太陽大氣中的莫爾頓波與極紫外波

陳鵬飛

1 南京大學天文與空間科學學院，南京 210023

2 南京大學教育部現代天文與天體物理重點實驗室，南京 210023

0 引 言

太陽是一個由自身引力維持的巨大等離子體球，其主要成分是氫和氦，其它元素加在一起的質量占比不到2%.以日面中心處肉眼可見的太陽表面底層對應的高度為界，我們通常稱界面以下為太陽內部，界面以上為太陽大氣.由內而外，太陽大氣分為500 km 厚的光球、～2 000 km 厚的色球、～100 km厚的過渡區以及一直往外延伸的日冕，其中光球就是我們肉眼可見的太陽表面.光球的溫度從底邊界的8 000 K 降到頂部的4 200 K，色球的溫度則由4 200 K 隨高度逐漸上升到20 000 K 左右，日冕的溫度則達到（1～2）×106K.相應地，光球和色球的密度標高為100 km 的量級，而日冕的密度標高則是10 000 km 的量級.也就是說，等離子體密度在光球和色球層（及色球與日冕之間的過渡區）急劇下降，而在日冕中則緩慢下降.在太陽大氣中充滿了磁場，其中光球層的氣壓磁壓比大于1，因此磁場受流場支配，主要集中在超米粒對流元胞的邊界上，在太陽表面呈現非常不均勻的分布；進入日冕后，磁場更為均勻地分布其中，除了磁零點附近的區域外，大部分區域的氣壓磁壓比遠小于1.日冕的磁場由大小不同的閉合磁環（其兩個足點均扎根于太陽表面）以及開放的磁流管組成.

在太陽內部產生的磁場不斷浮現到太陽大氣，再加上太陽表面的較差自轉、對流運動以及磁場本身的擴散，日冕磁場處在不停的變化狀態中.因此，太陽大氣充滿了各種擾動，這些擾動必然在可壓縮等離子體大氣中產生各種磁流體波動.大部分時候是由無處不在的小擾動產生各種小振幅波動，但是，當局部的磁能積累到一定程度而使得磁結構變得不穩定或失去平衡之后，磁能會急劇釋放，產生太陽耀斑、日冕物質拋射（coronal mass ejection, CME）和噴流等爆發現象.這些劇烈爆發現象除了會激發局地的冕環振蕩（對應冕環中的駐波），也有可能在太陽大氣中產生大尺度傳播的波動現象.

波動現象研究的意義是多方面的.磁流體力學波不但是傳遞能量的一種有效方式（Russell and Stackhouse, 2013），更為重要的是，磁流體力學波的傳播特性為診斷傳播媒介的物理參數提供了一個重要的窗口，日震學和冕震學的發展便是兩個很好的例證.在利用波動現象反演傳播介質的工作中，非常重要的一個環節是波模的認證.在均勻的磁化等離子體中，存在三種波動模式，即慢模磁聲波（簡稱慢波）、快模磁聲波（簡稱快波）以及阿爾文波，其中磁聲波是氣壓和磁壓耦合的產物，其速度由聲速和阿爾文速度共同決定（Priest, 2014）.光球和色球中的聲速大約為15 km/s 的量級，日冕中的聲速則為150 km/s 左右；光球中的阿爾文速度大約為10 km/s，色球中的阿爾文速度大約為100 km/s，日冕中的阿爾文速度大約為1 000 km/s.當擾動幅度足夠大時，這些波有可能陡化成激波.需要注意的是，阿爾文速度與磁場強度成正比，因此，即使都在日冕，不同區域的阿爾文速度也會有很大差異.

本文介紹太陽大氣磁流體力學波動方面的兩個熱門話題：色球中的莫爾頓波和日冕中的極紫外波.

1 色球莫爾頓波

在20 世紀40、50年代，已經有觀測顯示太陽耀斑會伴隨擾動向外傳播，其依據是耀斑之后遠處暗條（亦被稱為日珥）會突然開始振蕩甚至消失.根據耀斑爆發與遠處暗條激活的時間差，擾動的傳播速度估計為100～300 km/s，偶爾達到1 500～2 000 km/s.但是，這種證據是間接的，當時并沒有觀測到擾動的傳播過程.1960年前后，為了探測太陽耀斑發生時物質的運動情況，美國學者Moreton 和Ramsey 采用Hα 譜線的偏帶（Hα-0.5 ?）對太陽進行觀測（Moreton and Ramsey, 1960）.在18個月期間，他們共觀測到4 068 個耀斑，其中在7個耀斑事件中他們意外地發現有亮波前從耀斑附近向外傳播.后人稱之為耀斑波或莫爾頓波（Moreton wave）.

1.1 莫爾頓波的觀測特征

莫爾頓波經常表現為圓弧形，張角大多在60°～120°之間，很可能是因為這些方向的阿爾文速度比較低（Uchida, 1974）.莫爾頓波在不同方向上的傳播距離長短不一，長的接近一個太陽半徑.觀測表明莫爾頓波通常在Hα 譜線藍翼和線心表現為增亮，而在Hα 譜線紅翼表現為變暗.在一些較強的事件中，Hα 藍翼的亮波前之后緊隨一個暗波前，Hα 紅翼的暗波前之后緊隨一個亮波前，如圖1 所示.由于Hα 譜線形成于色球層，這些觀測特征表明莫爾頓波對應色球物質向下運動，之后出現反彈.相應的物質運動速度大約為6～10 km/s（Svestka, 1976）或4 km/s（Cabezas et al., 2019）.在He I 10 830 ?波段，莫爾頓波表現為一個暗波前后面緊隨一個亮波前（Gilbert et al., 2008）.利用50 個莫爾頓波的樣本進行統計研究后，Smith 和Harvey（1971）發現僅36%的事件伴隨II 型射電暴.當然，這里也存在儀器靈敏度的問題，因為在1963年新的射電望遠鏡工作之后，伴隨II 型射電暴的莫爾頓波比例超過50%.

