s'échappant du canal sf00 est prise en compte et soustraite. Le grand déplacement vers une énergie plus élevée des alphas par rapport aux protons pendant cet intervalle signifie que les protons contaminants n'ont aucun impact sur la partie loi de puissance du spectre ou son exposant, et n'affectent que les points de données d'énergie les plus faibles.

La force du champ magnétique qui entraîne la reconnexion d'échange contrôlera le taux de libération d'énergie magnétique et les spectres de particules énergétiques produites. Bien que les observations SDO/HMI permettent de connaître la structure du champ magnétique dans la basse couronne, ces mesures ne montrent pas l'intensité du champ magnétique qui subit réellement une reconnexion car il existe une variation substantielle de l'intensité du champ le long de la surface. Pour estimer la force du champ magnétique entraînant les rafales de flux mesurées par le PSP, nous projetons le champ magnétique mesuré au PSP et projetons ce champ magnétique jusqu'à la surface solaire. Le champ magnétique radial BR au périhélie de E10, comme le montre la figure 1, est d'environ 600 nT. Des mesures directes du profil radial de BR sur les cinq premières orbites PSP ont établi une échelle R−2 pour le champ45, compatible avec la conservation du flux magnétique radial. Cependant, des écarts par rapport à cette mise à l'échelle sont attendus près du Soleil. Plus précisément, étant donné que le flux fermé occupe une fraction substantielle de la surface solaire, le flux ouvert sera comprimé dans une fraction réduite de la surface solaire, ce qui conduira à une plus grande compression du champ magnétique près de la surface solaire. Une estimation approximative de la compression accrue du champ magnétique peut être obtenue en faisant la moyenne du champ magnétique radial obtenu à partir du modèle PFSS pendant le périhélie E10. La dépendance radiale de ce champ moyen est illustrée dans les données étendues Fig. 1. La compression du champ magnétique de 2,5 Rs, la limite extérieure de la grille PFSS, jusqu'à juste au-dessus de la surface solaire est d'environ 26, ce qui est bien au-dessus de la compression de autour de 6,25 de la dépendance R−2. Ainsi, nous supposons que le R−2 décrit la dépendance radiale de R = 13,4 Rs à 2,5 Rs et prenons la compression de 26 de 2,5 Rs juste au-dessus de la surface solaire. La projection du champ de 600 nT vers la surface solaire est d'environ 4,5 G, ce qui est en accord raisonnable avec la force du champ magnétique de la surface solaire illustrée à la Fig. 2.

Notre estimation du taux de reconnexion d'échange basée sur les projections des observations PSP jusqu'à la faible couronne suggère que la reconnexion y est profondément dans le régime sans collision. Pour explorer la structure de l'échappement de reconnexion de l'échangeur et les spectres énergétiques protons et alpha résultants mesurés au PSP, nous utilisons le modèle PIC p3d (réf. 53). Le modèle MHD n'est pas adéquat pour explorer l'énergisation des particules documentée dans les données PSP. Nous limitons les calculs à un système bidimensionnel avec une géométrie magnétique initiale qui conduit à une reconnexion entre flux ouvert et fermé bas dans la couronne3,54. En raison des contraintes sur la taille du domaine possibles avec le modèle PIC, il n'y a pas de gravité dans les simulations, de sorte que le modèle ne décrit pas la dynamique complète du mécanisme d'entraînement du vent solaire. De plus, les conditions aux limites liées aux lignes ne sont pas imposées à la surface coronale nominale. Ainsi, le modèle n'est pas une description complète de la reconnexion d'échange dans la basse couronne, mais fournira des informations sur la dynamique de la reconnexion sans collision, la structure de l'échappement de sortie, le chauffage en vrac et les spectres des particules accélérées. Nous incluons des particules alpha (5% en nombre) afin que les spectres des protons et des alphas puissent être comparés.

L'état initial de la simulation consiste en une bande de flux vertical (intensité de champ B0 dans la direction radiale négative) avec une faible densité de plasma (0,1 n0) et une région adjacente avec une densité plus élevée qui est un équilibre cylindrique. L'état initial détaillé a été décrit précédemment23, de sorte que les équations gouvernantes ne sont pas répétées ici. Le champ magnétique maximal de l'équilibre cylindrique est de 0,76 B0 avec une densité maximale de n0. Les températures sont uniformes avec Te = Tp = Ta = 0,06 mp\({V}_{{\rm{A}}0}^{2}\) avec VA0 la vitesse d'Alfvén basée sur B0, n0 et la masse du proton mp . Ainsi, à l'état initial, la pression plasma est faible devant la pression magnétique, comme attendu dans la couronne. Le champ de guidage Bz est partout non nul avec un profil qui équilibre les forces de pression et de tension. L'intensité du champ de guidage peut être modifiée en choisissant sa valeur dans la région du flux vertical. Sa valeur n'affecte pas sensiblement la structure globale et la dynamique de reconnexion illustrées à la Fig. 3. Cependant, comme un champ de guidage puissant affaiblit le mécanisme d'entraînement de Fermi pour le gain d'énergie des particules, le champ de guidage contrôle l'indice de loi de puissance des protons et alphas énergétiques. . Les flux d'énergie représentés sur la figure 4 provenaient d'une simulation avec un champ guide de 0,55 B0. Les simulations avec un champ de guidage plus faible (plus fort) ont produit des spectres plus durs (plus doux).

