Jupiterelektronen - Institut für Experimentelle und Angewandte ...

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Jupiterelektronen - Institut für Experimentelle und Angewandte ...

Jupiterelektronen in der inneren Heliosphäre

– Diplomarbeit im Fach Physik –

Phillip Dunzlaff

Institut für Experimentelle

und Angewandte Physik

Christian-Albrechts-Universität zu Kiel

Juni 2007


Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung 5

2 Die Ulysses-Mission 9

2.1 Die Ulysses-Trajektorie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10

2.2 Das KET-Instrument . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

2.2.1 Grundlagen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

2.2.2 Messprinzip des Instrumentes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

2.2.3 Das Sektordiagramm des KET-Instruments . . . . . . . . . . . . 15

3 Die Heliosphäre 21

3.1 Sonnenwind und Interplanetares Magnetfeld . . . . . . . . . . . . . . . 21

3.1.1 Enstehung und Ausbreitung des Sonnenwindes . . . . . . . . . . 21

3.1.2 Das Interplanetare Magnetfeld . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

3.1.3 RTN- und ϕ-ϑ-Koordianten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

3.1.4 Bewegung geladener Teilchen im Magnetfeld . . . . . . . . . . . 26

3.1.5 Die Heliosphärische Neutralschicht und der solare Zyklus . . . . 27

3.2 Energiereiche Teilchen im Sonnensystem . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

3.3 Corotating Interaction Regions . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30

3.3.1 Entstehung und Ausbreitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 30

3.3.2 Einfluss auf energiereiche Teilchen . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

3.4 Die Grenzen der Heliosphäre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

3.5 Innere und äußere Heliosphäre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38

4 Jupiter als Quelle energiereicher Elektronen 39

4.1 Das Jupitersystem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

4.2 Aufbau der Jupitermagnetosphäre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

4.3 Der 13-Monate Zyklus bei 1 AU . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

5 Messungen von Jupiterelektronen mit Ulysses 45

5.1 Jupiterelektronen im interplanetaren Raum . . . . . . . . . . . . . . . . 45

5.2 Elektronen in der Jupitermagnetosphäre . . . . . . . . . . . . . . . . . 47

5.3 Theoretische Beschreibung der Teilchenausbreitung . . . . . . . . . . . 53

3


4 INHALTSVERZEICHNIS

6 Einfluss von CIRs auf Jupiterelektronen 55

6.1 Auswahl der untersuchten CIRs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56

6.2 CIRs als Diffusionsbarriere für MeV-Elektronen . . . . . . . . . . . . . 59

6.2.1 Einfluss der Schocks . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68

6.2.2 Einfluss des Stream Interfaces . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71

6.3 CIR #1 2005 - Jupiterelektronen oder solarer Einfluss? . . . . . . . . . 78

6.4 Wiedereinsetzen des Elektronenflusses . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 83

6.4.1 Ballistische Berechnung des Wiederanstieges der Zählraten . . . 84

6.4.2 Ein einfaches Diffusionsmodell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87

7 Jovian Jets 93

7.1 Übersicht . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93

7.2 Jovian Jets beim zweiten Fly-By 2003/2004 . . . . . . . . . . . . . . . 93

7.3 Nachweis der 10-h Periode in Jovian Jets . . . . . . . . . . . . . . . . . 98

7.4 Entstehung von Jovian Jets . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 101

8 Jupiterelektronen bei hohen Breiten 103

9 Zusammenfassung 109

A Liste der CIRs 111


Kapitel 1

Einleitung

Seit Mitte des 20. Jahrhunderts ist der interplanetare Raum der Forschung für direkte

Messungen durch Raumsonden zugänglich und ermöglicht so in-situ Beobachtungen

der verschiedenen Teilchenpopulationen im Sonnensystem. Eine Teilchenpopulation ist

der sogenannte Sonnenwind, ein stetiger radial von der Sonne abströmender, neutraler

Plasmafluss, der hauptsächlich aus Protonen (∼ 96 %) und Heliumionen (∼ 4%) sowie

einer kleinen Menge schwerer Teilchen und ebenso vielen Elektronen besteht. Zusätzlich

zum Sonnenwind gibt es im Sonnensystem noch eine weitere Teilchenpopulation, die

als Kosmische Strahlung bezeichnet wird, was in erster Linie energiereiche Strahlung –

im Bereich von einigen MeV bis hin zu mehreren GeV – bedeutet. Diese Teilchen sind

verschiedenen Ursprungs und unterscheiden sich hinsichtlich ihrer Zusammensetzung

und Modulation im Interplanetaren Raum.

Eine Komponente der Kosmischen Strahlung sind energetische Elektronen, die ihren

Ursprung beim Planeten Jupiter haben, was 1972 anhand von Beobachtungen bei

1 AU 1 vorrausgesagt (McDonald et al. [1972]) und erstmals 1973 durch den Vorbeiflug

der Raumsonde Pioneer 10 am Jupiter nachgewiesen wurde (siehe Abbildung 1.1 und

Simpson and Pyle [1977]). Hierbei handelt es sich um Elektronen, die in der Magnetosphäre

des Jupiter auf Energien von einigen MeV beschleunigt werden und in die

Heliosphäre entweichen. Dort stellen sie neben den Galaktischen Kosmischen Strahlen

die wichtigste Population für Teilchen im niedrigen MeV-Bereich dar und können viele

AU vom Jupiter entfernt nachgewiesen werden.

Das Studium von Jupiterelektronen ist in vielfacher Hinsicht interessant. Zum einen

handelt es sich beim Jupiter um eine exakt lokalisierte Punktquelle, d.h. der Ursprungsort

der Elektronen ist bekannt. Dies ist z.B. bei der Galaktischen Kosmischen Strahlung,

von der man annimmt, dass sie isotrop, also von allen Seiten gleichmäßig, und

zeitlich konstant von außen in das Sonnensystem einfällt, nicht der Fall. Desweiteren

hat Jupiter einen mittleren Abstand von 5.5 AU zur Sonne, befindet sich also im

Gegensatz zu ihr in einer asymmetrischen Position in Bezug auf das Interplanetare

Magnetfeld. Diese beiden Eigenschaften machen die Jupiterquelle zu einem geeigneten

1 Die Astronomische Einheit (AU) ist definiert als mittlere Entfernung zwischen Sonne und Erde.

Sie beträgt 1.49 · 10 11 m.

5


6 KAPITEL 1. EINLEITUNG

Abbildung 1.1: Darstellung der von Pioneer 10 gemessenen Elektronenzählrate von 1972

bis 1976. Deutlich zu erkennen ist der starke Anstieg der Zählrate bei der Annäherung

der Raumsonde an Jupiter. Das Maximum der Zählrate wurde Ende 1973 erreicht, als

der Abstand zwischen Pioneer 10 und Jupiter am geringsten war. Von 1974 bis 1976 erkennt

man die stetige Abnahme der Elektronenzählrate, entsprechend dem zunehmenden

Abstand zwischen Pioneer 10 und Jupiter. Die mit ’SF’ markierten Peaks im Elektronenfluss

sind nicht jovianischen Ursprungs, sondern stammen von solaren Ereignissen. Die

Markierungen an der oberen Achse des Plots zeigen den Abstand von Pioneer 10 von der

Sonne in AE. Quelle: Simpson and Pyle [1977]

Objekt, das Verhalten energiereicher Elektronen in der Heliosphäre und ihrer Wechselwirkung

mit dem Interplanetaren Medium zu studieren.

Im Allgemeinen wird den Planeten eine eher passive Rolle bezüglich der von der

Sonne und der Heliosphäre ausgehenden physikalischen Prozesse zugedacht. So untersucht

man beispielsweise den Einfluss des Sonnenwindes und der durch solare Flares

und koronale Massenauswürfe (coronal mass ejection, CME) beschleunigten Teilchen

auf der Erdmagnetosphäre und beobachtet Polarlichter und geomagnetische Stürme.

Betrachtet man den Jupiter bzw. seine Magnetosphäre zeigt sich ein anders Bild. Auch

die Jupitermagnetosphäre unterliegt dem dynamischen Einfluss des Sonnenwindes und

solarer Ereignisse, doch in der Magnetosphäre des Jupiter stattfindende Prozesse – die

eng mit der Wechselwirkung mit dem interplanetaren Medium verknüpft sind – machen

den Jupiter selbst zu einer Quelle energiereicher Teilchen, nämlich bis auf einige

10 MeV beschleunigter Elektronen. Diese Jupiterelektronen, deren Entweichen in den

interplanetaren Raum vom Sonnenwind beeinflusst wird, können wiederum in weiten

Bereichen der Heliosphäre nachgewiesen werden und zeigen eine Modulation durch das

interplanetare Medium. Jupiterelektronen und ihre Modulation im Sonnensystem sind

also eng mit der Wechselwirkung zwischen solaren Einflüssen, der Dynamik der Jupitermagnetosphäre

und großskaligen heliosphärischen Strukturen verknüpft und decken


somit ein breites Feld der Weltraumforschung ab.

Thema dieser Diplomarbeit ist die Ausbreitung von Jupiterelektronen in der inneren

Heliosphäre und stützt sich hauptsächlich auf die Messungen der seit nunmehr

über 16 Jahren andauernden Ulysses-Mission, die durch ihre bisher einzigartige outof-ecliptic-Flugbahn

Messungen u.a. von Sonnenwindparametern, des interplanetaren

Magnetfeldes und energiereicher Teilchen über fast die gesamte heliographische Breite

machen konnte.

Im ersten Teil dieser Arbeit wird zunächst auf die Raumsonde Ulysses und im

speziellen auf das Kieler Elektronenteleskop (KET) eingegangen, um dann die physikalischen

Grundlagen der Heliosphäre wie die Entstehung und Ausbreitung des Sonnenwindes

und des interplanetaren magnetisches Feldes zu beschreiben. Inbesondere wird

die Wechselwirkung schneller und langsamer Sonnenwindströme und die Auswirkung

auf die Teilchenpropagation diskutiert.

Der zweite Teil widmet sich der Elektronenpopulation in der Jupitermangetosphäre

und der Ausbreitung von Jupiterelektronen in der Heliosphäre. Es wird gezeigt, dass Jupiterelektronen

innerhalb der Magnetopshäre einer periodischen Modulation des Energiespektrums

unterliegen und in weiten Bereichen der Heliosphäre nachgewiesen werden

können.

Die Ausbreitung von Jupiterelektronen im interplanetaren Raum wird durch sogenannte

Corotating Interaction Regions (CIRs), die in den einleitenden Kapiteln

besprochene Wechselwirkung zwischen schnellen und langsamen Sonnenwindströmen,

maßgeblich beeinflusst. In dieser Arbeit wird detailliert auf diese Beobachtungen eingegangen

und gezeigt, dass die Untersuchung von Jupiterlelektronen Rückschlüsse insbesondere

auf magnetische Strukturen zulässt und viele theoretische Betrachtungen

untermauert.

Ein weiteres Thema das im Rahmen dieser Arbeit untersucht wird, sind sogenannte

Jovian Jets. Hierbei handelt es sich um kurzzeitige, stark anisotrope Anstiege der

Elektronenzählraten im unteren MeV-Bereich. Es kann gezeigt werden, dass diese Elektronen

durch direkte magnetische Verbindungen und große Abweichungen vom mittleren

interplanetaren Magnetfeld mit der Jupitermagnetosphäre zum Raumfahrzeug

transportiert werden.

7


8 KAPITEL 1. EINLEITUNG


Kapitel 2

Die Ulysses-Mission

Vor dem Start der Ulysses-Mission, einem Gemeinschaftsprojekt der europïschen ESA

(European Space Agency) und der US-amerikanischen NASA (National Aeronautics

and Space Administration), im Oktober 1990, waren in-situ Messungen in der Heliosphäre

auf die Ekliptikebene beschränkt. Lediglich Pioneer 11 und Voyager 2 erreichten

mit 16 ◦ bzw. 30 ◦ relativ hohe heliographische Breiten. Mit dem Ulysses-Experiment

steht nun erstmals eine Raumsonde zur Verfügung, die sehr hohe Breiten (≈ 80 ◦ ) erreicht

und damit die einzigartige Möglichkeit eröffnet, das Verständnis der räumlichen

Struktur der Heliosphäre über Ekliptik-Beobachtungen hinaus zu einem dreidimensionalen

Bild zu erweitern.

Die wissenschaftlichen Zielsetzungen der Ulysses-Mission beziehen sich daher vor

allem auf die Erforschung der dreidimensionalen Eigenschaften der Heliosphäre, insbesondere:

• Die Struktur des Sonnenwindes und des Interplanetaren Magnetfeldes.

• Die Entstehung des Sonnenwindes in der Sonnenatmosphäre und Beschleunigung

in der Korona.

• Das Verständnis der Entstehung und Ausbreitung von Shocks und Wellen im

interplanetaren Medium, vor allem hinsichtlich der Abhängigkeit von der heliographischen

Breite.

• Die Modulation energiereicher Teilchen (dazu gehören neben solaren Flares und

der Kosmischen Strahlung auch die in dieser Arbeit untersuchten Jupiterelektronen)

in der dreidimensionalen Heliosphäre besonders in Abhängigkeit vom

solaren 11-Jahreszyklus.

• Das Verhalten heliosphärischer Neutralteilchen.

An Bord von Ulysses befinden sich neun wissenschaftliche Experimente, darunter zwei

Instrumente zur Untersuchung des Sonnenwindes (SWICS, Solar Wind Ion Composition

Spectrometer und SWOOPS, Solar Wind Observations Over the Poles of the

9


10 KAPITEL 2. DIE ULYSSES-MISSION

Abbildung 2.1: Lage der wissenschaftlichen Instrumente, der Antenne (grau)

und der schwarz unterlegten Energieversorgung (Radioisotope Thermoelectric

Generator, RTG) auf der Raumsonde Ulysses. Das COSPIN-Experiment

liegt orthogonal zur Antenne, also der Spinrichtung der Raumsonde. Quelle:

http://www.ieap.uni-kiel.de/et/missionen/ulysses.php

Sun), zwei Magnetometer (VHM, Vector Helium Magnetometer und FMG, Fluxgate

Magnetometer), sowie drei Instrumente zur Messung energiereicher Teilchen, nämlich

EPAC/GAS (Ulysses Energetic Particle Composition Experiment/Interstellar Neutral

Gas Experiment) , HISCALE (Heliosphere Instrument for Spectra, Composition and

Anisotropy at Low Energies) sowie das COSPIN-Experiment (Cosmic Ray and Solar

Particle Investigation). Da in dieser Arbeit die Messungen des Elektronenflusses mit

dem zum COSPIN-Experiment gehörenden Kiel Electron Telescope (KET) benutzt

werden, wird die Funktion dieses Instruments im Abschnitt 2.2 ausführlicher beschrieben.

Die Lage der Instrumente auf der Raumsonde zeigt Abbildung 2.1.

2.1 Die Ulysses-Trajektorie

Abbildung 2.2 zeigt die Trajektorie der Raumsonde Ulysses seit dem Start am 6.

Oktober 1990 bis Ende 2001. Nach dem Start bewegte sich Ulysses zunächst in der

Ekliptikebene Richtung Jupiter um im Februar 1992 den Gasriesen schliesslich zu erreichen

und nutzte das starke Gravitationsfeld des Planeten für ein fly-by-Manöver

welches Ulysses zu südlichen heliographischen Breiten ablenkte, um die Sonde auf ihre

entgültige Trajektorie, eine Keplerbahn fast senkrecht zur Ekliptikebene, zu bringen 1 .

Den solaren Südpol überflog Ulysses im Zeitraum von September bis November 1995

bei einer maximalen Breite von 80.1 ◦ , um einige Monate später, im März 1995, die

Ekliptik mit einem Abstand von der Sonne von 1.34 AU zu durchfliegen. Den solaren

Nordpol überflog Ulysses von Juni bis September 1995, um 1998 wiederum die Eklip-

1 Daher wurde das Unternehmen zunächst ”International Solar Polar Mission” genannt.


2.2. DAS KET-INSTRUMENT 11

Abbildung 2.2: Trajektorie der Raumsonde Ulysses seit dem Start am 6. Oktober 1990

bis Ende 2001. Erläuterung siehe Text. Quelle: http://ulysses.jpl.nasa.gov/

tik zu durchstoßen. 2003/2004 kam es zu einer erneuten Annäherung zwischen Ulysses

und Jupiter. Im Vergleich zum ersten fly-by Manöver welches Ulysses Jupiter bis auf

6.31 Jupiterradien 2 nahebrachte und Messungen innerhalb der Jupiter-Magnetosphäre

ermöglichte, betrug der Abstand beim zweiten fly-by 0.8 AU.