圖1 日本京都大學FMT 望遠鏡于1997年11月3日在Hα+0.8 ?波段拍攝的莫爾頓波（Narukage et al.,2002）Fig.1 Moreton wave observed at Hα+0.8 ? on Nov.3, 1997,with the use of the FMT telescope of Japan (Narukage et al., 2002)

Moreton 和Ramsey（1960）結合波前觀測及遠處暗條激活的時間差，測量出這些擾動的傳播速度在500～2 000 km/s 之間.Smith 和Harvey（1971）對15 個莫爾頓波進行了直接測量，所得的傳播速度在440～1 100 km/s 之間.Zhang 等（2011）研究了京都大學Hα 望遠鏡在1997～2005年觀測到的13 個莫爾頓波事件，發現其速度范圍是294～1 490 km/s，平均速度為664 km/s.

1.2 莫爾頓波的產生機制

莫爾頓波是在Hα 線心或線翼單色像中觀測到的，而Hα 譜線形成于色球，因此莫爾頓波是在色球層中觀測到的一種波動現象.然而，莫爾頓波的觀測特征又意味著它不可能是在色球中傳播的波.這是因為莫爾頓波的速度在1 000 km/s 左右，而色球中的阿爾文速度大約是100 km/s（色球中的快模磁聲波速度只比阿爾文波速度稍大一點）.假如莫爾頓波真的在色球中傳播，它必須是馬赫數高達10 左右的激波.如此強的激波會快速衰減，無法傳播105km 的距離，波前的亮度也會比實際觀測的強很多.因此，大家很快就意識到一個看似矛盾的事實：在色球層觀測到的莫爾頓波不可能是在色球中傳播的波.

Carmichael（1964）在其討論太陽耀斑的文章中順帶提到，莫爾頓波可能源于色球受到在日冕中傳播的波的擾動，就像風吹麥浪一樣.因為日冕的典型阿爾文速度大約是1 000 km/s，這樣就非常完美地解釋了莫爾頓波為何速度高達1 000 km/s 左右，同時又能傳播很遠的距離.這是非常好的一個想法.順著此思路，Meyer（1968）指出，由于快波速度在低日冕存在徑向梯度，日冕快波會向下折射，遇到高密度的色球又會向上反射.因此，他提出莫爾頓波源于束縛在色球上方有限高度的波導內傳播的日冕快波.同年，Uchida（1968）認為耀斑中的壓力脈沖在日冕中產生穹頂狀快模激波，在日冕中以～1 000 km/s 的速度往外傳播.激波的頂部產生射電II 型暴，底邊則掃過色球，從而產生莫爾頓波，也就是說莫爾頓波是日冕快模激波根部在色球上的印記.基于一定的日冕磁場和密度模型，他計算出來日冕快波的傳播與觀測非常一致（Uchida, 1974）.

Uchida 的莫爾頓模型被廣為接受，但是白璧微瑕，該模型也存在一些小缺陷，比如Uchida（1968）認為日冕激波是由耀斑壓力脈沖產生的.時至今日，學界依然有很多人這么認為（Magdaleni? et al.,2008）.然而，一個不爭的事實是，莫爾頓波可能伴隨M 級的耀斑，但有些10 倍強的X 級耀斑卻并不伴隨莫爾頓波.這似乎暗示著莫爾頓波并非由耀斑的壓力脈沖產生.Zirin 和Lackner（1969）認為莫爾頓波可能源于日噴，Chen 等（2002）則指出，莫爾頓波不是由耀斑的壓力脈沖產生，而是由CME 產生的，即莫爾頓波對應的日冕快模激波是CME 驅動的激波（Chen et al., 2002），隨后的觀測也支持這一觀點（Francile et al., 2013; Krause et al., 2015）.Uchida 及同時代的人將莫爾頓波歸因于耀斑是可以理解的，因為在1968年，CME 尚未被發現.

近年，Chen（2016）對Uchida 模型作了進一步完善，認為莫爾頓波也是從日冕折射進入色球并傳播的波，如圖2 所示：日冕中的快波速度為1 000 km/s 左右，因此，從t1時刻到t2時刻，日冕快波（或快模激波）傳播了較長的距離（紅線所示）.相應地，其足點從A 傳播到B.與此同時，快波也在色球中傳播.但由于色球的快波速度僅100 km/s左右，故其波前只傳播了很短的距離（藍線所示）.由于日冕快波速度是色球快波速度的10 倍左右，因此通過折射進入色球的波矢與豎直方向呈很小的夾角，故色球波前（藍線）與水平面呈小角度.由于Hα 譜線形成于色球的某個層次，因此，Hα 波段在t1和t2時刻觀測到的色球快波分別是E點和F 點.由于EF 的長度和日冕快波傳播的距離相同，所以Hα 波段觀測到的莫爾頓波速度反映的便是日冕中的快波速度，而不是色球中的快波速度.從圖2 也可以看出，Hα 莫爾頓波會比其對應的日冕快波落后一段距離.觀測和模擬都表明這段距離在20 Mm 左右（Chen et al., 2005a; Vr?nak et al.,2002）.

圖2 莫爾頓波產生機制示意圖（修改自Chen, 2016）.暗條爆發驅動的快模激波不但在日冕中傳播（紅線），也在色球中傳播（藍線AC 和BD），而Hα 譜線（線心或線翼）是形成在色球中某個固定高度的（虛線所示）Fig.2 Schematic of an updated mechanism of Moreton waves proposed by Chen (2016), where an erupting filament drives a fast-mode MHD shock wave propagating in the corona (red lines) and in the chromosphere (blue lines).Hα line is formed at the height indicated by the dashed line

需要指出的是，圖2 所示的太陽大氣結構是非常理想化的模型.真正的色球是高度結構化的，里面充滿了大量的針狀體及纖維結構，如圖3 所示.快模激波擠壓這些針狀體及纖維，使其向下運動從而產生莫爾頓波（Balasubramaniam et al., 2010）.