Les résultats de la simulation sont présentés en unités normalisées : temps de transit d'Alfvén dans le domaine de longueur d'échelle L, L/VA0, flux de plasma vers n0VA0 et énergies vers mp\({V}_{{\rm{A} }0}^{2}\). Les dimensions du domaine dans les directions x et y sont égales. Le rapport de masse mp/me = 25 est artificiel ainsi que la vitesse de la lumière (20 VA0) et l'échelle d'inertie du proton dp = L/163,84. Comme cela a été établi dans des articles antérieurs, les résultats ne sont pas sensibles à ces valeurs33,34. Le rayon du champ magnétique cylindrique est de 60 dp et les échelles de la grille sont de 0,02 dp dans les deux directions de l'espace, avec environ 400 particules par cellule.

Étant donné que les vitesses et les énergies dans la simulation sont normalisées aux vitesses d'Alfvén VA0 et mp\({V}_{{\rm{A}}0}^{2}\), respectivement, la comparaison directe avec les observations nécessite que ces paramètres, et en particulier la vitesse d'Alfvén VA0 où la reconnexion a lieu, soient établis. Comme décrit dans le texte principal, nous utilisons deux approches distinctes pour estimer VA0. La première provient de l'amplitude des salves de débit mesurées par le PSP à 13,4 Rs, qui ont des valeurs de l'ordre de 300 km s-1. La seconde vient de la comparaison des spectres de protons issus de la simulation et de celui mesuré avec SPAN-Ion. Plus précisément, nous assimilons la limite de basse énergie du spectre de la loi de puissance du proton à partir de la simulation et des observations. Cela donne mp\({V}_{{\rm{A}}0}^{2}\) = 1,4 keV, ce qui correspond à VA0 = 370 km s−1. Ainsi, les deux approches donnent des valeurs comparables, ce qui nous permet de comparer directement les résultats de simulation avec les observations. Les indices spectraux d'environ -8 pour les flux d'énergie proton et alpha issus de la simulation sont indépendants de cette normalisation. Le fait qu'ils soient en accord approximatif avec les données d'observation est un support solide pour le modèle de reconnexion d'échange pour ces particules énergétiques. Nous notons en outre qu'une simulation avec la moitié de la taille du domaine (L = 81,92 dp) a produit des spectres de loi de puissance avec des indices spectraux similaires.

De nombreux modèles globaux qui ont été utilisés pour explorer l'accélération du vent solaire ont été basés sur l'hypothèse que les ondes d'Alfvén1,2 ou d'autres formes de structures magnétiques5 sont injectées dans la basse couronne et que le chauffage associé à cette turbulence produit la pression nécessaires pour chasser le vent. Comme la reconnexion d'échange est souvent invoquée comme source de cette turbulence, il est important d'explorer si une fraction substantielle de l'énergie magnétique libérée apparaît sous forme de turbulence magnétique par rapport à l'excitation directe des particules ou à l'écoulement en vrac. Montré dans les données étendues, la figure 2 est un tracé bidimensionnel de la température du proton à partir de la même simulation et en même temps que le tracé du flux vertical de protons sur la figure 3b. L'ensemble de l'échappement de sortie est rempli de protons à haute température avec des températures qui sont une grande fraction de mp\({V}_{{\rm{A}}0}^{2}\), qui, comme indiqué dans le texte principal , se situe entre 0,9 keV et 1,4 keV. Les lignes de champ déformées dans l'échappement de reconnexion qui sont évidentes sur la figure 3b et la figure 2 des données étendues suggèrent que la reconnexion entraîne également des ondes et des turbulences magnétiques. Une exploration détaillée de l'énergie relative qui apparaît sous forme de turbulence magnétique par rapport au chauffage direct n'a pas été réalisée mais constitue une extension importante des résultats actuels, en particulier en trois dimensions, où le processus de reconnexion est beaucoup plus dynamique.

Les données de la mission PSP utilisées dans cette étude sont librement disponibles à la NASA Space Physics Data Facility (https://nssdc.gsfc.nasa.gov) et ont été analysées à l'aide du progiciel IDL/SPEDAS (https://spedas.org/ Blog/). Les simulations informatiques ont utilisé les ressources du National Energy Research Scientific Computing Center, une installation utilisateur du Bureau des sciences du DOE soutenue par le Bureau des sciences du Département américain de l'énergie sous le contrat no. DE-AC02-05CH11231. Les données de simulation sont disponibles sur https://doi.org/10.5281/zenodo.7562035.