2.2 Das KET-Instrument

Das aus der Zusammenarbeit des Instituts für Reine und Angewandte Kernphysik der

Christian-Albrechts-Universität zu Kiel, dem Centre d’ Études Nucléares de Saclay sowie

weiterer Arbeitsgruppen in Europa und den USA hervorgegangene Kiel Electron

Telescope (KET) ist Bestandteil des Cosmic Ray and Particle Investigation Experiments

(COSPIN) zu dem auch das Low Energy Telescope (LET), High Energy Telescope

(HET), das Anisotropy Telescope (AT), sowie das High-Flux Telescope (HFT)

gehören. Das KET misst Elektronen im Energiebereich von 2.5 bis 300 MeV und bietet

die Möglichkeit, Energiespektren im Bereich von 7 MeV - 6 GeV zu bestimmen.

Neben Elektronen ist das Instrument auch in der Lage, Protonen und α-Teilchen im

2 Der Radius des Jupiter beträgt 71.492 km.


12 KAPITEL 2. DIE ULYSSES-MISSION

Energiebereich von 3 MeV bis über 2 GeV zu messen. Ein weiteres Merkmal des KET

ist die Sektorisierung eines Elektronen- und eines Protonenkanals was die Möglichkeit

bietet, Anisotropien in den Energiebereichen von 2.5 - 7 MeV für Elektronen bzw. 5.4

- 23.1 MeV für Protonen zu messen (vgl. Abschnitt 2.2.3).

2.2.1 Grundlagen

Detektoren für geladene Teilchen wie Elektronen oder Protonen, beruhen auf der Wechselwirkung

von Teilchen mit Materie in Form von Ionisierung und Anregung. Der

Energieverlust den ein Teilchen in Materie erleidet hängt davon ab, ob es sich um

ein leichtes Teilchen wie beispielsweise Elektronen oder um ein schweres Teilchen wie

Protonen, Myonen oder Pionen handelt. Für schwere Teilchen mit M ≫ me kann der

Energieverlust − dE durch die Bethe-Bloch-Formel

dx

− dE

dx = 4πz2e4ZN mev2 � �

2mev

ln

2 �

− ln

〈I〉

� 1 − β 2� − β 2 − Ci


(2.1)

Z

bestimmt werden. Z ist die Kernladungszahl der Targetatome, N gibt die Atomdichte

und 〈I〉 die mittlere Ionisationsenergie der Materie an. Terme mit dem Faktor β = v/c

berücksichtigen relativistische Effekte, Ci (i = K, L, M ...) korrigiert die Gleichung

bezüglich der geringeren Ionisationswahrscheinlichkeit innerer Schalen. Bemerkenswert

ist die Unabhängigkeit des Energieverlustes von der Masse des einfallenden Teilchens,

d.h. für nicht zu hohe Teilchengeschwindigkeiten (β ≪ 1) gilt die Beziehung − dE 1 ∼ dx v2 ,

d.h. je langsamer die Geschwindigkeit des Teilchens, umso höher sein Energieverlust,

da es mehr Zeit hat, mit der Targetmaterie zu wechselwirken.

Betrachtet man den Energieverlust von schnellen, d.h. relativistischen Elektronen

beim Durchdringen von Materie, ist der Energieverlust − dE

dx durch

− dE

dx = 2πz2e4ZN mev2 � �

mev

ln

2E +(1 − β 2 ) + 1

8

2〈I〉 2 (1 − β 2 )


1 − � 1 − β 2


� 2 �


− ln 2 2 � 1 − β2 − 1 + β 2


(2.2)

gegeben.

Um den Energieverlust von Teilchen in Materie zu messen, wurden verschiedene

Detektortypen entwickelt, von denen die drei im KET benutzten im folgenden kurz

beschrieben werden.

Halbleiterdetektoren Die Funktionsweise von Halbleiterdetektoren basiert auf dem

charakteristischen Verhalten von halbleitenden Elementen (wie beispielsweise

dem vierwertigen Germanium oder Silizium). Befindet sich ein Halbleiterkristall

im Feld zweier Elektroden, so bildet sich eine die p- und n-leitende Zone

trennende Grenzschicht. Fällt nun ein Teilchen in den Detektor ein, werden Elektronen

des Halbleiters angeregt und aus dem Valenzband in das Leitungsband


2.2. DAS KET-INSTRUMENT 13

gehoben und hinterlassen dabei ein Loch im Valenzband. Die so entstandenen

Ionen-Elektronen-Paare werden durch das elektrische Feld getrennt und deren

Ladung gemessen woraus sich der Energieverlust des einfallenden Teilchens bestimmt.

Szintillationszähler Szintillatoren verfügen über die Eigenschaft, das die freiwerdene

Energie bei der Rekombination eines durch ein ionisierendes Teilchen hervorgerufenes

Elektron-Loch-Paares in Form eines Lichtblitzes, d.h. einer Szintillation,

abgegeben werden kann. Als Szintillatormaterialen werden anorganische Verbindungen

wie NaJ oder ZnS oder organische Plastikmaterialien verwendet. Da ein

homogenes Material das durch Szintillation erzeugte Licht auch wieder absorbieren

kann ehe es gemessen wurde, verwendet man sogenannte Frequenzschieber,

die Licht in einem anderen Frequenzbreich emittieren. Die vom Szintillator

erzeugten Lichtimpulse können dann von einem Photomultiplier gemessen und

verstärkt werden.

Čerenkovzähler Bewegt sich ein energiereiches Teilchen in einem transparenten Medium

mit dem Brechungsindex n schneller als das Licht in diesem Medium (d.h.

v > cn), so beobachtet man eine als Čerenkov-Strahlung bezeichnete elekromagnetische

Strahlung deren Ursprung in der Polarisation des entlang der Teilchentrajektorie

liegenden dielektrischen Mediums liegt. Nimmt man die Atome des

Targetmaterials als kugelförmig an, ergibt sich infolge des Coulombfeldes des einfallenden

schnellen Teilchens eine inhomogene Ladungsverteilung, die wegen der

endlichen Ausbreitungsgeschwindigkeit des elektrischen Feldes ein Dipolfeld ausbildet,

welches die Emission der Čerenkov-Strahlung zufolge hat. Diese Čerenkov-

Strahlung kann mit einem Photomultiplier gemessen und verstärkt werden.

2.2.2 Messprinzip des Instrumentes

Abbildung 2.3 zeigt eine schematische Darstellung des KET-Detektorteleskops. Es

besteht aus den beiden Halbleiterdetektoren D1 und D2, einem Aerogel-Čerenkov- Detektor C1 die das Eingangsteleskop bilden, sowie einem Bleifluorid-Kalorimeter C2.

Dem Kalorimeter folgt ein Szintillationszähler S2, um daraus austretende Teilchen zu

zählen. Zusätzlich ist das KET mit einem in Antikoinzidenz betriebenen Szintillationsdetektor

A umgeben um sicherzustellen, dass keine seitlich einfallenden Teilchen, also

solche, die nicht durch die Aperturfolie der Teleskopöffnung, eintreten gezählt werden.

Zur Auswertung der durch energetische Teilchen verursachten Čerenkov-Strahlung in

C1 dient der Photomultiplier PM1, der rechts an C1 anschließt. PM2 bis PM4 sind weitere

Photomultiplier. Der Čerenkov-Detektor C1 registriert Teilchen mit Geschwindigkeiten,

die über der Phasengeschwindigkeit des Lichts im verwendeten Medium liegen,

also v > cn. Die ermöglicht es, Elektronen und Protonen voneinander zu unterscheiden,

da Elektronen mit ihrer im Vergleich zu Protonen wesentlich geringeren Masse bei

gleicher Energie eine viel höhere Geschwindigkeit besitzen, und daher schon bei entsprechend

niedrigeren Energien Geschwindigkeiten v > cn erreichen. Dies ermöglicht


14 KAPITEL 2. DIE ULYSSES-MISSION

Abbildung 2.3: Schematische Darstellung des KET-Detektorsystems (Sierks [1988]).

eine Trennung zwischen Elektronen und Protonen über einen großen Energiebereich

(Sierks [1988]).

Fällt nun ein Teilchen in das KET ein, prüft eine Koinzidenzlogik die Gleichzeitigkeit

der entstandenen Detektorsignale und erlaubt so eine Bestimmung der Art des

Teilchens sowie der Teilchenengergie. Tabelle 2.1 zeigt eine Übersicht der verschiedenen

Energiekanäle des KET, die entsprechende Koinzidenzlogik sowie Art und Energie der

Teilchen, die mit dem Kanal detektiert werden. Um Kanäle zu unterscheiden, die die

gleichen Detektoren ansprechen wie es z.B. beim Kanal P4000 und E300 der Fall ist,

wo D1, C1, D2, C2 und S2 ansprechen, wird die Amplitude der Messimpulse mittels

geeigneter Diskriminatorschwellen ausgewertet. Tabelle 2.2 zeigt eine Übersicht über

die Diskriminatorschwellen der jeweiligen Detektoren.

Für den Kanal E4, der Elektronen im Energiebereich von 2.5 - 7 MeV zählt, bedeutet

dies eine Koinzidenzlogik von D10 C10 D20 C20 D11 C11 D21 S20 A0, d.h es

dürfen nur D1 (Diskriminatorschwelle D10), C1 (Diskriminatorschwelle C11) und D2

(Diskriminatorschwelle D20) ansprechen.

Für den Kanal E12, der Elektronen zwischen 7 - 170 MeV zählt, gilt eine Ko-


2.2. DAS KET-INSTRUMENT 15

inzidenzlogik von D10 C10 D20 D11 C11 D21 C20 S20 A0, d.h. im Gegensatz zum E4

muss zusätzlich noch im C1 ein Signal C20 (N = 1.2) erzeugt werden.

Name Koinzidenz Teilchen E [MeV]

P1 D11 D12 C10 D20 C20 S20 A0 p 2.7 - 5.4

p 23.1 - 34.1

He 2.3 - 2.7

P4 D12 D13 C10 D20 C20 S20 A0 p 5.4 - 23.1

He 2.7 - 6.0

He 20.4 - 34.2

P32 D11 D20 D12 C10 C20 S20 A0 p 34 - 116

P116 D10 D20 S20 D12 C10 C20 A0 p 116 - 190

He 126 - 190

P190 D10 D20 S20 C20 D11 C10 D21 C21 A0 p 190 - 1880

P4000 D10 C10 D20 S20 C20 D11 C11 D21 C21 A0 p > 1880

A4 D13 C10 D20 C20 S20 A0 He 5.4 - 23.1

A32 D12 D21 D13 C10 C20 S20 A0 He 34 - 116

A116 D12 D21 S20 D13 C10 C20 A0 He 116 - 126

A190 D11 D21 S20 C20 D12 C10 A0 He 190 - 1880

A4000 D11 C10 D21 S20 C20 D12 C11 C21 A0 He > 1880

E4 D10 C10 D20 D11 C11 C20 S20 A0 e 4 - 9

E12 D10 C10 D20 C20 D11 C11 D21 S20 A0 e 9 - 500

E300 D10 C10 D20 C21 S20 D11 C11 D21 A0+A1 e > 500

Tabelle 2.1: Messbereiche des KET. Eingetragen sind der Name des Kanals, die zugehörige

Koinzidenzlogik (mit Diskriminatorschwelle) sowie der durch den Kanal abgedeckte

Energiebereich ([Heber, 1997, Seite 21]).

2.2.3 Das Sektordiagramm des KET-Instruments

Eine besondere Eigenschaft des KET ist die Möglichkeit, durch Ausnutzung der Eigenrotation

(Spin) der Raumsonde Ulysses Informationen über die Anisotropie der

mit dem E4 und dem P4 Kanals gemessenen Teilchen zu erlangen. Das bedeutet, dass

neben den reinen Zählraten zusätzlich auch Aussagen über die Einfallsrichtung der

Teilchen gemacht werden können. Wie in späteren Abschnitten gezeigt wird, ist die

Sektorisierung des KET ein wichtiges Werkzeug im Zusammenhang mit Jupiterelektronen,

da so z.B. die als Jovian Jets bezeichneten kurzzeitigen Peaks in der Zählrate

des E4-Kanals als eindeutig vom Jupiter kommend identifiziert werden können (vgl.

Abschnitt 7).

Um die Sektorgeometrie des KET zu verstehen, geht man von einem mit Ulysses

fest verbundenen kartesischen Koordinatensystem mit den Achsen x ′ , y ′ , z ′ aus. Die


16 KAPITEL 2. DIE ULYSSES-MISSION

Detektor Schwelle Kanal E [MeV] N [Photonen]

D1 D10 31 0.181

D11 85 1.075

D12 133 4.801

D13 183 21.660

C1 C10 61 1.5

C11 212 45.9

D2 D20 29 0.176

D21 84 1.085

C2 C20 24 1.2

C21 168 33.1

S2 S20 25 44.7

A A0 21.8

A1 450.2

Tabelle 2.2: Diskriminatorschwellen der KET-Detektoren [Heber, 1997, Seite 20].

Abbildung 2.4: Beispiel eines Sektordiagramms. Die Radien der acht Kreissegmente sind

proportional zur Zählrate in diesem Sektor. Die gestrichelten Segmente geben den relativen

Fehler an. Zusätzlich ist die Projektion des Magnetfeldvektors auf die zweidimensionale

Meßebene eingezeichnet.


2.2. DAS KET-INSTRUMENT 17

Orientierung des Koordinatensystems ist dabei so gewählt, dass die Verbindungslinie

zwischen der Erde und der Raumsonde 3 die z ′ Achse definiert. Die Achsen x ′ und y ′

stehen nun senkrecht auf z ′ und rotieren entsprechend der Spinperiode (5 U/min) der

Raumsonde. Das COSPIN-Experiment und damit auch das KET ist so montiert, das es

in Richtung der x ′ -Achse zeigt, woraus sich die durch x ′ und y ′ aufgespannte Ebene als

Messebene des Intrumentes ergibt. Die Messebene ist in acht Sektoren (0 - 7) unterteilt,

so dass auf den jeden Sektor ein Bereich von 45 ◦ entfällt. Der Beginn des ersten Sektors

wird durch den mit einem Sonnensensor bestimmten Schnittpunkt (Sun Pulse) der

positiven x ′ - und der positiven z ′ -Achse mit der Sonne definiert und erzeugt damit

gleichzeitig ein von der Eigenrotation der Raumsonde entkoppeltes Koordinatensystem

(x, y, z), wobei die z-Achse nach wie vor mit der z ′ -Achse übereinstimmt, und die durch

x ′ , y ′ aufgespannte, mit der Raumsonde mitrotierende Ebene in die entkoppelte Ebene

x, y überführt, deren Lage sich aus dem erwähnten Sun Pulse ergibt.

Die Orientierung dieses Koordinatensystem hängt maßgeblich davon ab, ob sich

Ulysses östlich oder westlich der Verbindungslinie zwischen Erde und Sonne befindet.

Überschreitet Ulysses diese Verbindungslinie, muss das Sektorsystem um 180 ◦ gedreht

werden, d.h. die Sektoren vertauschen im entdrallten Koordinatensystem nach dem

folgenden Schema:

0 ←→ 4

1 ←→ 5

2 ←→ 6

3 ←→ 7

Die Zeitpunkte der Übergange von Ulysses über die Verbindungsline Sonne-Erde vom

Beginn der Mission bis zum Jahr 2006 lassen sich anhand der Trajektorien der Erde und

Ulysses berechnen 4 und sind in Tabelle 2.3 eingetragen. Weiterführende Informationen

zu der Sektorisierung der KET-Zählraten findet man bei Hatzky [1993].

Zur Darstellung von Sektordiagrammen wurde eine IDL-Routine geschrieben. Dieses

IDL-Programm ermöglicht es, Sektordiagramme des E4- und P4-Kanals in 2-, 10oder

60-Minutenauflösung zu plotten und zusätzlich die Position des Jupiter und des

Magnetfeldvektors relativ zur (zweidimensionalen) Messebene einzuzeichnen, um die

gemessenen Zählraten in Bezug zu letztgenannten Größen zu setzen.

Daten für die Magnetfeldvektoren liegen bereits vor und können über das Ulysses

Data System 5 bezogen werden. Die Länge des Vektors wird vor dem Einzeichnen in

das Sektordiagramm normiert, d.h. der Magnetfeldvektor (Bx, By, Bz) wird auf eine

3Damit Ulysses zur Datenübertragung stetigen Kontakt zur Erde halten kann, verfügt die Sonde

über ein Kontrollsystem (Attitude and Orbit Control System, AOCS), welches die Aufgabe hat, diese

Verbindung aufrechtzuerhalten.

