Солнечно-земная физика, 2020, том 6, № 3

СОЛНЕЧНО-ЗЕМНАЯ ФИЗИКА 

Свидетельство о регистрации 
средства массовой информации  
от 17 октября 2017 г. ПИ № ФС77-71337, 
выдано Федеральной службой по надзору 
в сфере связи, информационных технологий 
и массовых коммуникаций (Роскомнадзор)

Издается с 1963 года 

ISSN 2412-4737

              DOI: 10.12737/issn. 2412-4737 
              Том 6. № 3. 2020. 124 с. 
              Выходит 4 раза в год 

Учредители: Федеральное государственное бюджетное учреждение науки 
Ордена Трудового Красного Знамени Институт солнечно-земной физики 
Сибирского отделения Российской академии наук 

Федеральное государственное бюджетное учреждение «Сибирское отделение Российской академии наук»

SOLAR-TERRESTRIAL PHYSICS 

Certificate of registration 
of mass media  
from October 17, 2017. ПИ № ФС77-71337 
The edition has been published since 1963 

ISSN 2412-4737

               DOI: 10.12737/issn. 2412-4737 
               Vol. 6. Iss. 3. 2020. 124 p. 

Quarterly

Founders: Institute of Solar-Terrestrial Physics of Siberian Branch of Russian Academy of Sciences 

Siberian Branch of the Russian Academy of Sciences

Состав редколлегии журнала 
 
 
Editorial Board 
 

Жеребцов Г.А., академик —
главный редактор, ИСЗФ СО РАН

Zherebtsov G.A., Academician, Editor-in-Chief, 
ISTP SB RAS

Степанов А.В., чл.-к. РАН —
заместитель главного редактора, ГАО РАН

Stepanov A.V., Corr. Member of RAS, 
Deputy Editor-in-Chief, GAO RAS

Потапов А.С., д-р физ.-мат. наук —
заместитель главного редактора, ИСЗФ СО РАН

Potapov A.S., D.Sc. (Phys.&Math), 
Deputy Editor-in-Chief, ISTP SB RAS

Члены редколлегии
Members of the Editorial Board  

Алтынцев А.Т., д-р физ.-мат. наук, ИСЗФ СО РАН
Altyntsev A.T., D.Sc. (Phys.&Math.), ISTP SB RAS

Афанасьев Н.Т., д-р физ.-мат. наук, ИГУ
Afanasiev N.T., D.Sc. (Phys.&Math.), ISU

Белан Б.Д., д-р физ.-мат. наук, ИОА СО РАН
Belan B.D., D.Sc. (Phys.&Math.), IAO SB RAS

Гульельми А.В., д-р физ.-мат. наук, ИФЗ РАН
Guglielmi A.V., D.Sc. (Phys.&Math.), IPE RAS

Деминов М.Г., д-р физ.-мат. наук, ИЗМИРАН
Deminov M.G., D.Sc. (Phys.&Math.), IZMIRAN

Ермолаев Ю.И., д-р физ.-мат. наук, ИКИ РАН
Yermolaev Yu.I., D.Sc. (Phys.&Math.), IKI RAS

Лазутин Л.Л., д-р физ.-мат. наук, НИИЯФ МГУ
Lazutin L.L., D.Sc. (Phys.&Math.), SINP MSU

Леонович А.С., д-р физ.-мат. наук, ИСЗФ СО РАН
Leonovich A.S., D.Sc. (Phys.&Math.), ISTP SB RAS

Мареев Е.А., чл.-к. РАН, ИПФ РАН
Mareev E.A., Corr. Member of RAS, IAP RAS

Мордвинов А.В., д-р физ.-мат. наук, ИСЗФ СО РАН
Mordvinov A.V., D.Sc. (Phys.&Math.), ISTP SB RAS

Обридко В.Н., д-р физ.-мат. наук, ИЗМИРАН
Obridko V.N., D.Sc. (Phys.&Math.), IZMIRAN

Перевалова Н.П., д-р физ.-мат. наук, ИСЗФ СО РАН
Perevalova N.P., D.Sc. (Phys.&Math.), ISTP SB RAS

Салахутдинова И.И., канд. физ.-мат. наук,
Salakhutdinova I.I., C.Sc. (Phys.&Math.),

ученый секретарь, ИСЗФ СО РАН
Сафаргалеев В.В., д-р физ.-мат. наук, ПГИ 

Scientific Secretary, ISTP SB RAS
Safargaleev V.V., D.Sc. (Phys.&Math.), PGI 

Сомов Б.В., д-р физ.-мат. наук, ГАИШ МГУ
Somov B.V., D.Sc. (Phys.&Math.), SAI MSU

Стожков Ю.И., д-р физ.-мат. наук, ФИАН
Stozhkov Yu.I., D.Sc. (Phys.&Math.), LPI RAS

Тащилин А.В., д-р физ.-мат. наук, ИСЗФ СО РАН
Tashchilin A.V., D.Sc. (Phys.&Math.), ISTP SB RAS

Уралов А.М., д-р физ.-мат. наук, ИСЗФ СО РАН
Uralov A.M., D.Sc. (Phys.&Math.), ISTP SB RAS

Лестер М., проф., Университет Лестера, Великобритания
Lester M., Prof., University of Leicester, UK

Йихуа Йан, проф., Национальные астрономические
обсерватории Китая, КАН, Пекин, Китай 

Yan Yihua, Prof., National Astronomical Observatories,
Beijing, China 

Панчева Дора, проф., Национальный институт геодезии, 
геофизики и географии БАН, София, Болгария 

Pancheva D., Prof., Geophysical Institute, Bulgarian
Academy of Sciences, Sofia, Bulgaria 

Полюшкина Н.А., ответственный секретарь редакции,
ИСЗФ СО РАН

Polyushkina N.A., Executive Secretary of Editorial Board,
ISTP SB RAS 

СОДЕРЖАНИЕ

Еселевич В.Г., Еселевич M.В. Особенности начальной стадии формирования быстрого коро
нального выброса массы 25 февраля 2014 г. ………………………………………………………………. 3–17 

Боровик А.В., Жданов А.А. Солнечные вспышки малой мощности в оптическом и рентгеновском 

диапазонах длин волн в 21–24-м солнечных циклах …………………....................................................... 18–25 

Кузьменко И.В. Корональные джеты как причина возникновения микроволновых отрицатель
ных всплесков …………………………………………………………………………………….................. 26–32 

Сетов А.Г., Кушнарев Д.С., Васильев Р.В., Медведев А.В. Длительные наблюдения солнечного 

потока в 2011–2019 гг. на Иркутском радаре некогерентного рассеяния (ИРНР)………………………. 33–39 

Данилова О.А., Птицына Н.Г., Тясто М.И., Сдобнов В.E. Возмущенная магнитосфера 7–8 ноября

2004 г. и вариации жесткости обрезания космических лучей: широтные эффекты ……………………. 40–47 

Потапов А.С., Гульельми А.В., Довбня Б.В. Ультранизкочастотные эмиссии диапазона 0.1–3 Гц 

в приполярных областях ………………………………………………………............................................. 48–55 

Моисеев А.В., Стародубцев С.А., Мишин В.В. Особенности возбуждения и распространения по 

азимуту и меридиану длиннопериодных Pi3 колебаний геомагнитного поля 8 декабря 2017 г. ……… 56–72 

Алпатов В.В., Беккер С.З., Козлов С.И., Ляхов А.Н., Яким В.В., Якубовский С.В. Анализ при
кладных моделей ионосферы для расчета распространения радиоволн и возможность их использования в интересах радиолокационных систем. II. Отечественные модели ……………………………...