圖3 太陽大氣示意圖，其中綠線為網絡磁場，藍線為網絡內磁場，紅色條狀結構是針狀體Fig.3 Schematic of the solar atmosphere, where solid lines indicate the magnetic field, and the red shaded areas are spicules

2 日冕極紫外波

2.1 日冕EIT 波的發現

根據Uchida 的莫爾頓波模型，日冕中必定存在一個與莫爾頓波相對應的快模激波.雖然日冕激波早就由II 型射電暴暗示，也偶爾在日冕儀中疑似被觀測到（Gary et al., 1982），然而，在相當長一段時期內都未能在軟X 射線和極紫外波段被直接觀測到.Neupert（1989）曾經利用極紫外成像觀測發現過一個與莫爾頓波幾乎重合的極紫外波，兩者的傳播速度均為～760 km/s.很可惜的是，這篇文章并未引起同行太多關注，可能的原因包括：（1）OSO-7 衛星工作了不到三年時間，相似的資料太少；（2）當時互聯網不發達，很少有人使用其資料.另外，也有可能是因為觀測結果完全符合理論預期，不存在任何爭議之處.因此，莫爾頓波的研究在此后相當長一段時期內都比較沉寂.直到1995年底SOHO 衛星發射成功后，其搭載的極紫外成像望遠鏡（EUV Imaging Telescope, EIT）于1997年5月12日觀測到一個伴隨暈狀CME 的C1.3 級耀斑（圖4）.Thompson 等（1998）對相鄰時刻的193 ?圖像進行相減得到較差圖之后，赫然發現一個幾乎圓形的波前自爆發源區附近往外傳播，遍及可見日面的大部分區域，傳播速度大約是250 km/s，波前亮度相對于背景增強可高達25%（有的事件可高達70%, Muhr et al., 2011），其后緊隨不斷擴展的暗區.由于所采用的望遠鏡簡稱EIT，故他們將這種大尺度波動現象稱為日冕EIT 波，并指出日冕EIT 波很可能就是色球莫爾頓波對應的日冕快波（或快模激波）.

圖4 發生在1997年5月12日的日冕極紫外波事件（Chen, 2016）Fig.4 The EIT wave event observed using the SOHO/EIT telescope on May 12, 1997 (Chen, 2016)

日冕EIT 波的發現引起了太陽物理界的極大興趣，同時也帶來了長達20 余年的爭論.爭論的話題除了其物理本質，還包括其驅動源，甚至包括其名稱.很多人認為不能用望遠鏡的名字來命名一個天文現象，更常見的是以發現者的名字來命名.為此，不斷有同行對EIT 波提出新的名稱，包括日冕極紫外波（Webb, 2000）、大尺度日冕波（Sterling and Hudson, 1997）、日冕傳播鋒面（Schrijver et al.,2011）以及大尺度日冕傳播鋒面（Nitta et al.,2013）.為了方便起見，本文將EIT 望遠鏡觀測到的彌散波動現象稱為日冕EIT 波，其速度普遍比較小，平均值在279 km/s 左右（Klassen et al., 2000），而將EIT 望遠鏡觀測到的所有波動現象（包括偶爾觀測到的銳利波前）及后來的極紫外望遠鏡觀測到的各種大尺度波動現象統稱日冕極紫外波.

2.2 EIT 波的快波與“非波”之爭

除了發現者傾向認為日冕EIT 波就是色球莫爾頓波對應的日冕快波（或快模激波）外，Wang（2000）從爆發源區開始對日冕快波進行射線追蹤，其結果表明日冕快波的傳播能很好地再現EIT 波的傳播特征.隨后Wu 等（2001）對勢場模型下的日冕進行了三維磁流體力學（magnetohydrodynamic, MHD）數值模擬，發現快波的傳播特征與1997年5月12日的EIT 波事件完全吻合.后續的理論模型以及大量的觀測文章也認為日冕EIT波就是日冕快波（Jin et al., 2018; Kwon et al., 2013;Liu et al., 2017; Long et al., 2008; Luli? et al., 2013;Patsourakos et al., 2009; Pomoell et al., 2008; Selwa et al., 2013; Temmer et al., 2011; Zhao et al., 2011;Zheng et al., 2006）.有兩個原因讓人當初相信日冕EIT 波就是快波：（1）耀斑和CME 爆發肯定會在日冕中激發快波，而只有日冕EIT 波被觀測到；（2）在7%的事件中，確實在爆發早期的某個時刻，極紫外圖像中有一個波前與色球莫爾頓波重合（Biesecker et al., 2002; Pohjolainen et al., 2001;Thompson et al., 2000）.然而，需要指出的是，與莫爾頓波重合的極紫外波的波前非常尖銳，與占絕大多數的彌散EIT 波顯著不同.

最早對日冕EIT 波的快波模型提出質疑的是Delannée 和Aulanier（1999）以及Delannée（2000）.他們發現在一個耀斑/CME 事件中，EIT 波的波前駐留在日面某個地方，這意味著EIT 波不可能是快波.他們對日冕磁場進行外推后發現，EIT 波駐留的位置正好對應磁分界面的足點.據此他們提出EIT 波可能對應CME 爆發時，打開的磁力線與不打開的背景磁力線之間的擠壓.在同時期，Klassen等（2000）發現日冕EIT 波的速度與相應的II 型射電暴傳播速度之間缺乏預期的正相關，而且前者的平均速度只有后者的1/3 左右.

為了解釋EIT 波平均速度只有II 型射電暴及莫爾頓波平均速度的1/3 這一觀測特征，快波模型的支持者提出：色球莫爾頓波壽命通常在10 min以內，主要在活動區附近傳播，這些地方磁場偏強，因此快波傳播速度偏大，而EIT 波通常在遠離爆發源區的寧靜區傳播，磁場較弱，因此快波傳播速度較?。╓armuth et al., 2001; Wu et al., 2001）.然而，莫爾頓波的射電對應波（White and Thompson,2005）及暗條振蕩暗示的莫爾頓波都顯示莫爾頓波在傳播過程中很可能并沒有明顯的減速，而一些EIT 波甚至會加速（Li et al., 2012a）.