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Les suites FIELDS, SWEAP et ISOIS ont été conçues, développées et sont exploitées dans le cadre du contrat NASA NNN06AA01C. Nous reconnaissons les contributions extraordinaires des opérations de mission PSP et de l'équipe d'ingénierie des engins spatiaux du laboratoire de physique appliquée de l'Université Johns Hopkins. MV a été soutenu en partie par l'Institut international des sciences spatiales de Berne, par le biais de la bourse J. Geiss. JFD et MS ont été soutenus par le NASA Drive Science Center on Solar Flare Energy Release (SolFER) sous Grant 80NSSC20K0627, NASA Grant 80NSSC22K0433 et NSF Grant PHY2109083. TSH est pris en charge par la subvention STFC ST/W001071/1. OP a été soutenu par la subvention NASA 80NSSC20K1829. Des éléments de ce travail ont bénéficié de discussions lors de la réunion de l'équipe 463 à l'Institut international des sciences spatiales (ISSI).

Département de physique, Université de Californie, Berkeley, Californie, États-Unis

SD Bale et MD McManus

Laboratoire des sciences spatiales, Université de Californie, Berkeley, Californie, États-Unis

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Département de physique, Institut des sciences physiques et de la technologie et Joint Space Institute, Université du Maryland, College Park, MD, États-Unis

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JF Drake et M. Swisdak

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MI Desai

Centre d'astrophysique Harvard-Smithsonian, Cambridge, MA, États-Unis

ST Badman

Le laboratoire Blackett, Imperial College London, Londres, Royaume-Uni

TS Horbury

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NE Raouafi & D. Mitchell

Département des sciences de la Terre, des planètes et de l'espace, Université de Californie, Los Angeles, Californie, États-Unis

M. Velli

Institut international des sciences spatiales, Berne, Suisse

M. Velli

Département des sciences astrophysiques, Université de Princeton, Princeton, NJ, États-Unis

D. J. McComas

Institut de technologie de Californie, Pasadena, Californie, États-Unis

CMS-Cohen

Advanced Heliophysics Inc., Los Angeles, Californie, États-Unis

O. Panasenco

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J.C. Kasper

Sciences et ingénierie du climat et de l'espace, Université du Michigan, Ann Arbor, MI, États-Unis

J.C. Kasper

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SDB et JFD ont écrit le manuscrit avec des contributions majeures de STBSDB ont analysé les mesures PSP, avec des contributions de MDM, MID, TSH et DELSTB ont effectué l'analyse PFSS. JFD et MS ont effectué les simulations informatiques. SDB, JCK et DJM dirigent respectivement les équipes PSP/FIELDS, SWEAP et ISOIS. Tous les auteurs ont participé à l'interprétation des données et ont lu et commenté le manuscrit.

Correspondance avec SD Bale.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Nature remercie Vadim Uritsky, GP Zank et les autres évaluateurs anonymes pour leur contribution à l'évaluation par les pairs de ce travail.

Note de l'éditeur Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

L'amplitude de la composante radiale du champ magnétique est modélisée par la mise en œuvre PFSS, contrainte par des magnétogrammes aux points de pied photosphériques et la condition aux limites ouvertes à 2,5 RS. Cette amplitude de champ est cohérente avec le champ mesuré à Parker Solar Probe et est utilisée pour estimer la vitesse d'Alfvén au site de reconnexion.

La température du proton est représentée à partir de la même simulation et au même moment que le flux vertical représenté sur la figure 3b. La température est normalisée en mp\({V}_{{\rm{A}}{\rm{0}}}^{{\rm{2}}}\), qui, comme indiqué dans le texte principal est dans la gamme de 0,9 keV à 1,6 keV. Ainsi, puisque l'énergie magnétique libérée par particule lors de la reconnexion est d'environ mp\({V}_{{\rm{A}}{\rm{0}}}^{{\rm{2}}}\), un une grande partie de l'énergie magnétique libérée va dans le chauffage et l'excitation du plasma ambiant très proche du site de libération de l'énergie magnétique. L'énergie entrant dans les champs magnétiques turbulents qui est injectée vers le haut dans la couronne et est disponible pour chauffer davantage le plasma ambiant reste à explorer.

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Réimpressions et autorisations

Bale, SD, Drake, JF, McManus, MD et al. Reconnexion d'échange en tant que source du vent solaire rapide dans les trous coronaux. Nature 618, 252-256 (2023). https://doi.org/10.1038/s41586-023-05955-3

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Reçu : 11 août 2022

Accepté : 14 mars 2023

Publié: 07 juin 2023

Date d'émission : 08 juin 2023

DOI : https://doi.org/10.1038/s41586-023-05955-3

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