 
73–81 

Пономарчук С.Н., Пензин М.С. Инверсия ионограмм возвратно-наклонного зондирования в па
раметры квази-параболического ионосферного слоя ……………………………………………………..
82–87 

Юсупов К.М., Мэтьюз Д.Д., Маруяма Т., Акчурин А.Д., Толстиков М.В., Шерстюков О.Н.,

Филиппова Е.А., Сафиуллин А.С. Амплитудные вариации отраженного сигнала при вертикальном 
зондировании ионосферы на средних широтах ……………………………………………………………

 
88–98 

Михалев А.В. Проявление солнечной активности и динамики атмосферы в вариациях интенсив
ности эмиссий ночного неба 557.7 и 630.0 нм в 24-м солнечном цикле ………………………………… 99–104 

Яковлева О.Е., Кушнаренко Г.П., Кузнецова Г.М. Атмосфера над Норильском ниже 200 км

в условиях минимума и максимума солнечной активности ………………………………………………. 105–109

Кушнаренко Г.П., Яковлева О.Е., Кузнецова Г.М. Оценка отношений основных нейтральных 

составляющих термосферы в 2014–2017 гг. на высотах слоя F1 над Иркутском ……………………….. 110–114

Коробцев И.В., Цуккер Т.Г., Мишина М.Н., Горяшин В.Е., Еселевич М.В. Наблюдения кос
мического мусора в области орбит глобальных навигационных спутниковых систем ………………… 115–123

CONTENTS 
 

Eselevich V.G., Eselevich M.V. Features of the initial stage of formation of fast coronal mass ejection

on February 25, 2014 ………………………………………………………………………………………..... 3–17 

Borovik A.V., Zhdanov A.A. Low-power solar flares of optical and X-ray wavelengths for solar cycles 21–24 18–25
Kuzmenko I.V. Coronal jets as a cause of microwave negative bursts …………………………………... 26–32
Setov A.G., Kushnarev D.S., Vasilyev R.V., Medvedev A.V. Long-term solar flux observations with

Irkutsk Incoherent Scatter Radar (IISR) in 2011–2019 …................................................................................. 33–39

Danilova O.A., Ptitsyna N.G., Tyasto M.I., Sdobnov V.E. Disturbed magnetosphere on November 7–8, 

2004 and variations of cosmic ray cutoff rigidity: Latitude effects …………………………………………
40–47 

Potapov A.S., Guglielmi A.V., Dovbnya B.V. Ultra low frequency emissions ranging from 0.1 to 3 Hz 

in circumpolar areas …………………………………………………………………………………………... 48–55 

Moiseev A.V., Starodubtsev S.A., Mishin V.V. Features of excitation and azimuthal and meridional

propagation of long-period Pi3 oscillations of the geomagnetic field on December 8, 2017…......................... 56–72 

Alpatov V.V., Bekker S.Z., Kozlov S.I., Lyakhov A.N., Yakim V.V., Yakubovsky S.V. Analyzing ex
isting applied models of the ionosphere to calculate radio wave propagation and a possibility of their use 
for radar-tracking systems. II. Domestic models ……………………………………………………………... 73–81 

Ponomarchuk S.N., Penzin M.S. Inversion of backscatter ionograms into quasiparabolic ionospheric 

layer parameters …………………..................................................................................................................... 82–87 

Yusupov K.М., Mathews J.D., Maruyama T., Akchurin A.D., Tolstikov M.V., Sherstyukov O.N., Filip
pova E.A., Safiullin A.S. Amplitude variations of the reflected signal during vertical sounding of the ionosphere at middle latitudes ……………………………………………………………………………………..
88–98 

Mikhalev A.V. Manifestation of solar activity and dynamics of the atmosphere in variations of 577.7 

and 630.0 nm atmospheric emissions in solar cycle 24………………………………………………………… 99–104 

Yakovleva O.E., Kushnarenko G.P., Kuznetsova G.M. The atmosphere below 200 km over Norilsk 

at solar minimum and maximum ……………………………………………………………………………….. 105–109

Kushnarenko G.P., Yakovleva O.E., Kuznetsova G.M. Estimated relations between the main thermo
spheric neutral components at ionospheric F1-layer heights above Irkutsk in 2014–2017 …………………. 
110–114

Korobtsev I.V., Tsukker T.G., Mishina M.N., Goryashin V.E., Eselevich M.V. Observations of space 

debris in the vicinity of orbits of global navigation satellite systems …………………………………………
115–123

Солнечно-земная физика. 2020. Т. 6. № 3 
 
 
 
        Solnechno-zemnaya fizika. 2020. Vol. 6. Iss. 3 

3 

УДК 523.98 
 
 
 
 
 
 
 
       Поступила в редакцию 28.09.2019 
DOI: 10.12737/szf-63202001 
 
 
 
 
 
       Принята к публикации 08.04.2020 

ОСОБЕННОСТИ НАЧАЛЬНОЙ СТАДИИ ФОРМИРОВАНИЯ 
БЫСТРОГО КОРОНАЛЬНОГО ВЫБРОСА МАССЫ 25 ФЕВРАЛЯ 2014 г. 