后來則有越來越多的觀測證據表明EIT 望遠鏡觀測到的大部分波動無法用快波模型來給予解釋：（1）在相當多的事件中，日冕EIT 波的速度比日冕聲速還低（Thompson and Myers, 2009; Tripathi and Raouafi, 2007），有的甚至低到僅10 km/s（Zhukov et al., 2009），而快波的速度必須大于聲速.Warmuth 和Mann（2011）的統計研究也表明應該存在一些不是快波的傳播波前.（2）假如日冕EIT 波是快波，則其傳播速度應該與當地的日冕磁場之間存在非常強的正相關，可是Yang 和Chen（2010）卻發現日冕EIT 波的速度與傳播位置處的日冕磁場強度之間存在負相關.（3）假如日冕EIT 波是快波，則它在傳播過程中會向著低波速的區域集中，可是觀測卻顯示日冕EIT 波在傳播過程中出現整體旋轉的現象，且旋轉方向與螺度一一對應，即源區為負螺度時，EIT 波逆時針旋轉，源區為正螺度時，EIT 波順時針旋轉（Attrill et al.,2007a; Podladchikova and Berghmans, 2005）.（4）Chen 等（2011）發現日冕EIT 波經過一個小冕洞后，冕洞中外流的速度急劇下降.假如EIT 波是快波的話，冕洞中外流速度不應該發生大幅度改變.這些研究都顯示EIT 望遠鏡觀測到的大部分波并非快模磁聲波，故很多文章稱之為“非波”或“偽波”，或在提及EIT 波時使用雙引號.

2.3 兩類極紫外波的預言及慢速分量的磁拉伸模型

受Delannée 和Aulanier（1999）以及Delannée（2000）的啟發，Chen 等（2002）利用MHD 數值模擬對日珥爆發產生的波動現象進行了研究.其模擬結果表明，隨著磁繩向上拋射，兩個波動結構跨越在磁繩上方，均呈穹頂狀.最外面的是快模弓激波，在其數值模擬結果中，該弓激波足點向外的傳播速度大約是775 km/s；在弓激波之后又出現了一個密度升高的波動結構，向外傳播的速度僅250 km/s.他們認為傳播速度為775 km/s 的弓激波掃過太陽表層時擾動色球并產生莫爾頓波，因此是色球莫爾頓波對應的日冕快波（或快模激波），而傳播速度僅250 km/s 的慢速波才對應EIT 波，且其速度正好是日冕快波的1/3 左右，與觀測統計規律一致.

快模激波的產生機制顯而易見，但如何理解慢速波的物理機制則不是那么直截了當（注：此處慢速波不能稱之為慢波，因為慢波在MHD 理論中有特定的含義）.基于對數值結果的分析及磁流體力學理論，Chen 等（2002）提出了磁拉伸模型.這個模型的想法源自對兩個問題的思考.如圖5 所示，日珥上方有一系列磁力線（洋紅色實線）.由于磁凍結效應，當日珥向上拋射形成耀斑和CME 時，日珥上方的磁力線都將向上被推著往外拉伸（只有磁力線的足點一直固結在太陽表面）.問題1：哪些磁力線先被推著拉伸，哪些磁力線后被推著拉伸？問題2：對同一根磁力線而言，哪個部位先被推開，哪個部位后被推開？

圖5 日珥上方磁力線分布的示意圖Fig.5 Sketch of the magnetic field lines overlying a prominence

相信很多人都能正確回答這兩個問題：（1）對于不同的磁力線而言，里面的磁力線（AC）先被推開，外面的磁力線（EF）后被推開；（2）對于同一根磁力線而言，頂部先被推著拉伸，足點附近最后往外拉伸.基于這兩個問題的答案，Chen 等（2002）提出如下磁拉伸模型：日珥爆發前的磁力線分布如圖6 中的實線所示.隨著由封閉圓圈代表的日珥往上拋射，跨越在日珥上方的第一根磁力線的頂部（A 附近）在t1時刻首先被推著拉伸，變為虛線所示的形狀.到了t2時刻，一方面A處的擾動沿著磁力線以快波的形式傳到足點C，從而在C 點右側產生密度局部升高，成為EIT 波的波前，另一方面，A 處的擾動也在垂直磁力線方向以快波的形式傳到第二根磁力線的頂部B.同理，到了t3時刻，B 處的擾動沿著磁力線傳到足點D，從而在D 點右側產生密度局部升高，成為EIT 波新的波前.拉伸后的磁力線所圍體積變大，故EIT波后面的物質密度變低，表現為暗區.因此，該模型同時解釋了EIT 波和緊隨其后暗區的形成.

圖6 日冕EIT 波的磁拉伸模型（Chen et al., 2002）Fig.6 The magnetic field line stretching model of coronal EIT waves (Chen et al., 2002)

根據這個模型，日冕EIT 波不是磁聲波本身，而是磁力線漸次拉伸產生的表觀傳播，就像體育場中的人浪一樣.它并不是以快波的形式從C 點直接往右傳播到D 點，而是磁拉伸的擾動以快波的形式從A 點沿著磁力線傳到C 點，從而在C 點產生第一個波前，然后又從A 點在垂直磁力線方向傳到B 點，繼而沿著磁力線傳到D 點產生第二個波前.在此模型中，EIT 波從C 點到D 點的表觀速度等于CD 長度除以D 點和C 點波前產生的時間差.只要給定磁場和大氣分布，我們就可以數值計算EIT 波沿著日面的表觀傳播速度.為了推導EIT 波傳播速度的解析解，Chen 等（2002）作了兩個近似：（1）AC 和BD 等磁力線近似為同心的半圓環；（2）垂直磁力線方向的快波速度是阿爾文速度的1.2 倍.在這種近似下，他們得出EIT 波的速度大約是快波速度的1/3，與觀測和模擬結果非常一致.Chen 等（2005b）進一步模擬了背景磁場中存在磁分界面的情況，如圖6 所示，D 點右側對應磁分界面.根據上述磁拉伸模型，只有跨越在日珥上方的閉合磁力線才會被爆發的日珥推著拉伸，而D 點右側的小尺度閉環不會被爆發的日珥拉伸，因此日冕EIT 波傳播到D 點后不再傳播，因此在D 點將形成一個駐留的EIT 波前.他們的數值模擬結果也證實了這一推測，從而自然地解釋了Delannée 和Aulanier（1999）發現的EIT 波停留在磁分界面處這一觀測特征.