4Die Trajektoriendaten sind z.B. dem Supplementary Experiment Data Record, SEDR zu entnehmen.

5http://ulysses-ops.jpl.esa.int/ulysses/archive/


18 KAPITEL 2. DIE ULYSSES-MISSION

west/ost ost/west

– 06.10.1990 (Tag 279)

29.12.1990 (Tag 363) 21.08.1991 (Tag 233)

27.02.1992 (Tag 058) 01.09.1992 (Tag 245)

02.03.1993 (Tag 061) 07.09.1993 (Tag 250)

11.03.1994 (Tag 070) 24.02.1995 (Tag 055)

12.02.1996 (Tag 043) 23.08.1996 (Tag 236)

22.02.1997 (Tag 053) 29.08.1997 (Tag 241)

26.02.1998 (Tag 057) 01.09.1998 (Tag 244)

02.03.1999 (Tag 061) 06.09.1999 (Tag 249)

07.03.2000 (Tag 067) 27.09.2000 (Tag 271)

01.02.2002 (Tag 032) 21.08.2002 (Tag 233)

21.02.2003 (Tag 052) 28.08.2003 (Tag 240)

26.02.2004 (Tag 057) 31.08.2004 (Tag 244)

01.03.2005 (Tag 060) 05.09.2005 (Tag 248)

06.03.2006 (Tag 065) 17.09.2006 (Tag 260)

Tabelle 2.3: Übergänge von Ulysses über die Verbindungslinie Sonne-Erde.

feste Länge normiert, es gilt also

�B ′ = a · � B

, (2.3)

|B| �

wobei a ein Skalierungsfaktor ist und in diesem Fall den Wert a = 0.5 hat.

Um die Position des Jupiter auf die zweidimensionale Messebene zu projezieren,

werden die Trajektoriendaten der Raumsonde, der Erde sowie des Jupiter in kartesischen,

sonnenzentrierten Koordinaten benutzt und den folgenden Transformationen

unterworfen:

• Zuerst muss das Koordinatensystem, das seinen Ursprung in der Sonne hat, in

ein Koordinatensystem überführt werden, das von Ulysses ausgeht.

• Die Normale der Messebene weist auf die Erde. Daher muss das Koordinatensystem

derart im Raum gedreht werden, dass die Erde auf der y-Achse des ulysseszentrierten

Koordinatensystem liegt.

• Die Lage des ersten Sektors ergibt sich aus dem Schnittpunkt der positiven x ′ -

und y ′ -Achse und bestimmt sich aus dem Breitengrad ϑ, bei dem sich Ulysses befindet.

Das ulysseszentrierte Koordinatensystem muss um diesen Winkel gekippt

werden.

Nach diesen Transformationen kann die so enstandene Position des Jupiter als normierter

Vektor relativ zu Ulysses auf die zweidimensionale Messebene unter Berücksichtigung

der Vertauschungsregeln projeziert werden.


2.2. DAS KET-INSTRUMENT 19

Ein Beispiel eines mit der IDL-Routine erstellten Sektordiagramms zeigt Abbildung

2.4. Das Diagramm zeigt die über eine Stunde gemittelten Zählraten der acht Sektoren

für den E4-Kanal dargestellt als Kreissegmente, deren Radius proportional zur Zählrate

ist. Die gestrichelten Kreissegmente geben den relativen Fehler der Messung an.

Zusätzlich ist der Magnetfeldvektor eingezeichnet.


20 KAPITEL 2. DIE ULYSSES-MISSION


Kapitel 3

Die Heliosphäre

Nachdem es in den vorherigen Abschnitten um die technischen Aspekte der Teilchenmessung

im Allgemeinen und der Ulysses-Mission im Speziellen ging, sollen im Folgenden

die für diese Arbeit wichtigen physikalischen Grundlagen der Heliosphäre wie der

Sonnenwind und das Interplanetare Magnetfeld beschrieben werden.

3.1 Sonnenwind und Interplanetares Magnetfeld

3.1.1 Enstehung und Ausbreitung des Sonnenwindes

Das die Sonne nicht nur Licht ausstrahlt, sondern auch Quelle eines stetigen Plasmastroms

ist, wurde erstmals in den 50er Jahren des vergangenen Jahrhunderts von L.

Biermann postuliert, der dies aus Beobachtungen der charakteristischen Schweifform

von Komenten folgerte. Kometen besitzen zum einen diffus-gekrümmten, zur Sonne

hingebogenen Schweif (Typ-II), der aus Staubteilchen besteht, sowie einen schmalen,

radial von der Sonne wegweisenden Ionenschweif (Typ-I). Während die Form des Typ-

II Schweifs durch den Strahlungsdruck der Sonne sowie der Sonnengravitation erklärt

werden konnte, blieb die Existenz des Typ-I Schweifs unverstanden, bis Biermann als

Erklärung einen ständig von der Sonne abströmenden Plasmafluss vorschlug. Diese

Vermutung konnte von E. Parker 1958 durch theoretisch Überlegungen untermauert

werden. Parker [1958] konnte zeigen, dass die Sonnenkorona wegen den in ihr herrschenden

Temperaturen von 1 – 2 Millionen Kelvin keinem statischen Gleichgewicht

unterliegen, sondern vielmehr einer stetigen Expansion unterworfen ist mit dem Resultat

eines radialen Flusses fast 1 vollständig ionisierten Plasmas. Dieser Plasmafluss,

anschaulich auch als Sonnenwind bezeichnet, konnte einige Jahre später durch Messungen

von interplanetaren Raumsonden wie Mariner 2 in-situ nachgewiesen werden,

insbesondere durch Untersuchungen der beiden Helios-Raumsonden in den 1970ern

konnte ein recht umfangreiches – wenn auch auf die Ekliptik beschränktes – Wissen

über die Ausbreitung des Sonnenwindes im Interplanetaren Medium gewonnen werden.

1 Eine neutrale Sonnenwindkomponente konnte bislang experimentell nicht nachgewiesen werden.

21


22 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

Dieser radial von der Sonne abströmende Sonnenwind besteht hauptsächlich aus

Protonen und Elektronen. Schwere Komponenten wie z.B. α-Teilchen treten nur in

sehr geringen, aber zeitlich variablen Mengen auf. Tabelle 3.1 bietet einen Überblick

über einige wichtige Eigenschaften des Sonnenwindes bei 1 AU, d.h. in Erdbahnnähe.

Zusammensetzung: ≈ 96% p, 4% α-Teilchen, e −

Dichte : np ≈ ne ≈ 6 cm −3

Geschwindigkeit : u ≈ 470 km/s

Protonenfluss npu ≈ 3 · 10 12 m -2 s -1

Protonentemperatur T ≈ 10 5 K

Tabelle 3.1: Gemittelte Eigenschaften des Sonnenwindes bei 1 AU. Aus Schwenn and

Marsch [1990] und Prölss [2004].

Besonders auffällig ist die starke Variabilität des Sonnenwindes und das Auftreten

von zwei verschieden Zuständen des Sonnenwindes. Zum einen wird der sogenannte

langsame Sonnenwind beobachtet mit einer Ausbreitungsgeschwindigkeit zwischen 250

km/s und 400 km/s und einer durschnittlichen Teilchendichte von 8 Ionen/cm 3 bei

1 AU. Demgegenüber steht der schnelle Sonnenwind, der sich durch deutlich höhere

Geschwindigkeiten im Bereich von 400 km/s bis über 800 km/s und einer deutlich

geringeren Dichte von 3 Ionen/cm 3 auszeichnet.

Abbildung 3.1: Aufnahmen der Sonne mit SOHO/EIT (Fe XII 195 ˚A). Der Kreis markiert

ein koronales Loch (dunkleres Gebiet), die Quellregion des schnellen Sonnenwindes. An

den Polen der Sonne sind zudem deutlich die sogenannten Polaren Löcher zu erkennen,

die Quellregionen des schnellen Sonnenwindes bei hohen Breiten im solaren Minimum.

Wie sich durch backmapping, also das Zurückverfolgen von Sonnenwindsektoren,

zeigen lässt, unterscheiden sich die langsamen und schnellen Sonnenwindströme hinsichtlich

ihrer Ursprungsregionen auf der Sonne. Der schnelle Sonnenwind hat seinen


3.1. SONNENWIND UND INTERPLANETARES MAGNETFELD 23

Ursprung in sogenannten koronalen Löchern, klar begrenzte Gebiete in der oberen Korona,

die im kurzwelligem Spektralbereich (Röntgen, UV) deutlich dunkler erscheinen

und daher – ganz analog zu den Sonnenflecken – eine niedrigere Temperatur als die

umliegenden Bereiche der Korona haben. Koronale Löcher zeichnen sich durch nach

außen offene Magnetfeldstrukturen aus. Langsame Sonnenwindströme hingegen haben

ihre Quellregion im Bereich geschlossener Magnetfeldlinien (Arkaden), der als streamer

belt bezeichnet wird. Der langsame Sonnenwind des Streamer Belts unterscheidet sich

vom schnellen Sonnenwind der koronalen Löcher nicht nur hinsichtlich der Strömungsgeschwindigkeit,

sondern auch in der Dichte, der Temperatur sowie der Ionenzusammensetzung

des Plasmas. Die Wechselwirkung von von unterschiedlich schnellen Sonnenwindströmen

wird im Abschnitt 3.3 genauer besprochen.

Abbildung 3.2: Polare Darstellung der von Ulysses während des ersten Orbits gemessenen

Sonnenwindgeschwindigkeit und die auf 1 AU normierte Plasmadichte nach McComas

et al. [1998]. Die farbliche Kodierung des Sonnenwindes bezieht sich auf den jeweiligen

magnetischen Sektor in dem sich Ulysses befindet. Rot bedeutet von der Sonne weg, blau

zur Sonne hin gerichtete Polarität. Sehr deutlich zu erkennen ist die starke Abhängigkeit

der Sonnenwindgeschwindigkeit und der Dichte von der heliograpischen Breite. Während

bei niedrigen Breiten der von schnellen Streams unterbrochene langsame Sonnenwind

herrscht, misst man bei hohen Breiten den konstant schnellen Sonnenwind.

Die Sonnenwindstruktur außerhalb der Ekliptik bis zu den solaren Polen wurde

erstmals durch die Ulysses-Mission in-situ gemessen. Abbildung 3.2 zeigt einen Polarplot

der Sonnenwindgeschwindigkeit und der Plasmadichte des gesamten ersten polaren


24 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

Ulysses-Orbits vom 17. Februar 1992 bis zum 15. Dezember 1997 während des Minimus

des 22. solaren Zyklus (vgl. Abschnitt 3.1.5). Deutlich zu erkennen ist die Abhängigkeit

der Dichte und Sonnenwindgeschwindigkeit von der heliographischen Breite. Während

bei hohen Breiten ein konstant regelmäßiger und schneller Sonnenwind beobachtet

wird, sind Gebiete niedrigerer Breite durch einen langsamen, aber sehr variablen Sonnenwind

gekennzeichnet.

Zusammensetzung: ≈ 95.55% p, 4.45% α-Teilchen, e −

Dichte : np ≈ ne ≈ 2.7 cm −3

Geschwindigkeit : u ≈ 760 km/s

Protonentemperatur T ≈ 2.7 · 10 5 K

Tabelle 3.2: Gemittelte Eigenschaften des schnellen Sonnenwindes über 36 ◦ heliographischer

Breite und auf 1 AU normiert. Aus McComas et al. [1998].

3.1.2 Das Interplanetare Magnetfeld

Im vorangegangenen Abschnitt wurde die Entstehung und die radiale Ausbreitung des

Sonnenwindes diskutiert. In diesem Abschnitt geht es um das Interplanetare Magnetfeld,

welches zum einen untrennbar mit dem Sonnenwindplasma verbunden ist, und

zum anderen einen entscheidenden Faktor beim Transport geladener Teilchen in der

Heliosphäre darstellt.

Eine wesentliche Eigenschaft des Sonnenwindes ist, dass er aufgrund des extrem

hohen Ionisierungsgrades als Plasma mit quasi-unendlicher Leitfähigkeit angesehen

werden kann. Es lässt sich zeigen (vgl. z.B. Kallenrode [2004, Seite 66]), dass für die

zeitliche Änderung des magnetischen Flusses in einem Plasma die Beziehung


dt


= −

C

1

σ �j · d � l (3.1)

gilt, wobei �j die Plasmastromdichte ist und über eine beliebige geschlossene Kurve C

integriert wird. Unter der Vorraussetzung einer gegen unendlich gehender Leitfähigkeit

σ des Plasmas gilt

σ → ∞ ⇒ 1/σ → 0 (3.2)

was zum Verschwinden von dΦ/dt führt. Es gilt also:

• Der magnetische Fluss durch einen mit dem Sonnenwind mitgeführten Plasmarings

ist konstant.

• Plasmaelemente die sich zu einem beliebigen Zeitpunktauf einer gemeinsamen

Magnetfeldlinie, d.h. mit dem gleichen Fußpunkt auf der Sonne, befunden haben,

bleiben auch weiterhin durch diese Magnetfeldlinie verbunden.


3.1. SONNENWIND UND INTERPLANETARES MAGNETFELD 25

Diesen Zustand bezeichnet man als ” eingefrorenes Magnetfeld“ (frozen-in-condition).

Um sich die Struktur einer Magnetfeldlinie im Interplanetaren Raum zu veranschaulichen

wird im folgenden eine einfache, ballistische Rechnung durchgeführt.

Ein Plasmaelement auf dem Sonnenäquator (r0) mit der heliographischen Länge

−ϕ0 zum Zeitpunkt t0 bewegt sich mit der Geschwindigkeit u radial nach außen. Für

die nach der Zeit t zurückgelegte Wegstrecke gilt dann

r(t) = r0 + u · t. (3.3)

In dieser Zeit hat sich die Sonne und damit der Fusspunkt, aus dem das Plasmaelement

ausgetreten ist, um einen Winkel

∆ϕ = t · Ω (3.4)

um ihre Rotationsachse weitergedreht, wobei Ω = 2.9 · 10 −6 s −1 die Winkelgeschwindigkeit

der Sonne am solaren Äquator ist. Für r ≫ r0 gilt daher in guter Näherung

r(ϕ) = − u

ΩS

(ϕ − ϕ0) ϕ < ϕ0, r ≫ r0. (3.5)

Durch Gleichung (3.5) ist eine Archimedische Spirale definiert die im Falle des interplanetaren

Magnetfeldes auch als Parker-Spirale bezeichnet wird. Man sieht, dass die

Krümmung der Spirale bei als konstant angenommener siderischer Umlaufzeit der Sonne

(∼ 25 d) proportional zu der Sonnenwindgeschwindigkeit u ist, d.h. ein schneller

Sonnenwind hat eine weniger stark gekrümmte Parker-Spirale zur Folge als langsamer

Sonnenwind. Der Winkel χ zwischen einer radialen Verbindung von der Sonne zu einem

Punkt P (ϕ, r) und der Parkerspirale berechnet sich folglich zu

bzw.

tan χ ≈ rdϕ

dr

≈ −Ω r (3.6)

u



|χ| ≈ arctan

u r


, (3.7)

wobei wieder die Bedingung r ≫ r0 gilt. Während bei 1 AU, also in Erdbahnnähe,

χ ≈ 42 ◦ ist, beträgt der Winkel beim mittleren Abstand von Jupiter zu Sonne (5.2

AU) bereits 78 ◦ um in Plutonähe (∼ 40 AU) mit über 88 ◦ fast senkrecht auf einer

radialen Strahllinie zu stehen.

Für die Stärke des Magnetfeldes in radialer Abhängigkeit gilt die Beziehung

B = B(r0)


1 +

� �2 Ωr

·

u

� �

r0

2

. (3.8)

r

Sie nimmt also mit zunehmenden Abstand von der Sonne ab (Parker [1958]).


26 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

3.1.3 RTN- und ϕ-ϑ-Koordianten

Die Magnetfelddaten die für die Auswertungen in dieser Diplomarbeit benutzt werden,

stammen von dem VHM/FMG-Instrument auf Ulysses (Balogh et al. [1992]). Um die

Richtung der magnetischen Feldlinien im interplanetaren Raum darzustellen haben

sich zwei Koordinatensysteme bewährt, die in dieser Diplomarbeit beide benutzt und

daher hier vorgestellt werden.

Beim RTN-System 2 zeigt die R-Komponente entlang der Verbindungslinie Sonne-

Raumsonde, die T-Komponente ergibt sich aus dem Kreuzprodukt Ω×R, wobei Ω

die Rotationsachse der Sonne ist. Vervollständigt wird das System durch N=R×T. Die

Magnetfeldstärke ergibt sich dann aus dem Betrag der Komponenten des RTN-Vektors.