FEATURES OF THE INITIAL STAGE OF FORMATION 

OF FAST CORONAL MASS EJECTION ON FEBRUARY 25, 2014 
 
В.Г. Еселевич 
Институт солнечно-земной физики СО РАН, 
Иркутск, Россия, esel@mail.iszf.irk.ru 
M.В. Еселевич 
Институт солнечно-земной физики СО РАН, 
Иркутск, Россия, mesel@iszf.irk.ru 

V.G. Eselevich 
Institute of Solar-Terrestrial Physics SB RAS, 
Irkutsk, Russia, esel@mail.iszf.irk.ru 
M.V. Eselevich 
Institute of Solar-Terrestrial Physics SB RAS,  
Irkutsk, Russia, mesel@iszf.irk.ru 

 
Аннотация. Проведен анализ быстрого коронального выброса массы (КВМ) 25 февраля 2014 г. 
по изображениям в УФ-каналах 131, 211, 304 и 1700 Å 
инструмента SDO/AIA и по данным наблюдений в 
линии Нα (6562.8 Å) на телескопах обсерваторий 
Teide и Big Bear. 
Формирование КВМ 25.02.2014 связано с выбросом и последующим взрывообразным расширением 
магнитного жгута, возникшего вблизи поверхности 
Солнца, предположительно, вследствие процесса 
tether-cutting магнитного пересоединения.  
Возникший в результате такого «взрыва» импульс полного давления (теплового плюс магнитного) воздействует на вышележащие корональные 
арочные структуры, приводя к их слиянию и формированию ускоренно движущейся фронтальной 
структуры КВМ. Этот же импульс давления является причиной возникновения взрывной столкновительной ударной волны перед КВМ, скорость которой быстро уменьшается с расстоянием. На больших 
расстояниях R>7R0 (R0 — радиус Солнца) от центра 
Солнца перед КВМ регистрируется ударная волна 
другого типа — поршневая столкновительная ударная волна, скорость которой мало меняется с расстоянием. На R≥15R0 происходит переход от столкновительной ударной волны к бесстолкновительной. 
Ключевые слова: корональный выброс массы, 
магнитный жгут, корональные арочные структуры, 
взрывная ударная волна, солнечный ветер, столкновительная и бесстолкновительная ударные волны. 

Abstract. We have analyzed the fast coronal mass 
ejection (CME) that occurred on February 25, 2014. The 
analysis is based on images taken in the 131, 211, 304, 
and 1700 Å UV channels of the SDO/AIA instrument 
and from observations obtained in the Hα line (6562.8 Å) 
with the telescopes of the Teide and Big Bear Observatories. 
The February 25, 2014 CME is associated with the 
ejection and subsequent explosive expansion of the 
magnetic flux rope, which appeared near the solar surface presumably due to the tether-cutting magnetic reconnection. 
The impulse of full pressure (thermal plus magnetic) 
resulting from such an “explosion” acts on the overlying 
coronal arcades, causing them to merge and form an 
accelerated moving frontal structure of the CME. This 
pressure impulse also generates a blast collisional shock 
wave ahead of the CME, whose velocity decreases rapidly with distance. At large distances R>7R0 (R0 is the 
solar radius) from the center of the Sun in front of the 
CME, a shock wave of another type is formed — a “piston” collisional shock wave whose velocity varies little 
with distance. 
At R≥15R0, there is a transition from a collisional to 
a collisionless shock wave. 
Keywords: coronal mass ejection, magnetic rope, 
coronal arcades, blast shock wave, solar wind, collisional and collisionless shock waves. 
 

 
ВВЕДЕНИЕ 

По результатам экспериментальных исследований и использования методов моделирования удалось достаточно надежно установить, что типичные 
корональные выбросы массы (КВМ) представляют 
собой магнитный жгут (магнитную трубку), заполненный плазмой, два основания которого укоренены 
на фотосфере [Krall et al., 2000; Thernisien et al., 
2009]. Заметим, что магнитный жгут, являясь скрученной магнитной трубкой, имеет дополнительную 
компоненту магнитного поля, перпендикулярную 
основному продольному полю трубки. В теории для 
упрощения 
обычно 
рассматривается 
магнитная 
трубка.  

По кинематическим характеристикам КВМ разделяют на две группы: постепенные (медленно эволюционирующие) и импульсные [Sheeley et al., 1999]. 
Впервые подобное разделение КВМ, хоть и под другими названиями (flare-associated и eruption-associated), 
было сделано в [MacQueen, Fisher, 1983]. 
Механизм образования КВМ до сих пор остается 
неясным. В частности, не ясен один из главных моментов процесса формирования КВМ, а именно: 
магнитная трубка (жгут) во всех случаях существует и располагается над фотосферой (в хромосфере/короне) до начала эрупции или же она, по крайней мере в некоторых событиях, может быть выброшена из конвективной зоны? От ответа на этот вопрос 
в определенной степени зависит правомерность разде

В.Г. Еселевич, M.В. Еселевич 
 
 
 
 
 
 
V.G. Eselevich, M.V. Eselevich 

4

ления КВМ на постепенные и импульсные, а значит, 
и возможность существования как минимум двух различных механизмов возникновения КВМ. 
Существование постепенных КВМ доказано экспериментально. В частности, авторам работы [Patsourakos et al., 2013] удалось впервые наблюдать и исследовать развитие на лимбе магнитного жгута постепенного КВМ (19 июля 2012 г.), образовавшегося 
над активной областью на очень малой высоте 
h<0.2R0 (R0 — радиус Солнца). Ранее в ряде работ 
[Hundhausen, 1999; Sheeley et al., 1999; Bemporad 
et al., 2007; Еселевич, Еселевич, 2011] было показано образование постепенных КВМ на высотах 
0.1R0<h<1.0R0. 
Картина образования постепенных КВМ представляется следующей. В короне существует магнитный жгут, заполненный плазмой, два основания 
которого укоренены на фотосфере. В результате 
развития неустойчивости он эруптирует — выбрасывается в направлении от Солнца. Тип неустойчивости, приводящий к эрупции, и причины ее развития остаются до конца не ясными, несмотря на ряд 
рассмотренных механизмов [Antiochos et al., 1999; 
Amari et al., 2000; Magara, Longcope, 2001; Gibson et 
al., 2006; Archontis, Hood, 2008]. 
В качестве одного из наиболее распространенных механизмов формирования магнитного жгута и 
его последующей эрупции рассматривается так 
называемое tether-cutting магнитное пересоединение 
(термин на русском языке пока отсутствует) [Moore, 
LaBonte, 1980; Moore et al., 2001]. В ходе этого процесса система скрещенных магнитных петель с широм перезамыкается над нейтральной магнитной 
линией, что приводит к формированию жгута и его 
последующей эрупции в результате уменьшения 
сдерживающего эффекта магнитного натяжения. 
Tether-cutting модель подтверждается рядом наблюдений и численных расчетов (например, [Zhang et al., 
2001; Sterling, Moore, 2005]). Обсуждается также возможность вклада в процесс эрупции изгибной (кинк) 
неустойчивости [Kliem et al., 2004; Shen et al., 2012]. 
Согласно [Schmieder et al., 2013], триггером более 80 % всех наблюдаемых КВМ являются эрупции 
солнечных волокон, которые фактически являются 
также магнитными жгутами или расположены внутри 
жгутов. Вероятный способ реализации такого триггерного механизма описан в статьях [Grechnev et al., 
2016; Fainshtein, Egorov, 2015] 
Другим типом КВМ являются импульсные КВМ. 
Предполагается, что их формирование может быть 
связано с выбросом магнитной трубки с относительно холодной плазмой из конвективной зоны. 
Такая возможность была предсказана в рамках теории тонкой магнитной трубки как результат развития неустойчивости медленной волны или неустойчивости Паркера [Moreno-Insertis et al., 1992; Alekseenko et al., 2000; Романов и др., 1993a]. Основные 
выводы теории и их сравнение с результатами экспериментов приведены в статьях [Романов и др., 
1993б; Еселевич и др., 2013; Еселевич, Еселевич, 
2014]. 
Для прямого доказательства выброса магнитных 
трубок из конвективной зоны, формирующих КВМ 

