太阳光谱的连续偏振

太阳光谱的连续偏振（加主页资料扣扣免财富值）摘要：我们提出一个由可见太阳光谱中的辐射散射引起的连续偏振的理论研究。

比较了来自九个不同的太阳模型大气的结果。

断定了中心—边缘变化(CLV)以及依赖于连续偏振的波长，并且确定了模型大气依赖的来源。

关键的物理量是散射系数和偏振形成层的温度梯度。

这里发展了可见光每个波长的接近理论连续偏振CLV的一个简单解析函数。

假设产生偏振的散射层光学性地稀薄，并位于连续强度的形成层，然后建立在第一近似值上。

解析函数的应用范围从偏振规模有用的零电平测定到使用经验性的中心—边缘曲线来约束太阳模型大气的诊断工作。

1.简介最近的观察显示了太阳结构丰富的偏振，被称为“第二个太阳光谱”，因为它与普通未极化的强度谱没有丝毫相似之处，因此包含至少部分互补信息。

这个结构是由于来自连续介质和线条同样重要的混合影响。

连续谱通过辐射散射获得线性极化，主要是来自中性氢的瑞利散射和自由电子的汤森散射在。

谱线的极化是由于原子束缚跃迁的相干散射引起的，并且由普遍存在的磁场而发生改变。

为了充分理解涉及到的不同的物理过程，我们需要解决它们。

在本文中我们从连续谱开始。

除了更好地理解物理学，这样一个研究在限制太阳模型大气和决策观测的极化规模零水平上很有用处。

利用太阳模型大气，输入通过数值解决偏振辐射的传输方程来获得的连续介质极化。

不同的模型大气给出了不同程度的极化。

因此和实验数据的比较可以使我们在几个太阳大气模型中进行选择。

这种从4500Å到8000Å对于连续介质窗口的具有10-5的偏振灵敏度的观测在计划中但尚未提供。

对于具有汉勒效应的湍流磁场的诊断，需要精确知道真正的极化规模的零水平。

汉勒效应，一个发生在当前磁场中的相干散射的相干现象在，导致了谱线核心的去极化。

由于谱线和连续介质的极化通常是同一个数量级的，因此不能使用连续水平作为线性极化的参考。

真正的极化零水平必须作为参考。

由于仪器影响，真正的极化规模的零水平不具备足够的精度。

然而，从理论思考中了解连续介质的极化程度，观察中的零水平可以确定。

在第二节中我们将描述相关的物理理论，数值技术和太阳模型大气的使用。

在第三节中给出了两个计算机代码的测试。

在第四节中我们通过阐述吸收，散射系数和温度梯度的角色，加强了对有关数量物理性的深刻理解。

这是特别重要的是要知道连续介质极化形成层，因为它通常被假定位于连续介质强度形成层的上面。

我们将说明这两层实际上是重叠的。

最后，在第五节中，用以描述整个可见光谱范围连续介质极化的中心—边缘变化（CLV）的一个简单解析表达式被推导出并与理论数据作了拟合，提供整套计算极化值的一个便捷的近似算法表示。

2.理论方法2.1.相关物理过程为了定量描述辐射传输，物理过程必须被理解。

传统上的区别是由纯吸收和散射之间产生的。

这里我们关注导致连续谱的流程。

辐射场能量的纯吸收部分转换成气体的动能，从而被热化。

作为第一次被Wildt 提出的，氢阴离子H−主宰了太阳光球中的连续介质吸收，也就是可见的连续介质形成的位置。

我们计算机代码中的散射系数包含自由电子的汤姆逊散射和中性氢的瑞利散射两者的联合效应，前者独立于波长，后者遵循众所周知的λ−4定律。

两个流程是一致的。

在散射过程中入射的，各向异性的辐射场被极化。

各向异性是散射偏振必备的先决条件，主要是强度CLV的结果，即临边昏暗。

2.2.偏振辐射传输问题的公式化我们考虑一个具有平行平面，静态，均匀层的大气。

磁场没有包括在计算之内。

极化辐射场通过四个斯托克斯参数I，Q，U，V来描述，例如在Stenflo的结论中定义。

如果我们选择坐标系，如斯托克斯参数Q代表关于平行方向到最近的太阳边缘的线性极化，上述假设说明斯托克斯参数U和V在本质上是零：由此，我们可以将斯托克斯参数U和V从我们的考虑中排除，并定义斯托克斯向量为我们引入μ=cosθ，这里θ是表面法线方向和视线的夹角。