Das RTN-System findet jedoch nicht nur beim VHM/FMG-Instrument Andwendung,

auch das SWOOPS-Instrument hat die Möglichkeit, den Sonnenwind in seine RTN-

Komponenten aufzulösen. Im Kapitel über Jovian Jets (7.2) wird dies Ausgenutzt, um

Aussagen über die Struktur von diesen magnetischen Flussröhren zu machen.

Beim ϕ-ϑ-System wird die Richtung des Magnetfeldvektor durch zwei Winkel dargestellt.

Der ϕ-Winkel orientert sich an der R-Komponente und nimmt gegen den

Uhrzeigersinn zu, der ϑ-Winkel gibt den Inklinationswinkel des Magnetfeldvektor an.

Die Umrechnug zwischen beiden System ist wie folgt möglich:

ϕ = arctan(T/R) (3.9)

ϑ = 90 ◦ �

− arccos(N/ R 2 + T 2 + N 2 ) (3.10)

|B|ϕϑ = |B|RTN (3.11)

3.1.4 Bewegung geladener Teilchen im Magnetfeld

Nachdem die Struktur des interplanetaren Magnetfeldes beschrieben wurde, geht es

nun um die Bewegung von Teilchen in Magnetfeldern, da dies für das Verständnis der

folgenden Kapitel von Bedeutung ist.

Für die Bewegungsgleichung eines Teilchens mit der Ladung q und der Geschwindigkeit

�v gilt die Gleichung für die Lorentz-Kraft

m d�v

dt = q · ( � E + �v × � B), (3.12)

wobei � E und � B die elektrische, bzw. magnetische Feldstärke ist. Bei Abwesenheit elektrischer

Felder vereinfacht sich diese Gleichung zu

m d�v

dt = q · (�v × � B). (3.13)

Magnetfelder bewirken also eine Beschleunigung von geladenen Teilchen senkrecht zur

Bewegungsrichtung in Form einer Kreisbahn, falls �v nur eine senkrechte Komponente

zur Magnetfeldrichtung hat, bzw. auf eine Spiralbahn, wenn �v auch eine parallele

2 Radial, Tangetial, Normal.


3.1. SONNENWIND UND INTERPLANETARES MAGNETFELD 27

Komponente hat, mit der Gyrationsfrequenz

und dem Gyroradius

ωg = qB

m

rg = v⊥

|ωg|

(3.14)

mv⊥

= . (3.15)

|q|B

Der Arcustangens aus dem Verhältnis zwischen paralleler und senkrechter Geschwindigkeitskomponente

definiert den Pitch-Winkel α:

α = tan −1

� v⊥

v�


(3.16)

Geladene Teilchen bewegen sich also in einem idealen, konstanten Magnetfeld mit

fester Geschwindigkeit entlang des Magnetfeldes und beschreiben gleichzeitig eine Gyrationsbewegung

senkrecht zum Magnetfeld. Betrachtet man jedoch ein inhomogenes

Magnetfeld, z.B. Krümmungen, Gradienten, Fluktuationen und random walk reicht

diese einfache Vorstellung nicht mehr aus.

3.1.5 Die Heliosphärische Neutralschicht und der solare Zyklus

Die Sonne als magnetischer Stern kann in erster Näherung als Dipol beschrieben werden.

Dementsprechend beobachtet man auf der Sonnenkorona und im interplanetaren

Raum eine Sektorstruktur, d.h. einen Wechsel zwischen Magnetfeldlinien mit positiver

und negativer Polarität. Die Grenze zwischen positiver und negativer Polarität ist

scharf abgegrenzt und wird auf der Sonnenkorona als Neutrallinie und im interplanetaren

Raum als Heliosphärische Neutralschicht bezeichnet (heliospheric current sheet,

HCS). Der Inklinationswinkel der Neutrallinie in Bezug auf den Sonnenäquator definiert

einen Konus, innerhalb dessen ein Beobachter einen durch die Sonnenrotation

hervorgerufenen Wechsel von positiven und negativen Sektoren beobachtet. Der maximale

Winkel zwischen Neutrallinie und Sonnenäquator wird als Tilt-Winkel bezeichnet

und ist, genau wie die Polarität des solaren Magnetfeldes in Bezug auf den geographischen

Nord- und Südpol der Sonne, nicht statisch, sondern einem 11-jährigen Zyklus

unterworfen. Dieser 11-jährige Zyklus wird durch die Umpolung des solaren Dipols hervorgerufen

und geht mit der Änderung der Sonnenfleckenzahl einher. Man bezeichnet

den Zustand, in den die Umpolung der Sonne abgeschlossen ist, als solares Minimum.

In diesem Zeitraum beobachtet man ein Minimum an Sonnenflecken, einen kleinen

Tilt-Winkel. Von der Ekliptik bis zu hohen Breiten beobachtet man einen Sonnenwind

des langsamen Typs, der regelmäßig von schnellen Sonnenwindströmen unterbrochen

wird, die ihren Ursprung in koronalen Löchern haben, die von hohen Breiten bis in die

Ekliptikebene reichen können.


28 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

Abbildung 3.3: Das koronale Magnetfeld während des solaren Minimums. Die Neutrallinie

ist durch die schwarze Linie dargestellt. Quelle: http://wso.stanford.edu/

Abbildung 3.3 zeigt eine graphische Darstellung des vom Koronographen des Mnt.

Wilcox Observatoriums gemessenen koronalen Magnetfeldes während des solaren Minimums

(März 2006). Die Abszisse zeigt die solare Länge, die Ordinate die solare Breite.

Die schwarze Linie kennzeichnet die Neutrallinie, die Bereiche positiver und negativer

Polarität voneinander trennt. Man sieht eine regelmässige, ” glatte“ Struktur des

Magnetfeldes und der Neutrallinie.

Das solare Maximum (Abb. 3.4, März 2000) ist durch ein Maximum der Sonnenfleckenzahl

und einen hohen Tilt-Winkel gekennzeichnet. Die Sonne befindet sich im

Zustand der Umpolung, d.h. der magnetische Nord- und Südpol tauschen ihre Ausrichtung.

Das Magnetfeld und die Neutrallinie sind in dieser Umpolungsphase weit

weniger klar strukturiert. Die Sonne benötigt 11 Jahre, um die Ausrichtung ihres Magnetfeldes

umzukehren, d.h. die Sonne befindet sich nach 22 Jahren wieder in ihrer

Ausgangskonfiguration.

3.2 Energiereiche Teilchen im Sonnensystem

Der Sonnenwind ist nicht die einzige Teilchenpopulation in der Heliosphäre. Zusätzlich

gibt es im Sonnensystem Teilchen mit Energien deutlich über der des Sonnenwindes,

also oberhalb von einigen keV.


3.2. ENERGIEREICHE TEILCHEN IM SONNENSYSTEM 29

Abbildung 3.4: Das koronale Magnetfeld während des solaren Maximums. Quelle:

http://wso.stanford.edu/

Die Existenz hochenergetischer Teilchen galaktischen Ursprungs wurde 1912 von

V. Hess mittels einer Ionisationskammer an Bord eines Heissluftballons nachgewiesen.

Hess registrierte bei zunehmender Höhe entgegen der Erwartungen eine Zunahme

der Zählrate. Einige Zeit später konnte nachgewiesen werden, das es sich hierbei um

energiereiche Teilchen handelt, die aus dem Weltraum in die Atmosphäre einfallen.

Zu diesen Teilchen zählen u.a. die Galaktische Kosmische Strahlen (engl. galactic

cosmic rays, GCRs). Sie haben ihren Ursprung außerhalb der Heliosphäre und werden

in Bezug auf ihre Einfallsrichtung und zeitliche Variation als isotrop und konstant

angenommen. Beobachtungen lassen darauf schliessen, das die GCRs zu ≈ 98 % aus

Nukleonen und zu 2% aus Elektronen und Positronen bestehen. Im Energiebereich zwischen

10 2 − 10 4 MeV, wo die GCRs ihre höchste Intensität aufweisen, beobachtet man

eine Nukleonenzusammensetzung von ≈ 87% H + und ≈ 12 % Heliumkernen. Schwere

Elemente wie wie Fe, O oder C treten hingegen nur in sehr geringen Konzentrationen

auf (≈ 1%). Die Enstehung der Galaktischen Kosmischen Strahlen ist bislang in weiten

Bereichen unverstanden. Es wird angenommen das sie ihren Ursprung in Beschleunigungsprozessen

bei z.B. Supernovaexplosionen haben, wo diese Teilchen an Schockwellen

auf Energien von bis zu 10 14 MeV beschleunigt werden (siehe z.B. Schlickeiser

[2002]).

Neben GCRs beobachtet man weitere Populationen energiereicher Teilchen in der

Heliosphäre, nämlich die sogenannte anomale Komponente der kosmischen Strahlung


30 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

(anomalous cosmic rays, ACRs) die aus in der Heliosphäre ionisierten und am Termination

Shock beschleunigten Neutralteilchen des interstellaren Mediums besteht. ACRs

schliessen sich bezüglich ihrer Energien an des untere Ende der GCRs an.

Energiereiche Teilchen solaren Ursprungs (solar energetic particles, SEPs) werden

an solaren Flares 3 auf Energien von über einigen hundert MeV beschleunigt und können

in besonders starker Ausprägung mit Neutronenmonitoren auf der Erde nachgewiesen

werden (ground-level event, GLE).

Sturmteilchen (energetic storm particles, ESPs) werden energiereiche Teilchen genannt

die an den Schocks sich schnell ausbreitender solarer Massenauswürfe beschleunigt

werden. ESPs können aus auf Energien von bis zu 100 MeV beschleunigt werden.

Neben diesen genannten Teilchenarten beobachtet man auch energiereiche Teilchen

planetaren Ursprungs zu denen die in dieser Arbeit behandelten Jupiterelektronen

zählen, auf deren Beschleunigungsprozesse in Kapitel 5.2 eingegangen wird.

3.3 Corotating Interaction Regions

3.3.1 Entstehung und Ausbreitung

Wie in Abschnitt 3.1.1 beschrieben ist die Sonne Ursprung unterschiedlich schneller

Sonnenwindströme. Die Wechselwirkung eines schnellen Sonnenwindstroms mit umgebenden

langsamen Sonnenwindströmen im Interplanetaren Raum ist in Abbildung

3.5 dargestellt. In der Nähe der Sonne ist die Wechselwirkung zweier unterschiedlich

schneller Sonnenwindströme gering, da der durch Gleichung (3.7) gegebene Winkel χ

für kleines r klein ist und dem Einfluss der Größe u, und damit der Krümmung der

Parkerspirale, überwiegt. Verschieden schnelle Sonnenwindelemente fließen also in Sonnennähe

nahezu parallel und beeinflussen sich daher nicht. Für größere heliozentrische

Abstände nimmt der Einfluss der gekrümmten Parkerfeldlinien zu und der schnelle

Sonnenwind würde den langsamen Sonnenwind überholen, bzw. sich mit ihm vermischen.

Dies ist aber aufgrund des eingefrorenen Magnetfeldes nicht möglich. Stattdessen

kommt es zu einer Kompression des Sonnenwindplasmas in Form eines erhöhten

magnetischen- und Plasmadrucks und einer Erhöhung der Sonnenwinddichte. Zur Illustration

der Wechselwirkung schneller und langsamer Sonnenwindströme ist Abbildung

3.5 in vier Bereiche unterteilt. Im ersten Bereich ist der langsame Sonnenwind vom

schnellen Sonnenwindstrom unbeeinflusst. Der zweite Bereich zeigt das komprimierte

und beschleunigte Sonnenwindplasma des einst langsamen Sonnenwindes, während

der dritte Bereich aus komprimiertem und verlangsamtem Plasma des einst schnellen

Sonnenwindes besteht. Der vierte Bereich ist das durch die Kompressionsregion unbeeinflusste

Gebiet des schnellen Sonnenwindes. Da diese Kompressionsregionen, also

auch ihre solaren Quellregionen, lange Zeit stabil sein können, können sie über meh-

3 Unter solaren Flares versteht man einen räumlich und zeitlich beschränkten starken Anstieg der

Strahlung und des Teilchenflusses.


3.3. COROTATING INTERACTION REGIONS 31

rere Sonnenrotationen hinweg z.B. an der Erde mit einer 27 Tage-Periode 4 beobachtet

werden, daher der Name Corotating Interaction Region (CIR) 5 .

Eine wichtige Eigenschaft dieser Kompressionsregionen ist die Ausbildung einer

tangentialen Diskontinuität (TD), welche die ursprünglich langsamen und schnellen

Plasmaelemente voneinander trennt (vgl. z.B. Schwenn and Marsch [1990], rote Linie

in Abbildung 3.5). Als Stream Interface bezeichnet man diese Sektorgrenze nach einer

Definition von Burlaga [1974], wenn die TD durch eine Abnahme der Dichte um den

Faktor 2 über eine Distanz von < 10 6 km, einem Anstieg in der kinetischen Temperatur

und einen kleinen Anstieg der Sonnenwindgeschwindigkeit sowie eine Zunahme der

Entropie ∼ Tp/n γ−1 gekennzeichnet ist. Da es sich beim Stream Interface um die

Grenze zwischen Plasmen unterschiedlicher Herkunft handelt, beobachtet man auch

eine abrupte Änderung der Ionenzusammensetzung schwerer Elemente wie C und O

auch bei großen heliozentrischen Distanzen wie Wimmer-Schweingruber et al. [1997]

anhand der Messungen des SWICS-Instrumentes an Bord von Ulysses zeigen konnten.

Für eine tangentiale Diskontinuität bzw. ein Stream Interface als Grenze zwischen

verschiedenen Sonnenwindströmen muss gelten, dass für das Magnetfeld, bzw. für den

Sonnenwind, der das Magnetfeld mitführt die Normalkomponente des Magnetfeldes

verschwindet, also Bn = 0 ist, der Magnetfeldvektor also tangential zur Diskontinuität

liegt. Für die Sprungbedingung physikalischer Größen an einer Diskontinuität gelten die

folgenden, als Rankine-Hugoniot Bedingung zusammengefassten, Gleichungen (siehe

z.B. Baumjohann [1997]).


nmvn [vn] = − p + B2


2µ0

(3.17)

nmvn [vt] = Bn

[Bt] (3.18)

µ0

Bn [vt] = [vnBt] (3.19)

Hier bezeichnet n die Teilchendichte, m die Masse, p den Plasmadruck und der Term

den magnetischen Druck. Die Indizies n und t beziehen sich auf die Normal-,

B2 2µ0

bzw. Tangentialkomponente der jeweiligen Größe. Für eine tangentiale Diskontinuität

wird die zweite und dritte Rankine-Hugoniot-Gleichung offensichtlich erfüllt, da vn

und damit auch Bn verschwinden müssen und daher auch kein Massenfluss über die

Diskontinuität stattfindet. Für die erste Gleichung muss


− p + B2


= 0 (3.20)

2µ0

gelten, d.h der Gesamtdruck muss im Bereich der Diskontinuität erhalten bleiben.

Neben der Diskontinuität ist die mögliche Entstehung eines Forward und Reverse

Shock-Paares eine weitere wichtige Eigenschaft einer CIR dessen Entstehung im

folgenden beschrieben werden soll.

4 Das ist die siderische Umlaufzeit der Sonne.

5 Auf deutsch etwa ” mitrotierende Wechselwirkungsregion“.


32 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

wobei

Die magnetosonische Geschwindigkeit in einem Plasma ergibt sich aus

c 2 ms = c 2 s + v 2 A, (3.21)

cs = � 5P/3ρ (3.22)

die Schallgeschwindigkeit im Plasma mit der Dichte ρ und dem Druck

ist.

P = nk (Te + Tp) + B 2 /2µ0

(3.23)

vA = B/ √ µ0ρ (3.24)

ist die Alfvén-Geschwindigkeit, also die maximale Geschwindigkeit mit der sich eine

magnetische Störung entlang des Magnetfeldes ausbreiten kann. Für die Entstehung

eines Shocks muss die magnetosonische Machzahl

die Bedingung

Mms = v

cms

(3.25)

Mms > 1 (3.26)

erfüllen, d.h. die Geschwindigkeitsdifferenz ∆v zwischen dem schnellen und langsameren

Plasma muss größer als die magnetosonische Geschwindigkeit cms sein, bzw.

umgekehrt im Fall des dem Stream Interfaces nachfolgenden schnellen Sonnenwindes.