當然，EIT 波并非只在磁力線足點附近出現.Chen（2009a）指出，任何時刻剛被推著拉伸的磁力線部分都對應極紫外增亮，因此，EIT 波其實是穹頂狀.以圖6 中的t2時刻為例，B 點上方和C 點右方都是剛被拉伸的部位，因此在t2時刻，EIT 波從第二根磁力線的頂部逐漸往下過渡到第一根磁力線的足點附近，而這也對應CME 亮前沿.

Chen 等（2002, 2005b）進而預言：在CME 爆發過程中應該存在兩類極紫外波，即一個快速分量和一個慢速分量，前者的速度是后者的3 倍左右a)) 該速度比主要取決于磁力線的初始形狀：如果圖6 中的初始磁力線在豎直方向上是狹長的，則此比值大于3；如果初始磁力線是在水平方向狹長的，則此比值小于3.后者會導致所謂的CME 過度膨脹..極紫外波快速分量對應日冕快波（或快模激波），它才是色球莫爾頓波的日冕對應體，也是EIT 望遠鏡偶爾觀測到的尖銳波前，而慢速分量是一種表觀傳播，來源于磁力線的漸次拉伸過程，拉伸時擠壓外側物質，導致密度和輻射強度升高.該模型有時被稱為混合模型（Nitta et al., 2013），即快波模型解釋極紫外波的快速分量，而磁拉伸模型解釋慢速分量.該混合模型指出，EIT 望遠鏡觀測到的彌散EIT 波屬于極紫外波的慢速分量.該望遠鏡沒有觀測到大部分事件的快波分量是因為望遠鏡的時間分辨率太低，大約為15 min，在這段時間間隔內，快波傳播距離已大大超過太陽半徑，這導致EIT 望遠鏡最多只能在一個時刻看到快波波前（也就是占7%的銳利波前）.他們當初預言：只要將來極紫外望遠鏡的時間分辨率足夠高，則應該能看到兩個速度相差3 倍左右的極紫外波.

由于這兩類極紫外波性質完全不同，Chen（2016）曾提議給兩類極紫外波取不同的名稱，比如極紫外波的快速分量可以稱為日冕莫爾頓波，慢速成分可以沿用早期的名稱，即EIT 波.極紫外波的快速分量在射電（White and Thompson, 2005）、軟X 射線（Narukage et al., 2002）和白光波段都被觀測過，極紫外波的慢速分量在X 射線（Attrill et al., 2009）和白光可觀測到，很多人也曾嘗試在Hα 圖像中尋找蛛絲馬跡，但似乎僅有的疑似事件是1990年5月24日的Hα 觀測，Liu 等（2013）發現在1 500～2 600 km/s 的莫爾頓波之后出現了一個速度約300～600 km/s 的波，只可惜那時沒有極紫外波段的觀測.

2.4 兩類極紫外波的觀測證據

在Chen 等（2002）預言兩類極紫外波后不久，Harra 和Sterling（2003）利用TRACE 衛星對1998年6月13日太陽爆發事件的高時間分辨率觀測數據進行了分析，發現該爆發事件在極紫外圖像上出現了兩個波動結構，速度分別是500 km/s 和200 km/s.2006年STEREO 衛星發射，其搭載的EUVI極紫外成像望遠鏡具有2.5 min 的時間分辨率，顯著高于SOHO 衛星的EIT 望遠鏡，但未能觀測到兩個極紫外波共存的現象.

2010年發射的SDO 衛星搭載的AIA 極紫外望遠鏡具有12 s 的高時間分辨率，其觀測極大地推動了日冕極紫外波的研究.Chen 和Wu（2011）利用AIA 的資料清晰地顯示了2010年7月27日太陽爆發事件伴隨的兩個極紫外波（如圖7a 所示），速度分別是560 km/s 和190 km/s，速度之比在3 左右.Kumar 等（2013）的結果也清晰地展示了兩個極紫外波的存在（如圖7b 所示），快速分量的速度從1 390 km/s 逐漸下降到830 km/s，而慢速分量則從320 km/s 下降到254 km/s.對混合模型最有說服力的證據則來自White 等（2013），他們比較了AIA 觀測到的極紫外波和Hα 觀測到的莫爾頓波，發現兩個極紫外波的存在，其中快速分量與Hα 莫爾頓波幾乎重合，速度隨時間變化較小，而慢速分量則逐漸停下來，如圖7c 所示.不僅僅是AIA 望遠鏡的觀測顯示在眾多爆發事件中同時存在兩個極紫外波（Admiranto and Priyatikanto, 2016; Asai et al., 2012; Cheng et al., 2012; Cunha-Silva et al., 2018;Kumar and Manoharan, 2013; Liu et al., 2019; Shen et al., 2013; Xue et al., 2013; Zong and Dai, 2015），Downs 等（2012）的三維MHD 數值模擬結果也顯示磁繩的爆發伴隨著速度相差幾倍的兩個極紫外波.