этого типа, желательно иметь измерения магнитного 
поля Солнца с временным разрешением порядка 1–
10 с, что невозможно с помощью современных магнитографов: например, SDO/HMI и SOHO/MDI 
имеют разрешение порядка 1 мин. 
Однако обнаружить быстро всплывающую 
магнитную трубку можно и косвенными методами. 
В работе [Еселевич, Еселевич, 2015] на примере 
анализа события 5 января 2013 г., в котором отсутствовала эрупция вещества (активный протуберанец, или jet), было показано следующее: КВМ может формироваться в результате выброса с поверхности Солнца участка плазмы пониженной яркости 
(полости) при наблюдении в канале 193 Å. Анализ 
трехмерной структуры полости, ее динамики и кинематики, а также сопоставление результатов анализа с предсказаниями теории позволили авторам 
отождествить полость с магнитной трубкой (жгутом), заполненной холодной и разреженной (в сравнении с окружающей) плазмой, выброшенной с большой скоростью из конвективной зоны в атмосферу 
Солнца. 
Похожая ситуация была зарегистрирована для 
КВМ, произошедших 27 апреля 2011 г. [Еселевич, 
Еселевич, 2013] и 25 марта 2008 г. [Еселевич, Еселевич, 2011], которые сопровождались активным протуберанцем (jet). 
Существует также точка зрения, что импульсные 
КВМ могут возникать вследствие нарушения равновесия существующих магнитных жгутов (см., например, статьи [Temmer et al., 2008; Zagainova, Fainshtein, 
2015; Еселевич и др., 2016]). 
Целью настоящей работы является исследование особенностей формирования КВМ 25.02.2014 
и связанной с ним ударной волны. Начальная стадия этого события уже была исследована ранее 
[Chen et al., 2014] и было показано, что эруптивный магнитный жгут сформировался в результате 
tether-cutting пересоединения. 
 
1. 
ДАННЫЕ И МЕТОДЫ АНАЛИЗА 

Для анализа использовались УФ-изображения 
в каналах 131, 171, 211, 304, 1700 Å, полученные 
на инструменте SDO/AIA [Lemen et al., 2012]. Временной интервал между изображениями, получаемыми на SDO/AIA ~12 с, пространственное разрешение — 1.2 угл. сек (два пикселя), что соответствует 0.00125R0, если выразить его в долях солнечного радиуса. Поле зрения инструмента до ~1.4R0.  
Использовались также изображения, полученные в линии Hα (6562.8 Å) телескопами обсерваторий Teide (Испания) и Big Bear (США) в рамках 
NSO 
Integrated 
Synoptic 
Program 
(NISP) 

[https://www.nso.edu/telescopes/nisp] с временным разрешением ~1 мин. 
Изображения короны в белом свете, Hα и УФ 
представлялись в виде изображений в разностной 
яркости с фиксированным начальным моментом 
времени 
ΔP=P(t)–P(t0), 
 
где P(t0) — невозмущенная яркость в момент t0 до возникновения рассматриваемого события; Р(t) — возму- 

Особенности начальной стадии формирования 
 
 
                Features of the initial stage of formation

5

 

Рис. 1. Разностные изображения в канале 304 Å для последовательных моментов времени, показывающие развитие 
КВМ 25 февраля 2014 г. (по данным SDO/AIA). Положительный отсчет от центра Солнца по оси Y — на север, по оси Х — 
на запад. Расстояния нормированы на радиус Солнца R0 
 
щенная яркость в любой момент времени t>t0. По 
разностным изображениям (рис. 1) исследовалась 
динамика КВМ. Для этого строились распределения 
ΔP(R) относительно центра Солнца вдоль радиуса 
на фиксированном позиционном угле PA в различные моменты времени. Позиционный угол РА отсчитывается на изображениях Солнца от северного 
полюса против часовой стрелки. В отдельных случаях использовались изображения в бегущей разностной яркости ΔPR=P(ti)–P(ti–1), т. е. построенные 
по двум соседним по времени изображениям. 
По изображениям в разностной яркости строились распределения ΔP(r) или ΔPR(r) под различными углами α относительно оси движения КВМ 
(направленной вдоль определенного РА) с углом 
усреднения δα в различные моменты времени (отсчет угла α положительный против часовой стрелки, 
рис. 1, а). Расстояние r отсчитывалось от центра O, 
расположенного на оси движения КВМ на расстоянии Rc от центра Солнца (в случае рис. 1, а Rc=1R0). 
Расстояния R до центра Солнца и r связаны соотношением R=(Rc
2+r2+2rRccosα)1/2. 
 
2. 
АНАЛИЗ КВМ 25 ФЕВРАЛЯ 2014 г. 

2.1. Динамика возникновения КВМ по данным в холодных каналах УФ (304 Å, 1700 Å) 
и в линии Нα 

Рассматриваемое событие произошло в активной 
области 11990 (гелиографические координаты S15, 
>E65) и сопровождалось вспышкой класса Х4.9    
в 00:39 UT 25 февраля 2014 г. Координаты вспышки 
S12E82, т. е. событие произошло на видимой части 
диска вблизи лимба.  