Bedingung (3.26) ist wegen der mit zunehmender heliozentrischer Distanz abnehmenden

magnetosonischen Geschwindigkeit bei ungefähr 2 AU erfüllt (Gosling et al. [1976]).

Bei 3-5 AU weisen 90% der beobachteten CIRs einen Forward und 75% einen Reverse

Shock auf (Smith and Wolfe [1977]). Forward Shocks kennzeichnen sich durch einen

deutlichen Anstieg in der Dichte, der Plasmatemperatur- und Geschwindigkeit, der magnetischen

Feldstärke und des Plasmadrucks. Reverse Shocks sind durch eine deutliche

Abnahme der Dichte, der Temperatur, der magnetischen Feldstärke, des Plasmadrucks

sowie einen Anstieg der Plasmageschwindigkeit charakterisiert.

Im Rahmen dieser Arbeit war es notwendig, Forward- und Reverseshocks sowie das

Stream Interface bzw. Diskontinuitäten von CIRs zu bestimmen, wobei Messungen des

SWICS-, bzw. SWOOPS-Instrumentes benutzt wurden. Abbildung 3.6 zeigt exemplarisch

die Identifikation der Schockwellen und des Stream Interfaces für CIR #8 mit

dem SWICS Data Browser 6 , die als Musterbeispiel eines Stream Interfaces gilt und

z.B. in Wimmer-Schweingruber et al. [1997] ausführlich beschrieben ist. Der Forward

Shock (FS) an Tag 361.81 bzw. der Reverse Shock an Tag 364.98 sind durch einen deutlichen

Anstieg der Sonnenwindgeschwindigkeit (oberer Plot) zu erkennen. Das Stream

Interface (Tag 363.31, SI) ist wie oben beschrieben durch eine deutlich Abnahme der

Dichte und eine gleichzeitge Zunahme der Temperatur (hier um den Faktor 10) sowie

einem Sprung in der Einfriertemperatur von O und Mg gekennzeichnet.

6 http://idefix.physik.uni-kiel.de/ulysses/


3.3. COROTATING INTERACTION REGIONS 33

Abbildung 3.5: Dargestellt ist die Wechselwirkung eines schnellen Sonnenwindstroms mit

dem umgebenen langsamen Sonnenwind. Wegen des eingefrorenen Magnetfeldes können

sich unterschiedliche Plasmaströme nicht durchdringen sondern bilden ein Kompressionsregion.

Die unterschiedlichen Sonnenwindströme werden von einer Diskontinuität bzw.

Stream Interface (SI) getrennt. Ab einem gewissen Abstand von der Sonne kommt es

zudem zur Bildung eines Forward und Reverse Shock-Paares. Weitere Erläuterung siehe

Text. Quelle: Conlon and Simpson [1976], verändert.

3.3.2 Einfluss auf energiereiche Teilchen

Nachdem im vorangegangenen Abschnitt die Entstehung von CIRs beschrieben wurde,

geht es nun darum, den Einfluss dieser korotierenden Wechselwirkungsregionen auf

energiereiche Teilchen darzustellen.

Abbildung 3.7 zeigt Ulysses-Messungen vom Zeitraum 1993 bis Anfang 1995. Diese

Messungen decken also einen Latitudenbereich von -25 ◦ Anfang 1993 bis -80 ◦ beim

Südpolüberflug Mitte 1994 ab, ehe Ulysses 1995 beim fast latitude scan wieder die

Ekliptik durchstößt. Aufgetragen ist im unteren Plot die vom SWOOPS-Instrument

gemessene Sonnenwindgeschwindigkeit, der mittlere Plot zeigt die Zählraten hochenergetische

Protonen im Energiebereich von 250 - 2200 MeV (rot) sowie die relativen

Zählraten des selben Energiebereichs. Der obere Plot zeigt die Zählraten niederenergetischer

Elektronen (40 - 65 keV) und Protonen (1.2 - 3 MeV). Die vertikalen gestrichelten

Linien markieren eine 26-Tage Periode, entsprechend der Umlaufzeit eines

koronalen Loches und damit dem Auftreten einer CIR an der Raumsonde.


34 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

Abbildung 3.6: Plot der Plasmaparameter der CIR #8 1992, erstellt mit dem SWICS

Data Browser. Der Forwardshock ist mit ’FS’, das Stream Interface mit ’SI’ und der

Reverseshock mit ’RS’ markiert. Weitere Erläuterung siehe Text.

Um den Einfluss von CIRs auf energiereiche Teilchen zu diskutieren, wird im folgenden

zuerst die Modulation energiereicher Teilchen, also der galaktischen kosmischen


3.3. COROTATING INTERACTION REGIONS 35

Abbildung 3.7: Ulysses-Beobachtungen der Modulation niederenergetischer Elektronen

und Protonen (oberer Plot) und energiereicher Protonen (mittlerer Plot). Die gestrichelten

vertikalen Linien markieren eine 26-Tage Periode entsprechend der Umlaufzeit eines

koronalen Loches. Quelle: Heber et al. [1999]

Strahlung diskutiert, um dann auf die auf niederenergetische Teilchen einwirkenden

Prozesse einzugehen.

Betrachtet man die in Abbildung 3.7 aufgetragenen Zählraten hochenergetischer


36 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

Protonen, beobachtet man einen Zusammenhang zwischen zwischen CIRs und der

Abnahme der Protonenzählrate. Langjährige Beobachtung z.B. mit Helios 1/2, IMP,

Ulysses sowie den Voyager- und Pioneer-Sonden zeigen (Richardson [2004]) das die Abnahme

der Zählraten der galaktischen kosmischen Strahlung mit der Front des schnellen

Sonnenwindstroms bzw. dem Stream Interface verknüpft ist. Das Zählratenminimum

wird zur Zeit des Maximums der Sonnenwindgeschwindigkeit, also in der Umgebung

des Reverseschocks beobachtet. Kein Zusammenhang zwischen einer Erniedrigung der

Zählraten und der Heliosphärischen Stromschicht, die oft in umittelbarer Umgebung

des Stream Interfaces auftritt, wurde beobachtet. Infolge des Umlaufzeit eines koronalen

Lochs von 26 Tagen beobachtet man eine 26-Tages Periode der Modulation von

galaktischen Kosmischen Strahlen.

Im Kapitel 6.2, in dem der Einfluss von CIRs/SIs auf Jupiterelektronen untersucht

wird, werden diese Beobachtungen, die zu einer Erniedrigung der Zählraten führen,

detailliert besprochen und die physikalischen Prozesse diskutiert.

Niederenergetische Teilchen wie die in Abbildung 3.7 geplotteten Elektronen (40

keV - 65 keV) und Protonen (1.2 MeV - 3 MeV) unterliegen einem anderen Prozess.

Hier beobachtet man eine Erhöhung der Zählraten in der Nähe der CIR mit der Ausbildung

einer Doppelpeak-Signatur und einem Zählraten Minimum in der Umgebung des

Stream Interfaces. Diese Peaks sind mit den beiden Schocks der CIR verknüpft. Zurückzuführen

ist dies auf Beschleunigungsprozesse der Teilchen an den Schocks. Nach Fisk

und Lee (Fisk and Lee [1980]) ist diese Schockbeschleunigung auf Teilchenstreuung

zwischen dem Schock und Fluktuationen des magnetischen Feldes zurückzuführen. Beschreibt

man diese Beschleunigung durch die Streuung von Teilchen an magnetischen

inhomogenitäten, führt dies zu einem Energiegewinn der Teilchen, der sich nach der

Fermibeschleunigung II. Ordnung zu

∆E

E

= 4

3 β2

(3.27)

mit dem β Verhältnis zwischen Teilchen- und Lichtgeschwindigkeit v/c bestimmt. Aus

bislang ungeklärten Gründen weißt der Reverseshock höhere Intensitäten an schockbeschleunigten

Teilchen als der Forwardshock auf. Die maximale Energie die Teilchen

durch Beschleunigung an CIR-Schocks erreichen können, liegt für Protonen bei 10 MeV

und für Elektronen bei 200 keV (Kallenrode [2004]).

3.4 Die Grenzen der Heliosphäre

Der Raum zwischen den Sternen ist nicht etwa leer, sondern vielmehr vom sogenannten

interstellaren Medium erfüllt (ISM). Das ISM besteht aus geladenen Teilchen,

Molekülen und Staub sowie neutralem Gas. Das stetig von der Sonne abströmende

hochionisierte Sonnenwindplasma verdrängt das interstellare Medium in der Umgebung

der Sonne und bildet eine Blase mit einem Durchmesser von ungefähr 200 - 300


3.4. DIE GRENZEN DER HELIOSPHÄRE 37

AU, die die Heliosphäre 7 definiert. Relativ zur Sonne bewegt sich das ISM, bzw. das

lokale interstellare Medium (LISM), mit einer Geschwindigkeit von ∼ 25 km/s. Daher

spricht man analog zum Sonnenwind vom interstellarem Wind. Abbildung 3.8 zeigt

eine künstlerische Darstellung der Heliosphäre und illustriert die Wechselwirkung zwischen

Sonnenwind und ISM. Der Sonnenwind breitet sich bis zum Termination Shock

supersonisch, also mit Überschallgeschwindigkeit aus, um dann auf subsonische Geschwindigkeiten

von weniger als 100 km/s abgebremst zu werden. Während die neutrale

Komponente des Sonnenwindes fast ungehindert in die Heliosphäre eindringen

kann, werden geladene Teilchen am interplanetaren Magnetfeld reflektiert, es bildet

sich der sogenannte Bow Shock in Analogie zum Termination Shock des Sonnenwindes.

Die Fläche zwischen diesen beiden Schocks, die beide Plasmen bremst, wird als

Heliopause bezeichnet. Infolge der Flussgeschwindigkeit des interstellaren Windes – in

Abbildung 3.8 fliesst dieser von links nach rechts – wird der Sonnenwind jenseits des

Termination Shocks abgelenkt und besitzt die selbe Flussrichtung wie das ISM, was

zur Ausbildung eines als Heliotail bezeichneten Schweifs führt.

Abbildung 3.8: Künstlerische Darstellung der Heliosphäre. Das interstellare Medium

(ISM) strömt von links heran und trifft auf die Heliosphäre. Weitere Erläuterung siehe

Text. Quelle: http://www.nasa.gov, verändert.

7 Im allgemeinem Fall spricht man auch von einer Astrosphäre.


38 KAPITEL 3. DIE HELIOSPHÄRE

3.5 Innere und äußere Heliosphäre

Das Thema dieser Arbeit sind ” Jupiterelektronen in der inneren Heliosphäre“ und

damit stellt sich die grundlegende Frage, was man unter den Begriffen innere und äußere

Heliosphäre versteht und was die Unterschiede ausmacht. Eine eindeutige Definition

der inneren und äusseren Heliosphäre gibt es nicht. Vielmehr ist es von der jeweiligen

physikalischen Fragestellung und Sichtweise abhängig, was man als ” innen“ und was

als ” außen“ bezeichnet.

Schwenn and Marsch [1990] setzen die Grenze zwischen innerer und äußerer Heliosphäre

aufgrund von Beobachtungen mit Helios 1 uns 2 bei 1 AU - also dem Erdorbit

- an und begründen dies mit dem deutlich abnehmenden Einfluss der Sonne auf den

Zustand des interplanetaren Mediums infolge der zunehmenden Wechselwirkung der

Sonnenwindströme bei zunehmen Abstand zur Sonne.

Andere Autoren (siehe z.B. Suess et al. [1998]) bezeichnen den Bereich von ∼ 5

AU als innere Heliosphäre und beziehen sich dabei auf den der Raumsonde Ulysses

zugänglichen interplanetaren Raum (Der Aphel von Ulysses in der Ekliptik beträgt ca.

5.4 AU, der Perihel ca. 1.34 AU) und setzen die Grenze damit zum Orbit des Jupiters.

Da in dieser Arbeit hauptsächlich Messwerte von Ulysses benutzt werden, ist es

zweckmässig, die letztgenannte Definition zu übernehmen. Wir verstehen im Folgenden

also als innere Heliosphäre den Raum der Ulysses für Messungen zugänglich ist,

während wir den entfernteren Raum, den z.B. die Pioneer 10 und 11 Sonden erreicht

haben, als Äußere Heliosphäre bezeichnen.

Diese Wahl ist aber besonders in Bezug auf das Verhalten von CIRs von Vorteil, da

sich CIR-Strukturen erst ab einem radialen Sonnenabstand von 3 - 5 AE ihre typischen

Signaturen entwickelt haben, deren Einfluss auf Jupiterelektronen in dieser Arbeit

behandelt werden. Bei grösseren Abständen, typischerweise 8 - 12 AU, beobachtet

man eine zunehmende Wechselwirkung von CIRs und als Folge die Enstehung von

verschmolzenen Wechselwirkungsregionen (merged interaction regions, MIRs). Diese

konnten bis ca. 15 AU nachgewiesen werden (Burlaga [1988]), d.h. die typischen CIR-

Struktur die in dieser Arbeit untersucht wird, verschwindet bei großen heliozentrischen

Abständen.


Kapitel 4

Jupiter als Quelle energiereicher

Elektronen

4.1 Das Jupitersystem

Jupiter (Abbildung 4.1) ist in vielfacher Hinsicht imposant und nimmt eine besondere

Stellung unter den Planeten des Sonnensystems ein. Die Masse des Gasplaneten beträgt

ungefähr das 318-fache der Erdmasse bzw. 1/1047 der Sonnenmasse und ist damit der

mit Abstand massereichste Planet in unserem Sonnensystem.

Die Atmosphäre des Jupiter besteht vor allem aus Wolkenbändern, Konvektionszellen

und zum Teil extrem stabilen Zirkulationssystemen wie dem von G. Cassini

entdeckten ” roten Fleck“ und setzt sich größtenteils aus Wasserstoff und Helium zusammen.

Verschiedene Verbindungen wie Ethan, Wasser und Cyanwasserstoff kommen

in Spuren vor. Neben den vier Galileischen Monden wird Jupiter von 59 weiteren Monden

umkreist, von denen die Äußeren mit sehr hohen Exzentritäten (e > 0.1 − 0.5)

vermutlich eingefangene Planetoiden sind.

Der innere Aufbau des Jupiters setzt sich zum größten Teil aus Wasserstoff und

Helium (He/H ≈ 0.1) zusammen. Er besteht also aus sogenannter Solarmaterie, d.h.

unveränderter Materie aus der Entstehungsphase der Sonne und des Sonnensystems. Es

wird angenommen, dass Jupiter über einen festen Kern, der rund 4% seiner Masse vereinigt,

verfügt, dessen Zusammensetzung hauptsächlich aus Gestein wie Silizium- und

Eisenoxid, aber auch Methan und Schwefelwasserstoff besteht (Bagenal et al. [2004]).

4.2 Aufbau der Jupitermagnetosphäre

Jupiter ist nicht nur der masse- und volumenreichste der Planeten unseres Sonnensystems,

sondern verfügt auch über die größte Magnetosphäre (siehe z.B. Melrose [1979]).

Abbildung 4.2 zeigt die Grösse der Jupitermagnetosphäre im Vergleich zum Saturn,

Erde und Merkur. Sie ist die mit Abstand größte planetare Magnetosphäre im Sonnensystem.

Die magnetische Feldstärke beträgt am Äquator 4.2 Gauss und an den

39


40 KAPITEL 4. JUPITER ALS QUELLE ENERGIEREICHER ELEKTRONEN

Abbildung 4.1: Aufnahme des Jupiter mit dem Hubble Space Telescope. Zu erkennen sind

zahlreiche Wolkenbänder und Konvektionszellen in der Atmosphäre des Gasplaneten.

Quelle: http://hubble.nasa.gov

Abbildung 4.2: Die Jupitermagnetosphäre im Vergleich mit der des Saturn, der Erde

und Merkurs. Die Achsenmarkierungen sind in Einheiten des jeweiligen Planetenradius

gegeben. Sie ist die größte planetare Magnetosphäre und zugleich das grösste planetare

Objekt im Sonnensystem. Von der Erde aus betrachtet hätte die Magnetosphäre, wäre sie

sichtbar, ungefähr die fünffache Ausdehnung der Mondscheibe. Quelle: K.-H. Glassmeier

[1991]


4.3. DER 13-MONATE ZYKLUS BEI 1 AU 41

Polen 10-14 Gauss und ist damit 14 mal stärker als das der Erde. Die Jupitermagnetosphäre

unterliegt in ihrer Ausdehnung großen Schwankungen infolge des Einfluss des

Plasmadrucks des Sonnenwindes. Daher verstehen sich Angaben der Ausdehnung der

Magnetosphäre nur als Mittelwerte. Üblicherweise wird die Jupitermagnetopshäre in

drei Bereiche unterteilt: Die innere Magnetosphäre (≤ 6 RJ) ist durch das Dipolfeld des

Planeten geprägt. Diesem Bereich (∼ 6 bis 30−50 RJ) schliesst sich die mittlere Magnetosphäre

an. Infolge der Ausbildung einer äquatorialen Stromschicht in dieser Region

kommt es zu einer Verzerrung der Feldlinien in radialer Richtung (Vgl. Abbildung 4.2).