圖7 顯示兩類極紫外波共存的三個代表性事件.（a）子圖修改自Chen 和Wu（2011）；（b）子圖修改自Kumar 等（2013）；（c）子圖修改自White 等（2013）Fig.7 Three typical events showing the coexistence of two types of EUV waves.Panel (a) is adapted from Chen and Wu (2011),panel (b) from Kumar et al.(2013), and panel (c) from White et al.(2013)

任何日冕擾動都會產生日冕快波，因此出現速度約1 000 km/s 的快波是很自然的現象，而很有意思的是，早在幾十年前，Bruzek（1952）和?hman等（1963）根據觀測數據指出，強耀斑也會伴隨向外傳播的慢速波，速度在60～200 km/s 之間.這種慢速波很可能就是EIT 波.不過，由于這個速度跟日冕聲速相當，他們將這種波動解釋為慢模磁聲波.他們發現這種慢速波比快模激波更容易導致遠處暗條的爆發，后者經常只引起暗條振蕩.這一觀測特征在Chen 等（2002）的磁拉伸模型中可以得到很好的解釋：極紫外波的快速分量雖然是激波，但也只是一個擾動，而慢速分量則對應磁力線的拉伸.如果源區暗條的爆發推開的大尺度閉合磁力線正好跨越在遠處暗條上方，則遠處暗條很容易失去平衡，從而被觸發爆發.

波的反射是反映波動本質的一個觀測特征（Attril, 2010; Gopalswamy et al., 2009; Olmedo et al., 2012; Veronig et al., 2006）.Kienreich 等（2013）基于觀測到的極紫外波反射現象斷定極紫外波就是快波.Dai 等（2012）分析了同一個事件，發現該事件其實存在兩個不同速度的極紫外波，真正出現反射的是跑在前面的快波，而不是后面的慢速分量.

2.5 日冕EIT 波的其它理論模型

自從日冕EIT 波在1997年被發現以來，該現象引起了太陽物理同行的廣泛興趣，也帶來了持久的爭論.除了Chen 等（2002）提出的混合模型外，先后有多種理論模型被提出以便解釋速度較慢的彌散EIT 波.（1）慢波及慢模激波模型：為了解釋EIT 波較小的傳播速度以及EIT 波在大尺度上的一致性，Wills-Davey 等（2007）提出EIT 波可能是慢模孤立波.不過，這個模型更像是個概念，因為不容易對磁流體力學中的孤立波進行定量研究.Wang 等（2009, 2015）、Mei 等（2012）及Xie 等（2019）的數值模擬也認為磁繩拋射后會出現兩類波動現象.在他們的模型中，快速傳播的極紫外波對應快模激波，而慢速分量則對應慢模激波與快波的回聲波相互作用產生的擾動.（2）漸次重聯模型：Attrill 等（2007a）提出EIT 波源于太陽爆發過程中拋射的磁力線與背景磁場中位于低日冕的系列反向磁環之間發生磁重聯，重聯產生的增亮對應極紫外的亮波前.該模型同樣認為EIT 波是一種表觀傳播.正如Chen（2016）指出的那樣，爆發磁結構在上升過程中確實有時會與背景磁場發生磁重聯，導致磁場連接性發生急劇改變（Cohen et al., 2009），但很難想象背景日冕存在整整齊齊排列的、與爆發源區磁場反向的一系列小磁環.（3）電流殼模型：Delannée 等（2008）通過數值模擬指出，源區磁場在爆發過程中擠壓背景磁場，兩者之間出現薄薄的電流殼層，其焦耳耗散導致溫度升高，從而產生極紫外增亮.最近，Wongwaitayakornkul 等（2019）和Mei 等（2020）也提出電流殼的存在.事實上，在Chen 等（2002）的磁拉伸模型中，極紫外波的慢速分量對應的是新近拉伸的磁力線外側，因此也會對應電流增強的殼層，其電流方向與爆發磁繩的電流方向相反.同行對Delannée 等（2008）的批評在于觀測表明EIT 波的增亮主要源于密度升高.EIT 波（極紫外波的慢速分量）也確實會對應等離子體溫度的上升，但這很可能是源于等離子體絕熱壓縮過程中的溫度微弱升高，而非焦耳耗散（Chen and Fang, 2005; Schrijver et al., 2011）.極紫外波的快速分量也會有溫度上升，它對應的是激波加熱（Dissauer et al., 2016）.

2.6 日冕EIT 波的驅動機制

雖然在日冕EIT 波剛被發現時，Thompson 等（1998）就指出EIT 波不太可能是由耀斑驅動的，更可能是由CME 驅動的.后續很多文章也支持這種觀點（Muhr et al., 2014; Veronig et al., 2008）.但也許是受早期Uchida 模型的影響，長期以來仍然有同行認為EIT 波是由耀斑的壓力脈沖產生的（Vr?nak et al., 2002, 2006; Wu et al., 2001），尤其是Warmuth 等（2004）干脆將EIT 波稱為耀斑波.然而，更多的人相信日冕EIT 波與CME 直接相關（Biesecker et al., 2002; Foley et al., 2003; Thompson et al., 2000）.Cliver 等（2005）指出，一半左右的EIT 波伴隨軟X 射線B 級耀斑（能量大約1028erg），很難想象如此微弱的耀斑爆發會產生全球尺度傳播的波動現象.在Chen 等（2002）的磁拉伸模型、Wang 等（2009）、Mei 等（2012）和Xie 等（2019）的慢波激波與回聲波模型、Attrill等（2007a）的漸次重聯模型以及Delannée 等（2008）的電流殼模型中，EIT 波都被認為是磁繩拋射驅動的.