光学深度被定义为z为几何高度，κc连续介质吸收系数，σc为散射系数。

缺乏磁场时的偏振辐射传输通过方程描述为总源函数为（5）式中的第一项，与纯吸收相关，通过普朗克函数B v决定，如下（5）式中的第二项包含所有于散射相关的辐射源，可以被写为这里μ´代表在微元立体角dΩ´内的入射辐射方向。

P R为瑞利位相矩阵，它控制着角相关的瑞利散射和汤姆逊散射。

由下式给出E11表示唯一非零元素E11=1的矩阵，代表非极化的各项同性的散射，而矩阵P2控制着线性极化散射并由下式给出2.3.数值方法计算机代码的结构如下：最重要的输入是太阳模型大气。

第一步，在忽略偏振的情况下计算吸收和散射系数，κc和σc。

这通过是用Carlsson的代码MULTI，在非长期演进技术的基础上解决氢辐射传输问题。

在MULTI中κc和σc通过Gustafsson 的不透明程序包获得，将非长期演进技术考虑在内。

第二步包括是用先前计算得到的κc和σc解决偏振传输方程（4）。

对于（4）式的解决方法，使用了一个标准技术，也就是所谓的辐射传输方法。

辐射传输方法的思想是以限制于两个边界条件的二阶微分方程体系的形式写下每个深度点的传输方程，分别位于大气的顶部和底部。

积分通过高斯求积和微分的不同公式近似，这可以得到一系列仍未解决的块方程组结构的线性方程。

辐射传输方法详尽的描述由Mihalas给出。

下面是使用的边界条件：没有辐射从顶部进入大气，而在大气底部应用了扩散近似法。

2.4.考虑的太阳模型大气我们考虑的九太阳模型大气用缩写来标签。

脚注的数字表明当大气模型从最热过渡到最冷的大气的时候，如图1所示，给出了温度，它作为几何高度的函数。

3.计算机代码的检验我们已经执行了两个测试以检查计算机代码。

，第一个检验，在3.1节中讨论，包括计算一个特殊的情况下，也就是一个理想的散射大气。

第二次检验，连续介质强度理论和观察的CLV在3.2节中比较。

3.1.纯散射大气Chandrasekhar已经推导出辐射平衡时纯粹的散射大气情况下传输方程的精确解，其中角相关的散射由瑞利位相矩阵（8）控制。

纯散射指的是一种具有恒净通量的守恒大气，其中不透明是由散射引起的，所以没有纯吸收发生。

斯托克斯参数I/I center，这里I center表示光盘中心的强度，大气顶部的连续介质辐射场成分Q/I被证明是独立于频率和所有的热力学性质的，因为在辐射场和气体之间缺乏热耦合。