Der äußerste Bereich der Magnetosphäre hingegen wird wesentlich vom Einfluss des

Sonnenwindes bestimmt und ist daher in seiner Ausdehnung stark variabel. Wie alle

planetaren Magnetosphären besitzt, besitz auch die Jupitermagnetosphäre einen Bow

Shock und eine downstream dazu gelegene, als Magnetosheath bezeichnete Region. Der

Bow Shock ist der Punkt, an dem der Sonnenwind auf sub-alfénische Geschwindigkeiten

abgebremst wird, die folgende Magnetosheath ist durch Turbulenzen des Magnetfeldes

infolge der Wechselwirkung mit dem abgebremsten Sonnwind gekennzeichnet. Infolge

des Drucks, den der von der Sonne heranströmende Sonnenwind auf die Magnetosphäre

ausübt, hat sie auf der sonnenzugewandten Seite eine ellipsoidförmige Gestalt. Auf der

sonnenabgewandten Seite bildet sich der sogenannte Magnetotails aus (siehe Abbildung

4.2). Pioneer 10-Messungen weisen auf eine Ausdehnung des Magnetotails von

∼1 AU hin (Simpson and Pyle [1977]).

Aufgrund ihrer Grösse, der sehr kurzen Rotationsperiode des Planeten und des

Umstandes, dass einige Monde wie z.B. Io innerhalb der Magnetosphäre liegen, ist die

Jupitermagnetosphäre reich an verschiedenen Teilchenpopulationen und Plasmaprozessen

auf einer Zeitskala von einigen Sekunden über Minuten bis hin zur Rotationsperiode

des Planeten (siehe z.B. Dessler [1983], Kallenrode [2004], Prölss [2004], Bagenal et al.

[2004]). Auf die Modulation der energiereichen Elektronen in der Magnetosphäre, die

nach ihrem Entweichen in den interplanetaren Raum als Jupiterelektronen beobachtet

werden, wird in Abschnitt 5.2 eingegangen, nachdem im Folgenden der sogennante

13-Monate Zyklus bei 1 AU erläutert wird.

4.3 Der 13-Monate Zyklus bei 1 AU

Aufgrund der Rotation der Sonne und des eingefrorenen interplanetaren Magnetfelds

hat eine Magnetfeldlinie die Gestalt einer Archimedischen Spirale (Abschnitt 3.1.2).

Teilchenbewegung findet im Falle eines idealen Magnetfeldes, wie in Abschnitt 3.1.4

dargelegt, nur parallel zu Magnetfeldlinien statt. Nimmt man also Jupiter, wie die

Pioneer 10/11-Messungen erstmals gezeigt haben, als starke Quelle von energiereichen

Elektronen an, so erwartet man im Fall einer Konstellation wie in Abbildung 4.3 einen

erhöhten Elektronenfluss an der Erde, da sich Erde und Jupiter auf einer magnetisch

optimalen Verbindung zueinander befinden. Der kürzeste, d.h. optimalste Weg für geladene

Teilchen in der Parker-Geometrie ist ein Spiralabschnitt.

Die Erde benötigt nun ein Jahr, also 12 Monate, für einen vollständigen Umlauf


42 KAPITEL 4. JUPITER ALS QUELLE ENERGIEREICHER ELEKTRONEN

Abbildung 4.3: Ein Blick auf die Ekliptik mit dem eingezeichneten Erdorbit bei 1 AU

(blau) und dem Orbit des Jupiter bei 5.5 AU (rot). Zusätzlich eingezeichnet ist eine

Parkerspirale für den Fall einer Sonnenwindgeschwindigkeit von 600 km/s. Diese Konstellation

bedeutet eine magnetisch günstige Verbindung zwischen den beiden Planeten,

d.h. man erwartet einen erhöhten Elektronenfluss. Dies ist auf Grund der Umlaufzeiten

der Erde und des Jupiter alle 13 Monate der Fall. Die Sonne und die Planeten bewegen

sich entgegen dem Uhrzeigersinn.

um die Sonne, während die Umlaufszeit des Jupiter 12 Jahre (genauer 11.84 Jahre)

beträgt. Nachdem die Erde also einen kompletten Umlauf vollzogen hat, hat sich Jupiter

um 1/12 (∼ 30 ◦ ) seines Orbits weiterbewegt. Diese Differenz des Längengrades

entspricht nun dem Winkel, den die Erde in einem Monat auf ihrer Bahn (R = 1 AU)

zurücklegt. Dies hat zur Folge, dass sich die Erde zusätzlich zu ihrer siderischen Umlaufzeit

noch einen weiteren Monat auf ihrem Orbit weiterbewegen muss, um wieder

auf der gleichen Parkerspirale wie Jupiter zu liegen. Daraus folgt, dass man alle 13

Monate einen erhöhten Elektronenfluss in Erdbahnnähe beobachten sollte, was von insitu-Messungen,

z.B. vom sich in einer Erdumlaufbahn befindlichen IMP-8 Satelliten

bestätigt wird, wie Abbildung 4.4 deutlich zeigt.

Die eingezeichnete 13-Monate Periode wurde aus den Trajektoriendaten 1 der Erde

und des Jupiter und einer Parkerspirale nach Gleichung 3.5 unter der Annahme eines

Sonnenwindes von 400 km/s berechnet, indem die Zeitpunkte bestimmt wurden, zu

1 http://spdf.gsfc.nasa.gov/data orbits.html


4.3. DER 13-MONATE ZYKLUS BEI 1 AU 43

denen die beiden Himmelskörper auf der gleichen Parkerspirale liegen. Die Annahme

einer Sonnenwindgeschwindigkeit von 400 km/s ist dadurch gerechtfertigt, dass in der

Ekliptikebene während des solaren Minimums der langsame Sonnenwind (∼ 400 km/s)

vorherrscht, der regelmäßig von schnelleren Strömen aus koronalen Löchern unterbrochen

wird. Im solaren Maximum beobachtet man bis zu den Polen der Sonne diesen

langsamen Sonnenwind.

Die Übereinstimmung von Beobachtung und dem berechneten Modell ist ein deutlicher

Beweis, dass zum einen das interplanetare Magnetfeld durch das Parkerfeld beschrieben

werden kann, und zum anderen Jupiterelektronen über weite Bereiche der

Heliosphäre beobachtet werden können. Dadurch eignen sie sich als ” Testteilchen“, um

die Ausbreitung geladener Teilchen im interplanetaren Raum zu studieren. Neben Messungen

am Erdorbit z.B. mit IMP-8 konnten Jupiterelektronen auch mit der Mariner

10-Sonde bei ≤0.5 AU nachgewiesen werden (Eraker and Simpson [1979]).

rel. e-flux

0.1

0.01

IMP-8 Electron Flux (1974-1984)

13 mo.

IMP-8 e-flux (2-12 MeV)

1974 1976 1978 1980 1982 1984

Abbildung 4.4: Messungen des IMP-8 Satelliten der Elektronenzählraten im Bereich von

2 - 12 MeV im Zeitraum von 1974 bis 1984. Deutlich zu erkennen ist ein Anstieg der Elektronenzählrate

alle 13 Monate, was auf eine magnetisch günstige Verbindung zwischen

Erde und Jupiter zurückzuführen ist. Dass die Zählrate im Fall einer ungünstigen Verbindung

nicht verschwindet liegt zum einen an der Querdiffusion der Elektronen, also der

Diffusion senkrecht zu den Magnetfeldlinien und zum anderen an dem stets vorhanden

Hintergrund galatkischer Elektronen in diesem Energiebereich.

Abbildung 4.4 zeigt zudem ein periodisches Minimum in der Elektronenzählrate. Zu

diesen Zeiten befinden sich die Erde und Jupiter auf einer magnetische sehr ungünstigen

Verbindung. Dennoch sieht man eine nicht verschwindende Zählrate aufgrund von


44 KAPITEL 4. JUPITER ALS QUELLE ENERGIEREICHER ELEKTRONEN

Elektronen der galaktischen kosmischen Strahlung in diesem Energiebereich. Inwiefern

auch bei ungünstigen magnetischen Verbindungen ein Transport von Elektronen vom

Jupiter zur Erde möglich ist, wird in den nächsten Kapiteln besprochen.


Kapitel 5

Messungen von Jupiterelektronen

mit Ulysses

5.1 Jupiterelektronen im interplanetaren Raum

Um die folgenden Beobachtungen von Jupiterelektronen mit Ulysses in Bezug zur Trajektorie

der Raumsonde und der Planeten sowie den heliosphärischen Bedingungen zu

stellen, wird im folgenden ein Überblick über die Messung von energiereichen Elektronen

mit Ulysses seit dem Start der Mission im Oktober 1990 gegeben. Für den

Zeitraum von Ende 1990 bis 2005 ist im unteren Panel der Abbildung 5.1 die E4-

Zählrate (rot) sowie die Protonenzählrate im Bereich von 38-70 MeV (blau). In den

beiden oberen Panels ist der Abstand von Ulysses zum Jupiter in AU, die relative

Breitendifferenz beider Objekte sowie der Neigungswinkel der heliosphärischen Neutralschicht

eingezeichnet. Zusätzlich ist die Zeit des ersten und zweiten fly-bys sowie

die heliosphärischen Bedingungen in Bezug auf den solaren Zyklus.

Die unmittelbare Zeit nach dem Start der Raumsonde ist durch eine Abnahme

der E4-Zählraten gekennzeichnet. Die weisst auf eine magnetische ungünstig werdende

Verbindung zwischen Ulysses und Jupiter hin (Abschnitt 4.3). Das Zählratenminimum

ist Mitte 1991 erreicht. Mit zunehmender Nähe zum Planeten beobachtet man einen

deutlichen Anstieg der E4-Zählraten analog zu den Pioneer-Messungen. Das Maximum

der Zählraten beobachtet man zum Zeitpunkt der unmittelbaren fly-bys im Februar

1992. Au ihrem Weg zum solaren Südpol und zunehmenden Abstand zum Jupiter

nimmt auch die Elektronenzählrate ab und bleibt auf einem niedrigen Niveau bis. 1994

überfliegt die Raumsonde den solaren Südpol und passiert kurz darauf, Anfang 1995

die Ekliptik um Mitte 1995 den solaren Nordpol zu überfliegen. Beim Durchflug durch

die Ekplitikebene beobachtet man einen Anstieg der Elektronenzählraten, ebenso wie

bei den drei folgenden Ekliptikpassagen 1997/98, 2001 und 2004. 2004 kam Ulysses

dem Jupiter bis auf 0.8 AU nahe, was an einem deutlich erhöhten Elektronenfluss

in diesem Zeitraum zu sehen ist. Wie aus dem Vergleich zwischen Elektronen und

Protonen im unteren Panel der Abbildung zu sehen ist, besteht kein Zusammenhang

45


46 KAPITEL 5. MESSUNGEN VON JUPITERELEKTRONEN MIT ULYSSES

R [AU]

α [degree]

count rate [1/s]

10

7.5

5

2.5

50

0

-50

10 -2

10 -3

10 -4

Jupiter flyby

000 111

000 111

000 111

000 111

000 111

000 111

Ulysses distance − from Jupiter

Tilt angle

Transition

Distant encounter

Ulysses latitude wrt. Jupiter

Minimum

000 111

000 111

000 111

000 111

000 111

000 111

Maximum Min.

1990 1995 2000 2005

year

Abbildung 5.1: Für den Zeitraum von Ende 1990 bis 2005 ist im unteren Panel die E4-

Zählrate (rot) sowie die Protonenzählrate im Bereich von 38-70 MeV (blau) eingezeichnet.

Darüber - als Indikator des solaren Zyklus - der Neigungswinkel der heliosphärischen

Neutralschicht sowie der Breitenwinkel und der Abstand von Ulysses relativ zu Jupiter.

Zusätzlich ist die Zeit des ersten und zweiten fly-bys sowie die heliosphärischen Bedingungen

in Bezug auf den solaren Zyklus. Quelle: Heber et al. [2007].

zwischen Jupiterelektronen und einer erhöhten Protonenählrate wie dies inbesondere

bei den beiden Annäherungen der Raumsonde an den Planeten zu sehen ist.

Für die Untersuchgen der Propagation von Jupiterelektronen ist es wichtig, den

solaren Zyklus zu berücksichten, in dem die Messungen stattfinden, da die Modulation

energiereicher Teilchen in der Heliosphäre vom solaren Zyklus beeinflusst wird (vgl. z.B.

Potgieter [1998]). Wie am geringen Tilt-Winkel der heliosphärischen Neutralschicht zu

sehen ist, befand sich die Heliosphäre während der beiden fly-by-Manöver der Raumsonde

im solaren Minimum bzw. in der abnehmenden Phase des solaren Maximums.

Dies bedeutet also, das für das interplanetare Magnetfeld und den Sonnenwind die

gleichen Bedingungen vorlagen.

(e)

(p)


5.2. ELEKTRONEN IN DER JUPITERMAGNETOSPHÄRE 47

5.2 Elektronen in der Jupitermagnetosphäre

Um das primäre Missionsziel von Ulysses zu erreichen, musste die Sonde eine Trajektorie

beinahe orthogonal zur Ekliptikebene einnehmen. Ein interplanetares Raumfahrzeug

in einen polaren Orbit zu bringen ist aufgrund der dafür aufzubringenden

Energie - die Erde bewegt sich schließlich mit 30 km/s in der Ekliptikebene - nicht

unmittelbar möglich. Stattdessen wurde wie bereits bei den Pioneer 10/11 und Voyager

1/2-Missionen das Schwerefeld des Jupiter ausgenutzt, um die Raumsonde auf ihre

entgültige Bahn zu bringen.

Dieses fly-by-Manöver brachte Ulysses bis auf einen Abstand von 6.3 RJ an Jupiter

heran. Die Sonde erreichte also fast die innere Magnetosphäre des Planeten. Messwerte

der P4-Protonenzählraten, sowie Zählraten des E4- und E12-Kanals beim Einflug der

Sonde in die Magnetosphäre zeigt Abbildung 5.2.

Den Bow Shock (BS), passierte die Sonde an Tag 33/17:33 1 bei einem Abstand von

113 RJ und befand sich von Tag 33/21:30 bis Tag 35/4:00 in der Magnetopause (MP).

Während die Protonenzählrate nach Überschreiten des Bow Shocks nicht ansteigt,

beobachtet man einen starken Anstieg der Zählraten der Elektronen sowohl im Bereich

von 2.5-7 MeV als auch von 7-107 MeV um über drei Größenordnungen. Dies zeigt

deutlich die hohe Population beschleunigter Elektronen in der Jupitermagnetosphäre.

Der untere Plot der Abbildung 5.2 zeigt das Verhältnis aus dem E4- und E12-Kanal.

E4 (2.5-7 MeV)

E12 (7-107 MeV)

(5.1)

Zusammen mit der Zunahme der Zählraten am Bow Shock beobachtet man ein periodisches

Verhalten des E4/E12-Verhältnisses, und damit auch eine periodische Modulation

des Energiespektrums. Dieses periodische Verhaltens ist seit dem Pioneer-10 fly-by

bekannt (Simpson et al. [1974]) und konnte von Rastoin [1995] zu 9h55’33” bestimmt

werden, was der synodischen Umlaufzeit des Jupiter entspricht. Gewonnen wurde diese

Periode aus den Daten der Voyager- und Pioneer- sowie der Ulysses-Mission, um einen

möglichst großen Zeitraum abzudecken, indem ein Phasenhistogramm berechnet wurde.

Untersuchungen mit T=9h55’33, also der synodischen Umlaufzeit und T=9h55’29”,

was der siderischen Periode entspricht, zeigten anhand der Messwerte eine periodische

Modulation des Energiespektrums die mit der synodischen Umlaufzeit des Planeten

zusammenfällt.