Картины развития начальной стадии данного 
КВМ различаются при наблюдении в относительно 

холодных каналах 1700 Å (Т≈5·103 K), 304 Å 
(Т≈5·104 K), линии Hα 6562.8 Å (Т≈8·103 K) и в более горячих каналах 131 Å (T=107 K), 171 Å 
(T=6.3·105 K), 211 Å (T=2.1·106 K) [Lemen et al., 
2012]. При этом для каналов 171, 193 и 211 Å значения температур соответствуют максимуму функции 
температурного отклика, а для канала 131 Å значение температуры соответствует наиболее горячему 
локальному максимуму функции температурного 
отклика. 
Здесь важно отметить, что канал 1700 Å отражает 
полосу в окрестности соответствующей длины волны 
непрерывного спектра излучения поверхности Солнца 
в приближении абсолютно черного тела [Vernazza et 
al., 1973; Гибсон, 1977]. В рамках такого приближения он позволяет оценить минимальную температуру фотосферы (области температурного минимума) 
на высотах ~400–600 км [Vernazza et al., 1976]. 
Исследование начальной фазы развития этого 
КВМ начнем с рассмотрения изображений в бегущей 
разностной яркости в холодном канале 304 Å в последовательные моменты времени (рис. 1, а–е). Видно, что до начала события в момент t0≈00:36:32 UT 
на разностных изображениях отсутствуют какиелибо возмущения (рис. 1, а). Однако это не вполне 
соответствует «прямым» изображениям AIA/SDO. 
В статье [Chen et al., 2014] представлен анализ последовательности «прямых» изображений AIA/SDO 
в каналах 94, 131, 211, 304 Å для КВМ 25.02.2014, 
показывающий наличие в активной области волокна 
(протуберанца) до начала эрупции и вспышки, а также 
системы скрещенных над нейтральной линией магнитных петель. В частности, это хорошо иллюстрируется рис. 2 в [Chen et al., 2014], на котором 
до 00:35 UT видно наличие волокна. 
В работе [Chen et al., 2014] приводятся веские 
доводы в пользу формирования магнитного жгута, 

В.Г. Еселевич, M.В. Еселевич 
 
 
 
 
 
 
V.G. Eselevich, M.V. Eselevich 

6

Рис. 2. Разностные изображения, полученные для близких моментов времени в каналах 304 и 1700 Å и линии Нα 

(по данным SDO/AIA и телескопов обсерваторий Teide (Испания) и Big Bear (США) в рамках NISP [http://gong2.nso.edu]) 
 
содержащего волокно, в результате магнитного пересоединения tether-cutting. Система скрещенных магнитных 
петель 
с 
широм 
перезамыкается 
над 
нейтральной магнитной линией, что приводит к формированию жгута, содержащего волокно, и их последующей эрупции в результате уменьшения магнитного натяжения. Поскольку скорость волокна близка к 
скорости жгута, то кинетическая энергия волокна, с 
учетом большей плотности вещества в нем, очевидно, 
существенно больше кинетической энергии жгута. 
Поэтому роль движущегося волокна в возмущении 
окружающей короны оказывается определяющей. 
В этой статье обсуждается также возможность вклада 
в процесс эрупции изгибной (кинк) неустойчивости. 
Перейдем 
к 
анализу 
динамики 
события 
t0≈00:36:32 UT на основе временной последовательности изображений в разностной яркости на 
рис. 1. Начиная примерно с 00:39:32 UT (на рис. 1 
этот момент отсутствует) вблизи лимба на R≈1.0R0 
(в ~00:39:44 UT, рис. 1, б) появляется небольшая 
арочная структура, яркость которой усиливается. 
Структура (ее лидирующая часть обозначена «ЛЧ» 
на рис. 1, г) сначала остается на месте, а затем начинает постепенно двигаться от Солнца в направлении позиционного угла РА≈102° (штриховая линия 
на рис. 1). Последующие изображения (рис. 1, д–е) 
показывают быстрое ускорение и резкое расширение 
этой яркой арочной структуры, которая принимает вид 
оболочки, охватывающей темную полость (ее угловой 
размер d показан на рис. 1, д), — фактически это характерное поперечное сечение магнитной трубки 
(жгута) с плазмой, которую обычно называют активным протуберанцем [Прист, 1985]. Аналогичным 
образом выглядит развитие магнитного жгута в холодном канале 1700 Å и в линии Hα. Это видно из 
сравнения разностных изображений для близких моментов времени как в холодных (рис. 2), так и в горячих каналах (см., например, рис. 3). Однако в горячих 
каналах, например в канале 211 Å, кроме нагретой 
оболочки выброшенного магнитного жгута, можно 
наблюдать другие особенности формирования КВМ 
в короне, которые регистрируются в виде арочных 
структур (отмечены цифрами 1, 2, 3 на рис. 3, а, б). 
Об этом подробнее будет сказано ниже. 

Более детально процесс формирования выброшенного магнитного жгута, а точнее его лидирующей 
части (ЛЧ), можно проанализировать по распределениям разностной яркости ΔP(R) в канале 304 Å, построенным в направлении РА≈102° (штриховая линия на рис. 1) при t0=00:36:20 UT (с усреднением по 
углу δα=1°) для последовательных моментов времени 
25 февраля 2014 г. (рис. 4). 
Из рис. 4, а, б видно, что начиная с t≥00:36:32 UT 
происходит формирование ЛЧ магнитного жгута: 
усиливается максимум ее разностной яркости ΔPmax, 
оставаясь при этом на R≈1.003R0 практически до 
t≈00:42:08 UT (рис. 4, а, б). Это означает, что в процессе формирования магнитный жгут находился 
вблизи поверхности Солнца и его яркость начала 
усиливаться за счет развития в нем каких-то диссипативных процессов. 
Пространственный размер δI спада ΔPmax до значения ΔPmax/10 показан на рис. 4, б–з горизонтальной 
штриховой линией. Согласно работе [Еселевич, 2010], 
он характеризует толщину токового слоя пространственной неоднородности плотности плазмы с вмороженным магнитным полем или ширину δI фронта ЛЧ 
магнитного жгута на профиле ΔP. Возможность такого 
определения δI связана с тем, что скачкообразному 
изменению ΔPmax на достаточно малом пространственном масштабе должна соответствовать неоднородность плотности плазмы в короне. В свою очередь, 
неоднородность плотности разреженной плазмы может обеспечиваться только неоднородностью магнитного поля (из-за его вмороженности в плазму), что 
эквивалентно наличию тока на таком же масштабе 
(более подробно см. в [Еселевич, 2010]). 
Величина δI остается практически неизменной 
вплоть до t≥00:43:56 UT (рис. 4, г), после чего δI 
начинает быстро увеличиваться при удалении максимума разностной яркости ЛЧ магнитного жгута от 
Солнца (рис. 4, д–з). Причину этого можно попытаться понять, анализируя рис. 5, на котором представлен ряд зависимостей в направлении позиционного угла РА=102° (при Rc=0.97R0; δα=1°) для ЛЧ 
магнитного жгута. 
Кинематическая кривая R/R0(t) для средней точки 
ЛЧ магнитного жгута (крестик на рис. 4) приведена 

Особенности начальной стадии формирования 
 
 
                Features of the initial stage of formation

7

 