為了弄清楚EIT 波到底是由耀斑的壓力脈沖產生的還是由CME 產生的，Chen（2006）采用了反證法：考慮到一半左右的EIT 波伴隨B 級耀斑，如果EIT 波真的是由耀斑的壓力脈沖產生的，那么比B 級耀斑更強、但不伴隨CME 的耀斑肯定也可以產生EIT 波.為了讓這個測試更具可信性，他選取了比B 級耀斑強100 倍的M 級耀斑和強1 000倍的X 級耀斑來測試.而且為了減少背景日冕輻射的干擾，他選取的都是日面上只有一個活動區的事件，此時寧靜區的背景極紫外輻射較弱且較為均勻.結果表明，14 個不伴隨CME 的強耀斑無一例外都沒有產生EIT 波.而且，其中有一個活動區在一天之內爆發了5 次耀斑，2 次伴隨CME，3 次不伴隨CME，結果顯示只有伴隨CME 的2 個事件才出現了EIT 波.因此，Chen（2006）得出明確的結論：日冕EIT 波不是由耀斑的壓力脈沖產生的，而是跟CME 密切相關.隨后的工作表明，EIT 波，即混合模型中的極紫外波慢速分量，與CME 的亮前沿完全重合（Attrill et al., 2007b; Chen, 2009a; Dai et al., 2010; Ma et al., 2009）.這就證實了Chen 和Fang（2005）的猜想：日冕EIT 波是CME 的亮前沿在極紫外波段的表現，EIT 波后面的極紫外暗區對應CME 的暗腔，而日冕極紫外波的快波分量則是CME 驅動的激波.

后續研究表明，和CME 類似，噴流、日浪、冕環的突然膨脹及爆發未遂的暗條激活也會產生快模極紫外波（Shen et al., 2018b; Su et al., 2015;Zheng et al., 2019, 2020）.耀斑的高壓力并非不能產生波動現象，目前的觀測表明有些非常弱的準周期波列（其極紫外輻射增強通常不到5%）與耀斑脈動存在周期上的一致性（Shen et al., 2022），有可能它們就是由耀斑的壓力脈沖產生的.這種波列主要是沿著磁力線傳播（Liu et al., 2011; Qu et al.,2017; Yuan et al., 2013），應該當作另外一種現象來研究.

2.7 日冕極紫外波的其它特征

日冕極紫外波的混合模型很好地解釋了早期觀測到的日冕EIT 波傳播速度與莫爾頓波速度的顯著差異，所預言的兩類極紫外波共存的現象也得到了大量觀測的證實.但現實遠比理論要復雜，成像觀測也顯示了極紫外波的很多其它特征，這也是這一課題現在和將來依然值得深入研究的原因.

（1）次生極紫外波：觀測顯示極紫外波的慢速分量通常避開活動區、磁中性線和冕洞，此特征在磁拉伸模型中很容易理解，而快速分量因其快模磁聲波性質，則不會避開這些區域（Piantschitsch et al., 2017; Piantschitsch and Terradas, 2021; Yang et al., 2013）.但是，在經過活動區時，因快波速度明顯增大，故快波的強度會顯著下降（以維持波能通量守恒），甚至變得不可分辨.待到離開活動區后，波速變小，快波強度顯著增加，又變得可見，從而在觀測上表現為次生極紫外波的現象（Li et al.,2012b; Shen et al., 2013）.類似的現象也可能發生在冕流和冕洞等結構上（Zheng et al., 2018）.

（2）小尺度極紫外波：除了上述耀斑和CME 伴隨的大尺度極紫外波之外，Zheng 等（2012a, 2012b, 2013）和Shen 等（2017）也發現了微暗條、日浪和微S 型結構爆發產生的小尺度極紫外波.這些波動現象為診斷局地磁場強度提供了一個新的途經.

（3）離散極紫外波：通常的極紫外波慢速分量在其傳播路徑上大多是連續的，然而Guo 等（2015）卻發現，在AIA 望遠鏡觀測到的很多事件中，極紫外波慢速分量在傳播過程中呈現離散的跳躍式分布.他們在文章里解釋為在背景磁場存在多個磁系統的情況下，源區加速的高能電子沿著磁力線運動后轟擊色球產生這種極紫外增亮，但其實這種離散極紫外波很容易使用磁拉伸模型解釋：如圖6 所示，磁拉伸導致的極紫外波慢速分量從C點傳到D 點后便戛然而止，過一段時間后將在更遠的、跨越在爆發磁繩上方的大尺度磁力線足點處再次出現.

（4）準周期波列：利用AIA 望遠鏡的高分辨率觀測，Liu 等（2012）發現在極紫外波的快波分量后面出現準周期波列，傳播速度高達1 400 km/s，周期約128 s，且這些波列起始于極紫外波的慢速分量.這個波列和Chen 等（2002）的圖3 非常相似.在磁拉伸模型中，極紫外波慢速分量對應的是磁力線向外拉伸的過程，該拉伸過程也是擾動源.因此，每個EIT 波的波前都會激發一個快波朝外運動.在一些情況下，這些準周期波列的強度甚至可能跟最前面的日冕莫爾頓波相當（Shen et al., 2019;Sun et al., 2022）.Wang 等（2021）的三維MHD數值模擬也顯示極紫外波的快波分量后面的準周期波列，周期約30 s.波列的周期由什么參數確定，仍是一個有待解決的問題.此外，Liu 等（2012）既觀測到起始于極紫外波慢速分量（即CME 亮前沿）的準周期波列，也觀測到起源于耀斑的準周期波列，這使得在觀測上區分準周期波列的起因變得很有必要（Miao et al., 2019, 2020; Zhou et al., 2021, 2022a,2022b）.

（5）多重極紫外波：大型耀斑和CME 的源區通常都是比較長的暗條，暗條各部分的拋射會有先后.因此，在一個暗條爆發過程中，有可能產生多重極紫外波，包括多重快波分量及對應的Hα 莫爾頓波（Narukage et al., 2008）和多重慢速分量（Gilbert and Holzer, 2004; Zheng et al., 2022）.