Bei einem Phasenhistogramm wird eine Zeitreihe in diskrete Intervalle der Form

t0, (t0 + T ), ..., (t0 + nT ) (5.2)

zerlegt, wobei T die Periode ist. Jeder Messwert wird also einem Punkt in der Periode

t0 − T , bzw. 0 ◦ − 360 ◦ zugeordnet. Für diese Messwerte im Intervall 0 ◦ − 360 ◦ lässt sich

1 Diese und die folgenden Zeitangaben wurden dem ESA Bulletin No.72 November 1992,

http://ulysses-ops.jpl.esa.int/ulysses/ftp/CDROMS/ULS 01 A/Html/Jupiter.htm

entnommen.


48 KAPITEL 5. MESSUNGEN VON JUPITERELEKTRONEN MIT ULYSSES

Abbildung 5.2: Protonen- und Elektronenzählraten des Einfluges der Raumsonde Ulysses

in die Jupitermagnetosphäre. Nach Überschreiten des Bow Shocks an Tag 33 steigt die

Elektronenzählrate deutlich, gleichzeitig beobachtet man eine periodische Modulation

des E4/E12-Verhältnis. Die zweite x-Achse gibt den Abstand der Sonde vom Planeten in

Jupiterradien RJ an.

nun ein Histogramm berechnen. In Abbildung 5.4 ist ein solches Phasenhistrogramm

für den den Durchflug der Jupitermagnetosphäre für die Tage 34 - 36.5 dargestellt.

Als Periode T wurde die synodische Umlaufzeit des Jupiter gewählt, so dass 360 ◦ also

9h55’33” entsprechen. Das Ergebnis dieses Phasenhistrogramm zeigt deutlich die peri-


5.2. ELEKTRONEN IN DER JUPITERMAGNETOSPHÄRE 49

Abbildung 5.3: Messgrößen wie bei Abbildung 5.2 für den Zeitraum des Wiederaustritts

aus der Magnetosphäre. Die 10h-Periode ist im Bereich zwischen Ein- und Austritt in bzw.

aus der Magnetopause zu erkennen. Die sehr variable Gestalt der Jupitermagnetosphähre

zeigt sich daran, das die Sonde zweimal den Bow Shock passiert, ehe sie an Tag 47/7:52

die Magnetosphäre entgültig verlässt.

odische Modulation des E4/E12-Verhältisses und entspricht dem Resulat von Rastoin

[1995]. Besonders geeignet ist die Anwendung eines Phasenhistogramms um Messwerte

auf eine bestimmte Periode hin zu testen, daher wird in Kapitel 7 anhand eines

Phasenhistogramms der Versuch unternommen, die 10h-Periode in den sogenannten


50 KAPITEL 5. MESSUNGEN VON JUPITERELEKTRONEN MIT ULYSSES

Jovian Jets nachzuweisen.

Abbildung 5.4: Phasenhistogramm des E4/E12-Verhältnis von Tag 34.0 bis 36.5 mit der

Periode T =9h55’33”, also der synodischen Rotationsperiode des Jupiter. Das Intervall

wurde in 36 Bins unterteilt. Eine periodische Modulation des Energiespektrums ist deutlich

an der sinusförmige Form des Histrogramms zu erkennen.

Im Rahmen dieser Arbeit, in der nur Ulysses-Daten für die Jupitermagnetosphäre

vorlagen, wurde diese 10h-Periode auch mit einem weiteren Verfahren untersucht,

um zu zeigen ob, und wie genau eine Bestimmung der Periode anhand eines kurzen

Messeintervalls mit einer Spektralanalyse möglich ist. Zur Anwendung kam der

Lomb-Scargel-Algorithmus (Lomb [1976], Scargle [1982]), um eine Spektralanalyse der

Messwerte durchzuführen. Dieser Algorithmus hat gegenüber einer Fourier-Analyse

den Vorteil, auch im Falle nicht gleichmäßig abgetasteter Daten korrekte Ergebnisse

zu liefern. Der Fourier-Algorithmus benötigt gleichmäßig abgetastete Daten in der

Form

hn = h(n∆) n = 1, 2, 3, 4, ... (5.3)

mit der Abtastrate ∆, was aber für die Messdaten in höchster zeitlicher Auflösung von

2 Minuten des KET nicht gegegeben ist. Aus diesem Grund wurde der Lomb-Scargel-

Algorithmus unter Zuhilfenahme einer Routine der Numerical Recipes (Press et al.


5.2. ELEKTRONEN IN DER JUPITERMAGNETOSPHÄRE 51

[1992]) in einem Fortran-Programm umgesetzt und eine Spektralanalyse des E4/E12-

Verhältnisses im Zeitraum Tag von 34.0 bis 36.5 bei einer zeitlichen Auflösung von

2 Minuten vorgenommen 2 . Das Ergebnis dieser Spektralanalyse ist in Abbildung 5.5

dargestellt. Deutlich ist ein signifikanter Peak bei f = 0.101514 h −1 zu erkennen. Dies

entspricht einer Periode von 9h51’3” und liegt damit also 4.5 min unter der von Rastoin

[1995] bestimmten Periode, was einer Abweichung von ungefähr 0.76% entspricht. Dies

Abbildung 5.5: Lomb-Scargle-Periodogramm des E4/E12-Verhältnisses im Meßzeitraum

von Tag 34.0 bis 36.5. Der Peak bei ∼0.1 1/h ist ein deutlicher Nachweis einer ungefähr 10stündigen

Modulation des Energiespektrum der Elektronen in der Jupitermagnetosphäre.

Bei den Peaks bei höheren Frequenzen handelt es sich um Spiegelfrequenzen.

zeigt, dass der hier verwendete Algorithmus für die sehr kleine Messzeit von 2.5 Tagen,

also etwa sechs synodischen Umlaufzeiten, die 10h-Periode der Modulation relativ gut

berechnen kann, jedoch nicht die exakte synodische Umlaufzeit des Planeten liefert.

Im Vergleich zu Rastoin [1995] muss hier jedoch berücksichtigt werden, dass zum einen

nur ein sehr kurzer Messzeitraum zur Verfügung steht, während bei Rastoin [1995]

2 Ab Tag 36.5 liegen für den unmittelbaren Jupitervorbeiflug aufgrund der extrem hohen Zählraten

keine nominellen Daten für den E4- nd E12-Kanal vor, da die Photomultiplier des KET ausgeschaltet

waren.


52 KAPITEL 5. MESSUNGEN VON JUPITERELEKTRONEN MIT ULYSSES

erst durch Messreihen mit vielen Jahren Abstand eine sekundengenaue Bestimmung

der Periode möglich war. Zum anderen ist die Aufösung der Messwerte auf 2 Minuten

begrenzt, d.h. die Periode kann mit einer Spektralanalyse höchstens auf 2 Minuten

genau bestimmt werden.

Eine Frequenzverschiebung infolge der Relativbewegung des Empfängers (Ulysses)

zum Sender (Jupiter) kann außer Acht gelassen werden, da die Ausbreitungsgeschwindigkeit

der Elektronen annähernd Lichtgeschwindigkeit beträgt, da es sich um relativistische

Teilchen handelt. Damit ist die 10h-Periode unabhängig von der Position

und Geschwindigkeit der Raumsonde und bleibt konstant ,wie folgenden einfache

Abschätzung zeigt:

Der relativistische Dopplereffekt ergibt eine Frequenzverschiebung von

f ′ �

= f ·

1 + vu/ve

,

1 − vu/ve

(5.4)

wobei vu die Geschwindigkeit der Raumsonde und ve die Geschwindigkeit der Elektronen

ist. Ulysses legt im untersuchten Messzeitraum binnen 2.5 Tagen eine Distanz

von ungefähr 55 Jupiterradien zurück, woraus eine Geschwindigkeit von ∼ 65534 km/h

folgt. Nimmt man die Geschwindigkeit der Elektronen mit annähernd c an, ergibt sich

eine Frequenzverschiebung um den Faktor 1.000065, also weit jenseits der zeitlichen

Auflösung.

Der Lomb-Scargle-Algorithmus wurde auch auf die Zählraten des D1- und D2-

Detektors sowie dem D1/D2-Verhältnis angewandt. Die beiden Halbleiterdetektoren

D1 und D2 zählen jedoch auch Protonen und Heliumkerne (Vgl. Tabelle 2.1) und die

Strahlung des RTG, was im Fall der E4-, E12- und E300-Kanäle durch die Koinzidenzlogik

nicht berücksichtig wird. Der Vorteil des D1/D2-Verhältnisses liegt nun aber

in der besseren Zählratenstatistik, zudem liegen für den D1- und D2-Detektor im Gegensatz

zu E4 und E12 für den kompletten Flug durch die Magnetosphäre Messdaten

vor.

Die Ergebnisse dieser Untersuchungen ergaben aber deutlich schlechtere Ergebnisse

als die durch das E4/E12-Verhältnis bestimmten. Die Abweichungen betragen ca. 20

Minuten zur tatsächlichen Periode, ausserdem zeigt sich ein starkes Hintergrundrauschen.

In Abbildung 5.6 ist das E4/E12- und das D1/D2-Verhältnis geplottet. Wie man

sieht, weisst das E4/E12-Verha ¨ ltnis eine deutlich geringere Amplitudenmodulation auf

als das D1/D2-Verhältnis. Dies ist ein Hinweis darauf, dass der verwendete Lomb-

Scargle-Algorithmus für den Fall einer zu großen Amplitudenmodulation fehlerhafte

Ergebnisse liefert.


5.3. THEORETISCHE BESCHREIBUNG DER TEILCHENAUSBREITUNG 53

Abbildung 5.6: E4/E12- und D1/D2-Verhältnis zwischen Tag 34 und Tag 36.5. Das

D1/D2-Verhältnis weist im Gegensatz zum E4/E12-Verhältnis eine wesentlich stärkere

Amplitudenmodulation auf.

5.3 Theoretische Beschreibung der Teilchenausbreitung

Die Ausbreitung energiereicher Teilchen wie z.B. Jupiterelektronen, kann durch die

Parker-Gleichung (Parker [1965]) beschrieben werden.

∂f

∂t = � � � ��

� �

∇ · ˆκ �∇f − (�usw + �vdr) · �∇f +

� �� � � �� �

Diffusion Konvektion & Drift

1

� �

�∇

∂f

· �usw +Q (5.5)

3 ∂ (ln P )

� �� �

Adiabatische Kühlung

Die Parker-Gleichung ist eine zeitabhängige Differentialgleichung der Verteilungsfunktion

der Teilchen und besteht aus vier Termen:

Diffusion Das in Abschnitt 3.1.4 beschriebene Verhalten von geladenen Teilchen in

magnetischen Feldern gilt nur in einem idealen Magnetfeld. Diese Vorrausetzung

ist für die Heliosphäre nicht gegeben, vielmehr weisst das interplanetare

Magnetfeld zum Teil starke räumliche und zeitliche Schwankungen infolge von

Inhomogenitäten [Toptygin, 1985, Kapitel 2] auf. Teilchen werden aufgrund dieser

Störungen statistisch gestreut (random walk, [Kallenrode, 2004, Kapitel 7])


54 KAPITEL 5. MESSUNGEN VON JUPITERELEKTRONEN MIT ULYSSES

und beschreiben durch ein Ungleichgewicht in der Teilchendichte eine räumliche

Diffusion. Die Diffusion wird durch den Term ∇ · (ˆκ∇f) beschrieben, mit dem

Diffusionskoeffizienten ⎛


ˆκ = ⎝

κ⊥ 0 0

0 κ⊥r 0

0 0 κ⊥θ

⎠ (5.6)

in Magnetfeldkoordinaten. κ⊥ beschreibt also eine Diffusion entlang der Magnetfeldlinien,

κ⊥r und κ⊥θ die Diffusion in radialer und latitudinaler Richtung.

Drift & Konvektion Die Parker-Gleichung berücksichtigt Drifteffekte und Konvektion.

Im Gegensatz zu einem homogenen Magnetfeld treten im heliosphärischem

Magnetfeld Driften z.B. infolge eines Magnetfeldgradienten ∇B (Gradientendrift)

oder infolge gekrümmter Magnetfeldlinien (Krümmungsdrift) auf. Die Konvektion

von Teilchen beruht darauf, dass sie mit dem radial nach außen strömenden

Sonnenwind mitgetragen werden (Siehe z.B. Kallenrode [2004], Baumjohann

[1997]).

Adiabatische Kühlung Adiabatische Kühlung berücksichtigt eine Energieverringerung

der Teilchen infolge der Expansion des Sonnenwindes in ein größeres Volumen

(Webb and Gleeson [1979]).

Quellterm Q Der Quellterm Q stellt die Teilchenquelle in der Parker-Gleichung dar.

Im Fall vom Jupiterelektronen ist also der Jupiter, bzw. seine Magnetosphäre

eine Teilchenquelle. In einem späteren Abschnitt wird gezeigt, dass Q als zeitlich

nicht konstant angesehen werden kann, also die Annahme das für einen grossen

Zeitraum z.B. einer Carrington-Periode dQ/dt = 0 gilt, nicht erfüllt ist, sondern

Q eine Funktion der Zeit bzw. der sich mit ihr ändernden physikalischen Grössen

ist.

Q → Q(t) (5.7)

Eine analytische Lösung der Parker-Gleichung ist nicht möglich, sondern nur durch numerische

Berechnungen anzunähern. In dieser Arbeit wird im Abschnitt 6.4.2 ein Spezialfall

der Parker-Gleichung, nämlich die Fokker-Planck-Gleichung, benutzt, um um die

Diffusion von Jupiterelektronen zu beschreiben. Die Fokker-Planck-Gleichung berücksichtigt

im Gegensatz zur Parker-Gleichung keine Driften und adiabatische Kühlung,

jedoch ist eine analytische Lösung der Gleichung für eine Punktquelle möglich.


Kapitel 6

Einfluss von CIRs auf

Jupiterelektronen

Bereits kurz nach der Entdeckung Jupiters als Quelle relativistischer Elektronen durch

die Pioneer 10 Raumsonde (Simpson and Pyle [1977]) zeigte sich, dass die durch ein

1/R-Gesetz (Chenette et al. [1977]) angenäherte Diffusion der Jupiterelektronen von

einer 25 Tage Periode des raschen Abfalls und Wiederanstieg der Zählraten überlagert

ist. Conlon and Simpson [1976] und andere konnten anhand der Messdaten der Pioneer

10/11 Sonden zeigen, dass diese Variation des Elektronenflusses mit dem Auftreten von

CIRs verknüpft ist. Zur Identifikation von CIRs benutzen Conlon and Simpson [1976]

die für CIRs charakteristische Doppel-Peak-Signatur von niederenergetischen Protonen

(∼ 1 MeV), die mit dem Auftreten des Forward- bzw. des Reverseshocks zusammenfallen.

Die Ergebnisse dieser Untersuchungen lassen sich wie folgt zusammenfassen (siehe

auch Abbildung 6.1:

• CIRs wirken als ” Barrieren“ für die Ausbreitung von Jupiterelektronen im interplanetaren

Raum. Der Abfall der Zählraten fällt mit dem Auftreten des Forwardshocks

zusammen und bleibt während der Passage der CIR auf niedrigem

Niveau.

• Im Fall der sich upstream von Jupiter befindlichen Pioneer 11 Sonde blieben

die Zählraten auf dem Untergrundlevel, bis die CIR auch Jupiter passiert hatte.

Diesen Effekt zeigt der linke Plot in Abbildung 6.2 in dem die von Pioneer 11

gemessenen Zählraten von Elektronen (3 – 6 MeV) und niederenergetischen Protonen

(0.5 – 1.8 MeV) aufgetragen sind. Die durch vertikale Linien markierten

Peaks der Protonen markieren den Foreward bzw. Reverseshock (FS bzw. RS).

Deutlich zu sehen ist die starke Abnahme der Elektronenzählrate zum Zeitpunkt

des Forewardshocks. Die Pfeile (↓) markieren den Zeitpunkt, an dem die CIR

auch Jupiter passiert hat, was mit einem Wiederanstieg der Zählrate verbunden

ist.

• Messungen mit Pioneer 10 downstream vom Jupiter zeigten, das die Elektro-

55


56 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

nenzählrate abnahm, sobald eine CIR Jupiter erreichte, und blieb auf einem

niedrigem Niveau, bis die CIR Pioneer 10 passiert hat. Der rechte Plot in Abbildung

6.2 zeigt die selben Messgrößen wie im Fall von Pioneer 11, jedoch sieht

man, das die Elektronenzählrate abnimmt, wenn eine CIR Jupiter erreicht hat

(↓) und erst wieder ansteigt, wenn die CIR auch die Raumsonde erreicht hat.

Abbildung 6.1: Schematische Darstellung zweier CIRs. Eingezeichnet ist die Position von

Pioneer 10 bzw. Pioneer 11 während des in Abbildung 6.2 Dargestellten Messzeitraums.