Рис. 3. Изображения в бегущей разностной яркости в канале 211 Å для последовательных моментов времени, показывающие развитие КВМ 25 февраля 2014 г. (по данным SDO/AIA). FS — фронтальная структура КВМ 

 

Рис. 4. Распределения разностной яркости ∆P в зависимости от расстояния R в направлении позиционного угла 
РА=102° (при t0=00:36:20; Rc=0.97R0; α=0°; δα=1°) в последовательные моменты времени для лидирующей части (ЛЧ) 
магнитного жгута в событии 25.02.2014 (по данным AIA/SDO в канале 304 Å). Крестиком отмечена средняя точка ЛЧ 
магнитного жгута 

В.Г. Еселевич, M.В. Еселевич 
 
 
 
 
 
 
V.G. Eselevich, M.V. Eselevich 

8

 
на рис. 5, а. С использованием ее была построена 
зависимость скорости V(R) на рис. 5, в по формуле 
V=(Ri+1–Ri)/(ti+1–ti). Здесь в числителе — разность 
между соседними точками по оси абсцисс на рис. 5, а, 
в знаменателе — временной интервал между ними. 
Как видно на рис. 5, а, после постепенного возрастания скорости от нулевого значения второе заметное ускорение ЛЧ происходит в t≥00:44:00 UT 
(рис. 5, а) на расстоянии R≥1.025R0 (на зависимости 
V(R) (рис. 5, в) место начала второго ускорения отмечено вертикальной стрелкой). С этим ускорением 
связано начало резкого возрастания ширины δI 
фронта ЛЧ магнитного жгута на рис. 5, б (отмечено 
вертикальной стрелкой). Как видно из рис. 5, г,    
в t≥00:44:00 UT на R≥1.025R0 начинается также 
быстрое расширение в поперечном направлении 
магнитного жгута и, соответственно, возрастание 
его углового размера dI. При этом δI почти линейно 
возрастает в зависимости от dI  (рис. 5, г). Можно 
предположить, что одной из вероятных причин роста 
δI со временем на этом этапе является то, что усреднение измеряемой разностной яркости ΔP начинает 
происходить по длине структуры вдоль луча зрения, 
возрастающей из-за увеличения диаметра dI магнитного жгута. 

2.2. Оценка распределения температуры 
плазмы в ЛЧ выброшенного магнитного 
жгута 

Для оценки распределения температуры плазмы 
в ЛЧ выброшенного магнитного жгута рассмотрим 
пространственные распределения разностной яркости, 
нормированные на ΔPmax в ЛЧ, в направлении 
РА=102° для нескольких различных каналов УФ и 
линии Нα. 
Прежде всего, сравним распределения ΔP(R)/ΔPmax 
в холодном канале 1700 Å (Т≈5·103 K) и линии Нα 
(Т≈8·103 K) и в горячих каналах 171 Å (T=6.3·105 K) 
и 211 Å (T=2.1·106 K) на ранней стадии развития 
процесса в t≈00:42:55, когда магнитная трубка 
только начала двигаться со сравнительно небольшой 
скоростью ~60 км/с. При такой скорости магнитной 
трубки и разности ≤6 с по времени регистрации между различными каналами и линией Нα смещение 
между их профилями пренебрежимо мало: ≤0.0005R0. 
На рис. 6, а видно, что положения максимумов профилей в канале 1700 Å (светлые кружки) и линии Нα 
(черные треугольники) примерно совпадают. Ширина профиля в линии Нα в ~1.5 раза больше, чем 
в канале 1700 Å. Профили распределений в горячих 
каналах 171 Å (светлые треугольники) и 211 Å (крестики) существенно уже профилей в холодных каналах. Максимумы распределений ΔP(R)/ΔPmax в горячих каналах совпадают по положению и локализованы левее максимумов в канале 1700 Å и линии Нα. 
На рис. 6, б сравниваются пространственные 
распределения ΔP(R)/ΔPmax в холодных (304, 1700 Å) 
и горячих (131, 211 Å) каналах для более позднего 
момента времени, когда магнитная трубка находилась в короне и имела скорость более 1000 км/с. При 
построении за основу взято положение максимума 
распределения ΔP(R)/ΔPmax для канала 304 Å в момент 

 

Рис. 5. Зависимости в направлении позиционного угла 
РА=102° (при Rc=0.97R0; α=0°; δα=1°) для лидирующей 
части магнитного жгута в событии 25.02.2014 

времени 00:44:44 UT, профиль разностной яркости 
для которого ранее уже был представлен на рис. 4, д. 
К этому времени профили ΔP(R) во всех каналах 
уже достаточно четко регистрируются (кроме Нα) и 
их максимумы смещаются со скоростью V≈1100 км/с 
в 
радиальном 
направлении 
на 
расстояниях 
R≈(1.08÷1.12)R0 (рис. 5, в). 
Моменты времени регистрации для разных каналов 
различались на ∆t≤11 с. С учетом скорости распространения V≈1100 км/с на выбранном расстоянии, 
различие в ∆t для профилей в разных каналах было 
скомпенсировано соответствующим смещением их 
в пространстве на –∆R≈(–∆t)V (т. е. в отрицательную 
сторону по отношению к положению профиля в канале 304 Å). Таким образом, для канала 304 Å при 
t=00:44:44 UT ∆R=0, для канала 1700 Å при 
t=00:44:55 UT ∆R=–0.0176R0, для канала 211 Å при 
t=00:44:49 UT ∆R=–0.008R0, для канала 131 Å при 
t=00:44:46 UT ∆R=–0.003R0. 
Как видно на рис. 6, б, в общем случае яркостные 
профили ЛЧ магнитного жгута в горячих каналах 
131 Å (черные ромбики), 211 Å (крестики), а также 
в более холодном канале 304 Å (черные кружки) 
имеют уже два близко расположенных максимума 
(на R≈1.087R0 и R≈1.094R0). 
Прежде всего, сравним распределения ΔP(R)/ΔPmax 
в холодном канале 1700 Å и линии Нα с распределениями в горячих каналах 171 Å и 211 Å на ранней 
стадии развития процесса в момент t≈00:42:55 UT. 