我们已经利用下面的方式在计算中获得了一个纯粹的散射大气：散射系数被人为地重新定义为原始的κc和σc之和，而吸收系数设定等于零。

在这些重定义之后大气不再是均一的。

然而，Chandrasekhar的解决方案应该是与依赖于温度、密度和压力的深度无关的。

所有太阳模型大气对于所有考虑在内的波长，从4000Å到8000Å，极化和强度的中心—边缘变化确实呈现处相同的情况。

此外，这些曲线正好再现了精确解，见图2。

这证明了散射一直在代码中正确地运行。

3.2.与观测临边昏暗的比较很多观测者已经测量了太阳临边昏暗。

强度的CLV曲线由此获得，然后拟合到合适的分析函数或临边昏暗规则中，它通常含有多达五个拟合参数。

一般来说这些参数取决于波长。

通过计算与观测的CLVs的比较，我们选择了Neckel给定的解析临边昏暗法则L4（μ）。

它不是声称函数L4（μ）代表太阳，但它预计能最好地描述平均太阳。

由于临边昏暗可变性，任何新的测量会与这个表达式有所不同。

同样的，我们的计算完美地复制它也是不可能的。

然而我们期望平静的太阳模型计算得到的临边昏暗与经验数据很好地吻合。

图3给出了两个不同波长下FALC5的临边昏暗的观察值（实线）与计算值的比较（注意，MACKKL6与FALC5呈现处相同的结果）。

右边的图代表的在考虑的光谱范围内最糟糕的情况。

将利用Neckel法则的太阳实际CLV中的自然变化考虑存在内，我们可以得出结论，安静太阳的临边昏暗在我们的代码中得到了很好的再现。

4.连续介质偏振的情况我们应用了2.4节中引入的在九种不同模型大气的计算机代码。

在描述了连续介质极化结果之后，我们确定了波长依赖和不同模型大气之间差异的原因。

散射系数和温度梯度被证明是最重要的物理量。

图4给出了计算的不同模型大气的连续介质极化，作为μ和波长的函数。

我们可以总结得到最重要的结果：—CLV主要由简单的几何学决定，因为瑞利和汤姆逊散射作为偶极散射。

由于轴向对称散射，对于所有的模型，偏振在光盘中心消失。

—随着波长的增加，偏振降低的很快。

主要是因为波长依赖于瑞利散射。

在4.1.2节中我们将会给出由于波长依赖的普朗克函数造成的进一步影响。

—在模型组的每一个模型，对于较热的大气，偏振较小。

—对于没有色球层的两个模型大气AYCOOL8和AND9，偏振与其它模型大气相似。

因此色球层对于偏振的形成看起来并不非常重要。

AYFLUXT1和AYP2是这种规则的例外情况并且对色球层具有较小的影响，在4.2节中将会给出。

—两个平均太阳模型大气，FALC5和MACKKL6，只有在色球层的上部才显著不同。

然而，它们的偏振几乎是相同的，这再一次证明上部色球层的低相关性。

4.1.波长相关性该部分致力于波长相关的连续介质极化的定性研究。

基本点在图5中总结。

下面的结果对所有模型都是有效的。

下面的讨论分为两个部分，对应于两个最重要的物理量，即散射系数和温度梯度。

4.1.1. 散射系数在4000Å和8000Å之间散射系数在光球中降低了大约10倍，见图5中的面板b和e。

波长依赖的散射系数来自瑞利散射。

较小的散射系数引起单位体积较小数量的散射过程，因此导致较低的极化。

此外，4000Å和6000Å之间σc的差异比6000Å和8000Å之间要大，它通过较小波长时偏振的迅速下降很好地反映出来。

4.1.2. 温度梯度温度梯度是直接对临边昏暗造成影响的。

图5的面板c和f给出了斯托克斯参数Q 的影响函数达到最大值时的大气高度下的强度的CLV。

在这样的高度，波长和模型都与之相关，临边昏暗与偏振形成最为相关。

这在大气层的顶端将不是真的，因为斯托克斯参数I和Q的形成高度会重叠。

临边昏暗范围越大，辐射场的各向异性越明显，产生的偏振就越强烈。

图5清楚地表明昏暗范围随着波长的增大而降低。

这增强了散射系数在较大波长时产生较小偏振的影响。

很有趣地指出波长与临边昏暗相关的事实至少可以部分地通过普朗克函数的属性来解释，如同S.K.Solanki向我们指出的那样。

为简单起见，我们假设吸收系数是独立于波长的，并且连续介质强度是黑体辐射。

我们考虑普朗克函数Bλ并利用T1> T2修正两个温度T1和T2。

两个普朗克函数之间的比率，一个在温度T1，另一个在T2，如下给出它有渐进值若T1> T2，比值bλ是波长的单调递减函数，如图5的面板d所示，这里bλ在光球的两个典型温度上绘制。