（6）相似極紫外波：正如存在相似耀斑和相似CME 一樣，觀測也表明有些源區會產生相似極紫外波.Kienreich 等（2011）發現一個活動區在8小時內出現4 次相似極紫外波，Zheng 等（2012c）發現在一個新浮磁流區，3 小時內出現了4 次極紫外波，而Shen 等（2018a）則發現在一個活動區中，1 小時內出現了4 次日冕噴流，每次都產生一個極紫外波.后兩篇文章觀測到的極紫外波應該都是快波分量.

（7）駐留波前：Chandra 等（2016）在利用AIA 望遠鏡分析2011年5月11日的耀斑/CME 事件時，在極紫外波段的時距圖上除了看到極紫外波的快速分量和慢速分量外，也發現快波分量在經過磁分界面時留下一個幾乎不動的駐留波前.他們的解釋是，快模波的波速在磁分界面附近存在一個低谷，形成一個共振腔，部分快波被束縛在局地共振腔中，導致駐留波前的出現.Chen 等（2016）對快波經過磁分界面的過程進行了MHD 數值模擬，基于模擬結果，他們提出一個新的駐留波前產生機制：當快波經過磁分界面的磁零點附近時，發生了波模轉換，部分快波轉換成了慢模磁聲波.由于慢模磁聲波只能沿著磁力線以聲速傳播，因此該波最終停留在磁分界面足點附近.Zong 和Dai（2017）、Zheng 等（2018）和Fulara 等（2019）通過觀測證實了波模轉換機制，Chandra 等（2018）利用AIA望遠鏡觀測資料對一個邊緣事件進行了分析，發現600 km/s 的快波在經過一個冕流后，變成了速度僅150 km/s 的波，再次確鑿地證實了波模轉換機制.快波在磁分界面（或準分界層）附近產生駐留波前的事例似乎非常普遍（Liu et al., 2019）.綜合Chen 等（2005b）和Chen 等（2016）的結果可知，存在兩種類型的駐留波前，一類是極紫外波慢速分量終止于磁分界面處，另外一類是極紫外波的快波分量在磁分界面附近發生波模轉換，生成慢模磁聲波，從而被限制在磁分界面處.

3 小結與展望

自日冕極紫外波于1998年獲得廣泛關注之后，相應的爭論一直在進行（Chen and Fang, 2012;Chen, 2017; Gallagher and Long, 2011; Patsourakos and Vourlidas, 2012; 申遠燈等, 2020; Warmuth,2015; Wills-Davey and Attrill, 2009）.盡管觀測和模擬均顯示在大尺度上應該存在快波和表觀傳播（即非波）兩類極紫外波（Chen and Fang, 2012），然而快波模型的早期支持者至今依然篤信極紫外波只是快波（Downs et al., 2021; Grechnev et al., 2014;Koukras et al., 2020; Long et al., 2017a），他們經常將AIA 望遠鏡觀測到的極紫外波的快波分量單獨拎出來分析以便支持其“極紫外波即是快波”的觀點（如, Long et al., 2019）.這說明日冕極紫外波的研究依然有很長一段路要走.事實上，大量的極紫外波觀測也確實帶來了很多尚未解決的問題.比如說，雖然很多爆發事件顯示兩個速度迥異的極紫外波，但也有一些事件只展現出一個極紫外波（Hou et al., 2022; Wang et al., 2020）.一個很可能的原因是另外一種極紫外波的強度很弱，跟背景噪聲相當或更低.是什么原因導致其中一個極紫外波很弱，這是一個值得探究的問題.此外，兩類極紫外波及隨后暗區的光譜觀測分析可以揭示極紫外波更多觀測特征（Chen et al., 2010; Harra et al., 2011; Jin et al., 2009; Madjarska et al., 2015; Miklenic et al., 2011;Tian et al., 2012; Veronig et al., 2011）.在海量觀測數據背景之下，極紫外波列表（Nitta et al., 2013;Thompson and Myers, 2009）和自動識別算法的開發（Ireland et al., 2019; Podladchikova and Berghmans,2005; Xu et al., 2020）將大大促進極紫外波的研究.

研究極紫外波的意義是多重的：（1）極紫外波慢速分量（或簡稱為EIT 波）及隨后暗區分別對應CME 亮前沿和暗腔（Chen and Fang, 2005; Wen et al., 2006）.在缺乏日冕儀觀測的情況下，EIT 波及擴展暗區是CME 的一個很好的示蹤物；（2）大尺度極紫外波為診斷大尺度日冕磁場強度和磁場位形提供了一個重要的窗口（Ballai et al., 2011; Chen,2009b; Liu et al., 2018; Long et al., 2017b; Srivastava et al., 2016; West et al., 2011）.無論是快速分量還是慢速分量，極紫外波都是穹頂狀三維結構，原則上根據其速度可以反演日冕的三維磁場，尤其是慢速分量還可以揭示磁場的位形（Chen, 2009b）.為了精準確定極紫外波的三維結構和速度，有必要借助太陽立體探測來進行重構（Feng et al., 2020）；（3）極紫外波也是觸發暗條振蕩甚至太陽爆發和恒星爆發的一種機制（Devi et al., 2022; Shen et al.,2014a, 2014b; Trenholme et al., 2004; Zhang and Ji,2018）；（4）極紫外波快速分量攜帶著大量的能量，在有的事件中其能量可能高達2.8×1031erg（Long et al., 2015）；（5）極紫外波的快速分量是II 型射電暴產生及高能粒子加速的源頭（Miteva et al., 2014; Nitta et al., 2014; Pesce-Rollins et al.,2022）.

隨著Solar Orbiter 衛星、羲和衛星（Li et al.,2022; Qiu et al., 2022）和ASO-S 衛星（Gan et al.,2019）的發射，大量的莫爾頓波、極紫外波甚至紫外波將被觀測到.莫爾頓波和極紫外波的諸多謎團將逐漸被揭開，也會有更多的謎團等待著我們去探索.

致謝

本研究由科技部重大研發項目（2020YFC2201200）及國家自然科學基金委項目（11961131002）資助.感謝倪儀偉協助整理參考文獻格式.