Особенности начальной стадии формирования 
 
 
                Features of the initial stage of formation

9

 

Рис. 6. Пространственные распределения разностной 
яркости ΔP(R), нормированной на ΔPmax, в направлении 
РА=102° (δα=1°) в каналах УФ и линии Нα для трех последовательных моментов времени: а — в момент времени, 
близкий к t≈00:43:00 UT, в линии Нα (черные треугольники, t≈00:42:54 UT) и каналах 1700 Å (светлые кружки, 
t≈00:42:55 UT), 171 Å (светлые треугольники, t≈00:42:48 UT), 
211 Å (крестики, t≈00:42:49 UT); б — профили ΔP(R)   
в t=00:44:55 UT, приведенные к данному моменту времени 
путем смещения на расстояние ∆R при скорости структуры 
V≈1100 км/с, в каналах: 131 Å (черные ромбики), момент 
регистрации t=00:44:46 UT, ∆R≈–0.003R0; 211 Å (крестики), 
t=00:44:49 UT, ∆R≈–0.008R0; 1700 Å (светлые кружки), 
t=00:44:55 UT, ∆R≈–0.0176R0; в — в t≈00:44:55 UT         
в каналах 1700 Å и 211 Å. Профиль в канале 211 Å зарегистрирован в t=00:44:49 UT и приведен к моменту времени t=00:44:55 UT путем смещения на ∆R≈–0.003R0 при 
скорости структуры V≈1160 км/с. Событие 25.02.2014, 
данные SDO/AIA и NISP [http://gong2.nso.edu] 

Внутренний максимум на R≈1.087R0 (рис. 6, б), 
в отличие от предыдущего момента времени (рис. 6, а), 
связан с профилем в канале 1700 Å (линия со светлыми кружками, серый фон). Перед ним на 
R≈1.094R0 (рис. 6, б) появились узкие пики на профилях в каналах 211 Å (крестики, выделен горизонтальной штриховкой) и 131 Å (ромбики), соответствующих температурам 2.1·106 и 2·107 K [Lemen et 
al., 2012]. 
При дальнейшем движении КВМ в момент 
t=00:44:55 (рис. 6, в) профиль разностной яркости 
области ЛЧ в горячем канале 211 Å (крестики) имеет 
уже один максимум, по-прежнему смещенный 
вправо относительно максимума профиля в холодном канале 1700 Å (светлые кружки). На рис. 6, в для 
профиля в канале 1700 Å ∆R=0, а в канале 211 Å 
∆R=–0.003R0 при V≈1160 км/с. 

Наблюдаемую картину можно интерпретировать 
в соответствии со статьей [Chen et al., 2014], в которой 
на основе исследования «прямых» изображений 
AIA/SDO показано, что в данном событии часть холодного волокна (внешняя оболочка, яркостные профили которой в канале 1700 Å и линии Нα приведены на рис. 6, а) в начале события располагалась над 
частью магнитных петель, формирующих магнитный жгут (внутренняя оболочка; яркостные профили в каналах 131 и 211 Å на рис. 6, а). А после tethercutting пересоединения по крайней мере часть силовых линий эруптивного жгута, видимого в горячем 
канале 131 Å, стала располагаться выше холодного 
вещества волокна (внешняя оболочка; яркостные 
профили в каналах 131 и 211 Å на рис. 6, б). 
Кроме того, этот процесс может усиливаться по 
мере удаления КВМ от Солнца: согласно рис. 5, б 
после t≈00:44:00 UT начинается взрывообразное 
расширение магнитной трубки во всех направлениях. В результате этого температурное распределение внутри ЛЧ может резко меняться: внешняя оболочка становится более горячей, Т≥2·106 K, чем 
внутренняя оболочка с Т≈5000–8000 K (рис. 6, б, в). 
Более точные значения температуры в оболочках 
может дать более детальный количественный анализ 
значений яркости в различных каналах. 

2.3. Динамика возникновения КВМ в горячем канале 211 Å 

В горячих каналах 94, 171, 193 и 211 Å, кроме 
прогретой оболочки выброшенного магнитного жгута 
с относительно холодной плазмой, можно наблюдать и 
другие особенности формирования КВМ в короне. 
Это является принципиальным отличием разностнояркостных изображений в горячих каналах от изображений в холодных каналах. Рассмотрим это отличие на примере изображений в канале 211 Å. 

Сравним изображения в разностной яркости 
для близких моментов времени, представленные 
на рис. 2 и рис. 3, а. На изображениях в холодных 
каналах 304, 1700 Å и линии Нα (рис. 2) наблюдается только выброшенный магнитный жгут, динамика лидирующая части которого анализировалась 
выше. На изображении в бегущей разностной яркости 
в горячем канале 211 Å (рис. 3, а) кроме магнитного 
жгута видна арочная структура, отмеченная цифрой 1. В последующие моменты времени в канале 
211 Å становятся видны арочные структуры 2 и 3 
(рис. 3, б, в). Форма арочных структур близка к кругу. 
Динамика этих структур для трех последовательных 
моментов времени, отражающих начальную фазу 
развития данного события, видна на изображениях 
в канале 211 Å (рис. 3, а–д). Со временем, расширяясь, 
они удаляются от Солнца и сливаются в одну фронтальную структуру (FS) КВМ (рис. 3, г, д). 
Вследствие ограниченности поля зрения слева, 
проведем исследование пространственных распределений бегущей разностной яркости ∆PR(r) в направлении угла α=60° (штрихпунктирная линия на рис. 3, 
д–з), исходящего из центра О, расположенного на 
расстоянии Rc=1.12R0 вдоль позиционного угла 
РА=102° (штриховая линия на рис. 3) при δα=1°. Как 
показал анализ, скорости расширения арочных 

В.Г. Еселевич, M.В. Еселевич 
 
 
 
 
 
 
V.G. Eselevich, M.V. Eselevich 

10

структур относительно центра О примерно одинаковы 
в направлениях α=0°, ±60°. Профили ∆PR(r) в направлении α=60° для пяти последовательных моментов 
времени приведены на рис. 7. 
Видно, что появление и усиление яркости структуры 1 происходит при t≤00:43:37 UT (светлые и 
черные кружки на рис. 7, а), а структур 2 и 3 при 
t≥00:43:37 UT (рис. 7, б). Начиная с t≤00:45:13 UT 
становятся видимыми структуры большего диаметра 
4, 5, 6 (рис. 7, г). Можно предположить, что все эти 
структуры постепенно становятся видимыми в результате небольшого смещения, связанного с вращением Солнца. Поясним почему. 
Рассматриваемые 
структуры 
регистрируются 
только в горячих каналах (94–211 Å) и являются 
сечением квазистационарных корональных магнитных жгутов, которые содержат плазму температурой 
Т≥2·106 K, изолированную магнитным полем от 
корональной плазмы. Это значит, что из-за смещения вследствие вращения Солнца они могут стать 
видимыми, поскольку оказываются на фоне окружающей плазмы короны с несколько меньшей плотностью. 
В интервале времени между t≈00:45:13 UT (рис. 7, г) 
и t≈00:45:37 UT (рис. 7, д, светлые кружки) ситуация кардинально меняется. Структуры 1, 2 и 3 сбли- 

 

Рис. 7. Распределения бегущей разностной яркости 
∆PR в зависимости от расстояния r в направлении угла 
α=60°, исходящего из центра О, расположенного на расстоянии Rc=1.12R0 в направлении РА=102° (см. рис. 3, д) 
при δα=1°, в последовательные моменты времени для 
арочных структур 1, 2, 3 (см. рис. 3, б) и 4, 5, 6 в событии 
25.02.2014 (по данным AIA/SDO в канале 211 Å) 

жаются, догоняя друг друга, а структуры 4, 5, 6 
взрывообразным образом сливаются в единую 
фронтальную структуру (FS на рис. 7, д) будущего 
КВМ, как это уже отмечалось при рассмотрении 
изображений на рис. 3. Начало этих процессов примерно соответствует началу (после t≈00:44:30 UT) 
взрывообразного ускорения и расширения на рис. 5, 
а, б (указано стрелкой) выброшенной магнитной 
трубки с горячей плазмой. 
Дальнейшую динамику FS во времени можно 
проследить по профилям бегущей разностной яркости ∆PR(r) в направлении α=60°, представленным 
на рис. 8, а–г и продублированным в более крупном 
масштабе на рис. 8, д–з. 
На рис. 8, д–з светлыми кружками показаны профили ∆PR(r) для t=00:43:37 UT, т. е. до появления FS 
на данных расстояниях r. Наблюдаемые колебания 
∆PR(r) (светлые кружки) характеризуют уровень 
шума невозмущенной окружающей плазмы и позволяют более надежно выделить область, соответствующую ударному фронту, который формируется 
перед FS начиная с 00:46:01 UT (рис. 8, а, д). Область фронта на распределении выделена темносерым фоном, а его спадающий профиль яркости 
аппроксимирован наклонной прямой. За ней наклонной штриховкой показана область ударно-нагретой 
плазмы и вертикальной штриховкой — область 
фронтальной структуры КВМ. Ширина фронта δF 
определена как удвоенная ширина на полувысоте 
скачка яркости ∆PF на фронте волны (рис. 8, з). Положения ударного фронта для моментов времени, 
соответствующих профилям ∆PR на рис. 8, б–г,   
на изображениях в бегущей разностной яркости (рис. 3, 
д–з) отмечены крестиками. Скачки ∆PR(r) на ударном 
фронте малы и поэтому плохо различимы на изображениях в разностной яркости, но их достаточно 
надежно можно зарегистрировать с помощью сканов в 
выбранном направлении с небольшим усреднением по 
углу δα=1° (рис. 8, а–г). Правая граница FS определяется как расстояние R, на котором максимальная разностная яркость ∆Pmax FS (рис. 8, а) уменьшается в два 
раза. На рис. 8, а–г видно, что со временем расстояние между ударным фронтом и FS возрастает, поскольку скорость фронта превышает скорость FS. 
Чтобы понять тип наблюдаемого фронта, проведем сравнение с результатами, полученными в 
работе [Eselevich, Eselevich, 2012]. С этой целью, 
используя данные рис. 8, построим в направлении 
α=60° графики скоростей фронтальной структуры 
Vr
FS (FS на рис. 8, а–г) и ударного фронта Vr
Sh (крестик на рис. 8, д–з). Эти скорости определим по 
формуле V(α=60°, r)=(ri+1–ri)/(ti+1–ti), использованной выше. Здесь в числителе — разность положений 
измеряемых структур между соседними моментами 
времени, в знаменателе — временной интервал 
между ними. Для перехода от r к R воспользуемся 
соотношением R(r, α)=(Rc
2+r2+2rRccos α)1/2. Результаты построения R(t) для FS (черные кружки) и ударного фронта (светлые кружки) приведены на рис. 9, а, 
рассчитанные 
по 
этим 
кривым 
зависимости 
Vr
FS(α=60°, R) (черные кружки) и Vr
Sh(α=60°, R) 
(светлые кружки) — на рис. 9, б. 

Особенности начальной стадии формирования 
 
 
                Features of the initial stage of formation

11

 

Рис. 8. Распределения бегущей разностной яркости ∆PR в зависимости от расстояния r в направлении угла α=60°, 
исходящего из центра О, расположенного на расстоянии Rc=1.12R0 в направлении РА=102° при δα=1°, в последовательные моменты времени для фронтальной структуры (FS) КВМ (а–г). То же самое в более крупном пространственном 
масштабе (д–з). Событие 25.02.2014 (по данным AIA/SDO в канале 211 Å) 
 

 
Рис. 9. Кинематическая зависимость R(t) для фронтальной структуры (FS, черные кружки) и ударного 
фронта (светлые кружки) в направлении угла δα=60°, 
исходящего из центра О, расположенного на расстоянии Rc=1.12R0 в направлении РА=102° при δα=1°;      
R(r, α)=(Rc
2+r2+2rRccosα)1/2 (а). Рассчитанные по кривым 
на рис. 9, а зависимости скорости FS Vr
FS(α=60°, R) (черные кружки) и ударного фронта Vr
Sh(α=60°, R) (светлые 
кружки) от расстояния R (б) 

Согласно [Eselevich, Eselevich, 2012], образование ударного фронта происходит в случае выполнения условия u(R)=Vr
FS(R)–VSW(R)>Va, где VSW(R) — 
скорость окружающего медленного квазистационарного солнечного ветра; Va — локальная альфвеновская скорость. В нашем случае на расстоянии 
R≈1.27R0, где зарегистрировано первое появление 
ударного фронта, Va≈400–500 км/с, а VSW<10 км/с 
(см. рис. 5, а в [Eselevich, Eselevich, 2012]). Согласно 
рис. 9, б Vr
FS(R)–VSW(R)≈800 км/с >Va, т. е. условие 
возбуждения ударного фронта выполняется. 
Ширина фронта δF характеризует тип ударного 
фронта или механизм диссипации энергии в нем. На 
отрезке пути ⁓(1.27÷1.35)R0 δF(R)≈0.0012R0 ≈ const. 
Фактически величина δF определяется пространственным разрешением инструмента AIA/SDO, которое составляет K≤0.0017R0. Это означает, что истинное значение δF может быть  существенно меньше измеряемого. На R>1.35R0 δF начинает возрастать. Такое поведение согласуется с рис. 5, b из 
работы [Eselevich, Eselevich, 2012] и объясняется 
тем, что на этих расстояниях R ширина фронта δF 
порядка длины свободного пробега λр протонов    
в короне при протон-протонных соударениях, которая быстро возрастает при удалении от Солнца, и 
на R>1.35R0 величина δF≈λр становится больше 
разрешения инструмента K. Это означает также, что