Quelle: Conlon and Simpson [1976]

Im Folgenden soll der Einfluss von CIRs auf Jupiterelektronen im Energiebereich

von 2.7 – 7 MeV anhand der von Ulysses gesammelten Messdaten für den Zeitbereich

von 1991 bis 1993 und 2004 bis 2005 dargestellt und die physikalischen Prozesse

der Wechselwirkung zwischen energiereichen Elektronen und korotierenden Wechselwirkungsregionen

diskutiert werden.

6.1 Auswahl der untersuchten CIRs

Die Zeit ab 1991 bzw. ab 2004 war geprägt durch das beginnende Minimum des solaren

Zyklus 22 bzw. 23. Zusammen mit dem erhöhten Fluss an Jupiterelektronen

aufgrund der geringen Distanz zum Planeten ist dieser Zeitraum geeignet, den Einfluss

von CIRs auf Jupiterelektronen zu studieren. Ausgewählt wurden CIRs, die nicht

von solaren Events (Flares, CMEs) überlagert sind, da dies im Allgemeinen mit einer


6.1. AUSWAHL DER UNTERSUCHTEN CIRS 57

Abbildung 6.2: Messwerte der von Pioneer 10 (links) und Pioneer 11 (rechts) gemessenen

Elektronen bzw. niederenergetischen Protonen. Zum Zeitpunkt der Messungen befand

sich Pioneer 10 downstream und Pioneer 11 upstream zum Jupiter. Weitere Erläuterung

siehe Text. Quelle: Conlon and Simpson [1976]

erhöhten Zählrate solarer Elektronen im E4-Kanal einhergeht und die Daten für Untersuchungen

hinsichtlich Jupiterelektronen unbrauchbar macht. Als Indikator für solare

Events wurde der P32 Kanal des KET benutzt, mit dem Zählraten von Protonen im

Bereich zwischen 34 und 125 MeV gemessen werden können.

1991 befand sich Ulysses auf seinem in-ecliptic-Flug vom Erdorbit (1 AU) zum Jupiter

(5.5 AU), einen Übersichtsplot für den entsprechenden Zeitraum zeigt Abbildung

6.4. Von oben nach unten aufgetragen ist die Sonnenwindgeschwindigkeit (SWOOPS),

die Magnetfeldstärke (VHM), die Zählrate des L1-Kanals (0.9 - 1.2 Mev) des LET-

Instrumentes, die Protonendichte (SWOOPS) sowie in einem gemeinsamen Plot die

Elektronenzählrate des E4-Kanals (blau) und die Protonenzählrate (rot) im Energiebereich

von 34 - 125 MeV (COSPIN/KET).

Der Zeitraum bis Mitte 1991 ist durch die post-maximum Phase des 22. solaren

Zyklus gekennzeichnet, das Interplanetare Medium ist in dieser Zeit durch transiente

solare Ereignisse beinflusst. Besonders im März und Juni beobachtet man eine Serie von

Flares die in Abbildung 6.4 durch eine deutlich erhöhte Zählrate energiereicher Protonen

identifiziert werden. Diese erhöhte Protonenzählrate korreliert mit einer erhöhten

Elektronenzählrate, was darauf hinweist, das diese Elektronen nicht jovianischen sondern

solaren Ursprungs sind. Ab Juni 1991 nimmt die Sonnenaktivität deutlich ab

und man beobachtet eine regelmäßigere Sonnenwindstruktur, die mit dem Auftreten

von CIRs einhergeht. Als Grundlage der Untersuchungen über den Einfluss von CIRs

auf die Ausbreitung von Jupiterelektonen in diesem Zeitraum wurde die Arbeit von

Marsden et al. [1993] benutzt, in der das Auftreten von CIRs mittels der charakteristischen

Signaturen in den Messdaten des LET-Instrumentes auf Ulysses bestimmt

wurde. Ausgehend von diesen Beobachtungen wurde eine genauere Analyse der CIRs

mit den Daten des SWOOPS, SWICS, VHM, LET und KET-Instrumentes vorgenom-


58 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

men, um das Auftreten des Forward-, bzw. Reverseshocks und des Stream Interfaces

in den CIR-Strukturen durch die in Abschnitt 3.3 beschrieben Eigenschaften zu bestimmen.

Die Ergebnisse sind im Anhang A tabellarisch vermerkt und in Abbildung

6.4 eingezeichnet, wobei die vertikalen Linien das Stream Interface der CIR markieren.

Im Fall von mehreren Stream Interfaces in einer CIR, ist das erste Stream Interface

eingezeichnet. Wie im einleitenden Kapitel über die Entstehung und Eigenschaften von

CIRs beschrieben und in den Abbildungen zu erkennen ist, geht das Auftreten einer

CIR mit einem sprunghaften Anstieg der Sonnenwindgeschwindigkeit, der Magnetfeldstärke,

der Dichte sowie einer erhöhten Zählrate an niederenergetischen Protonen

einher. Insgesamt konnten so sechs CIRs im Zeitraum von Tag 200 bis Tag 365 gefunden

werden, wobei die Identifikation der Schockwellen und des Stream Interfaces

bei CIR die Marsden et al. [1993] für die Zeit 1991.213-216 angeben, aufgrund eines

solaren Events sowie großen Lücken in den SWICS-Daten nicht möglich war.

Das fly-by Manöver im Schwerefeld des Jupiter im Februar 1992 brachte Ulysses

auf seine entgültige Flugbahn und damit in die Lage, CIRs auch in hohen heliographischen

Breite zu beobachten. Im Zeitraum von 1992 bis 1993 legte die Sonde eine

Breitendifferenz von 42.5 ◦ zurück, der Sonnenwind weist in dieser Zeit eine regelmäßige

Struktur (Abbildung 6.5 und 6.6) auf. Bis Mitte 1992 befand sich Ulysses im langsamen

Sonnenwind (u = 400 − 600 km/s). Ab einer Breite von -13 ◦ beobachtet man den

Einfluss periodisch auftretender schneller Sonnenwindströme mit Geschwindigkeiten

über 600 km/s bis Ulysses Ende Juli 1993 bei einer heliographischen Breite von -36 ◦

den Bereich des ausschließlich schnellen Sonnenwindes (u > 750 km/s) zu erreichen

(McComas et al. [1998]). Die aus der Wechselwirkung des langsamen Sonnenwindes

des Streamerbelts und des schnellen Sonnenwindes des koronalen Loches entstandenen

CIRs wurden z.B. in Wimmer-Schweingruber et al. [1997] untersucht. Die dort

beschriebenen CIRs sind ebenfalls in Anhang A aufgelistet. Ingesamt wurden 15 CIRs

identifiziert, davon wurden acht 1992 beobachtet, die übrigen sieben 1993.

Bezüglich des zweiten, weiter entfernteren fly-bys 2003/04 wurde die Zeit von 2004

bis 2005 analog zum ersten fly-by untersucht und die beobachteten CIRs im Anhang

A vermerkt und im Plot 6.7 bzw. 6.8 eingezeichnet. Im Vergleich zu 1992/93 ist der

Sonnenwind 2004 deutlich weniger klar strukturiert sondern weisst eine sehr komplexe

Struktur von koronalen Löchern auf. Im Zeitraum von Anfang bis Ende 2004 wurden

22 korotierende Strukturen gefunden.

Abbildung 6.8 zeigt für 2005 eine deutlich einfachere Struktur des Sonnenwindes.

Deutlich zu erkennen ist der Wechsel zwischen langsamen und schnellen Sonnenwindströmen.

Das Auftreten von CIRs ist wiederum durch vertikale Linien gekennzeichnet

und im Anhang A eingetragen. Aufgrund des Auftretens solarer Events ab Tag 160 die

durch einen deutlichen Anstieg in den Protonenzählraten gekennzeichnet sind, ist eine

Bestimmung der Schockwellen für die entsprechenden CIRs kaum möglich und wurde

daher nicht vorgenommen, da auch bereits vorher ein Verschwinden der Jupiterelektronen

bei diesen heliographischen Breiten beobachtet wird. In Kapitel 8 wird auf diese

Beobachtung genauer eingangen. Auch die CIRs #2 und #7 sind, wie an einer deutlich

erhöhten Protonenzählrate zu erkennen ist, von solaren Events überlagert und wurden


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 59

Abbildung 6.3: Carrington-Map der Sonnenkorona für die Carrington-Rotation 2012

(2004-01-13 15:24 - 2004-02-09 21:53). Die sehr unregelmässige Struktur der koronalen

Löcher ist Ursache der vielen korotierenden Ereignisse im Jahr 2004.

daher nicht für die Untersuchungen herangezogen.

6.2 CIRs als Diffusionsbarriere für MeV-Elektronen

Die unteren Plots der Abbildungen 6.4, 6.5, 6.7 und 6.8 zeigen zum einen die Elektronenzählraten

des E4-Kanals (2.5 - 7 MeV), in dem - wie bereits beschrieben - neben

energiereichen solaren und galaktischen Elektronen vor allem Jupiterelektronen gemessen

werden, und zum anderen den P34-Protonenkanal. In den untersuchten Zeiträumen

befanden sich Ulysses und Jupiter stets in einer longitudinalen Position zueinander,

dass eine CIR erst Ulysses erreichte, und erst später den Jupiter.

In der ersten Hälfte des Jahres 1991 ist eine deutliche Korrelation zwischen Elektronen-

und Protonenzählrate zu erkennen, was auf die erhöhte solare Aktivität zu dieser

Zeit zurückzuführen ist. Ab Mitte 1991 beobachet man neben einem langfristigen Anstieg

der Elektronenzählraten aufgrund der Jupiterannäherung zusätzlich einen mehrmaligen

Abfall und Anstieg der Elektronenzählraten mit jeweils einigen Tagen Dauer,

der nicht mit der Protonenzählrate verknüpft ist. Deutlich ist ein Zusammenhang zwischen

dem Auftreten einer CIR und dem Abfall der Elektronenzählrate zu erkennen.

Einige Tage vor dem Auftreten einer CIR bzw. des Stream Interfaces beobachtet man

eine steile Abnahme der Zählrate und ein Minimum zum Zeitpunkt des Stream Interfaces

bei unveränderten Protonenzählraten. Einige Tage nachdem die CIR über Ulysses

hinwegkonvektiert ist, setzt ein Wiederanstieg der Zählraten ein. Dieser Wiederanstieg

ist, wie später gezeigt wird, damit verknüpft, dass die CIR schließlich auch Jupiter

passiert hat. Neben dem Zusammenhang zwischen Abfall der Elektronenzählrate und

Auftreten einer CIR ist jedoch deutlich eine Modulation des Elektronenflusses zu er-


60 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.4: Von oben nach unten sind die Sonnenwindgeschwindigkeit, die Magnetfeldstärke,

die LET-Zählraten von Protonen im Energiebereich von 0.9 - 1.2 MeV, die Protonendichte

und im untersten Plot zum einen die mit dem E4-Kanal des KET-Instruments

gemessenen Elektronenzählraten (blau) und Protonenzählraten des P34-Kanals (rot). Die

vertikalen Linien kennzeichnen das Auftreten von CIRs. Eine Modulation der Elektronenzählrate

durch CIRs ist deutlich zu erkennen.


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 61

Abbildung 6.5: Analog zu 6.4 für den Zeitraum 1992.

kennen, die offenbar nicht mit CIRs zusammenhängt. Auf diese weiteren Einflussgrößen

wird im Abschnitt 6.4.2 eingegangen.

Nach Tag 180 im Jahr 1992, also nach dem Jupitervorbeiflug im Februar, beobachtet

man analog zu 1991 eine Modulation der Elektronenzählrate durch CIRs in Form eines


62 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.6: Analog zu 6.4 für den Zeitraum 1993.

Abfalls der Zählraten beim Passieren einer CIR. Ebenfalls ist zu erkennen, dass von

den solaren Events, die durch deutlich erhöhte Protonenzählraten gekennzeichnet sind,

kein Zusammenhang zwischen Elektronen- und Protonenzählrate besteht, der erhöhte

Elektronenfluss also jovianischen Ursprungs ist. Mit Beginn des Jahres 1993 (Abbil-


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 63

Abbildung 6.7: Analog zu 6.4 für den Zeitraum 2004.

dung 6.6) beobachtet man eine konstant niedrige Elektronenzählrate, ein durch CIRs

moduliertes Abfallen und Ansteigen der Zählraten beobachtet man nicht mehr. Lediglich

unmittelbar vor den CIRs #3 und #4 wird ein Anstieg der Elektronenzählraten

unabhängig von den Protonenzählraten beobachtet.


64 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.8: Analog zu 6.4 für den Zeitraum 2005.

Diese Beobachtungen bestätigen die Messungen der Pioneer-Raumsonden und werden

zudem durch die Ergebnisse des zweiten fly-bys verifiziert, die in den Abbildungen

6.7 und 6.8 dargestellt sind. Anfang 2004 kam Ulysses dem Jupiter bis auf 0.8 AU

nahe. Der daher erwartungsgemäß hohe Elektronenfluss wird deutlich vom Auftreten


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 65

Abbildung 6.9: Analog zu 6.4 für den Zeitraum 2006. Für das KET und das LET lagen

ab ca. Mitte 2006 noch keine Daten vor.

von CIRs unterbrochen, um dann kurz darauf wieder anzusteigen. Dieser Einfluss von

CIRs auf Jupiterelektronen lässt sich bis ungefähr Mitte 2005 beobachten. Besonders

die Zeit von Tag 30 bis 150 ist durch einen sehr klaren und regelmässigen Abfall der

Elektronenzählraten beim Auftreten einer CIR und Wiederanstieg der Zählraten nach


66 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

einige Tagen gekennzeichnet. Nach CIR #8 (Tag 149) bleibt die Elektronenzählrate

auf einem niedrigen Niveau. Lediglich unmittelbar vor den CIRs #20 und #21 steigt

die Zählrate erneut leicht an 1 .

Die Beobachtungen zeigen zudem, dass die Zählrate zwar in der Umbegung einer

CIR deutlich abnimmt, aber nicht völlig verschwindet. Vielmehr bleibt die Zählrate

während bzw. unmittelbar nach einer CIR auf einem Niveau von 0.002 - 0.0025

counts/s. Erklärt werden kann dies dadurch, dass zum einen die Propagation von Jupiterelektronen

über eine CIR hinweg nicht vollständig verhindert wird, d.h. Ausbreitung

eines Bruchteils des Elektronenflusses über die CIR hinweg möglich ist, und zum

anderen durch das stetige Vorhandensein galaktischer Elektronen, die als isotrop in die

Heliosphäre einfallend angenommen werden.

Abbildung 6.10: Superimposed Epoch Analyses der Elektronenzählraten des E4-Kanals für

1991. Die Zeitachse bezieht sich auf die Tage vor, bzw. nach dem Stream Interface (SI)

oder der tangentialen Diskontinuität (TD), d.h. das SI bzw. die TD liegt bei t=0 und ist

durch die vertikale Linie markiert.

Die Abbildungen 6.10-6.13 zeigen für die Jahre 1991, 1992, 2004 und 2005 eine

Überlagerung der gemessenen Elektronenzählraten relativ zur Grenzfläche zwischen

dem langsamen und schnellen Sonnenwind, also der tangentialen Diskontinuität (TD)

1 Bemerkenswert ist, dass das Verschwinden von Jupiterelektronen sowohl 1993 als auch 2005 bei

der selben heliographischen Breite von ungefähr 25 ◦ auftritt, es sich also vermutlich um einen breitenabhängigen

Effekt handelt, auf den in Kapitel 8 eingegangen wird.


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 67

Abbildung 6.11: Superimposed Epoch Analyses der Elektronenzählraten des E4-Kanals für

1992. Die Wahl der Achsen entspricht der Abbildung 6.10. Aufgrund der relativ niedrigen

Zählraten und dem ” glatten“ Abfall an der CIR ist der Einfluss des SI bzw. der TD

weniger gut zu sehen als bei Abbildung 6.10 und den folgenden Abbildungen.

bzw. Stream Interface (SI) der untersuchten CIRs. Die Zeitachse markiert die Tage

relativ zum SI/TD, d.h. ’0’ bedeutet also den Zeitpunkt des SI/TD, eine negative

Zeitangabe die Tage vor dem SI/TD, ein positiver Wert entsprechend Tage nach dem

SI/TD. Aus diesen Plots ist ersichtlich, das die Elektronenzählrate einige Tage vor

dem Stream Interface abnimmt. Besonders auffällig ist, dass die Elektronenzählrate am

Stream Interface das Hintergrundniveau zum Zeitpunkt des Stream Interfaces erreicht

um dann einige Tage, nämlich bis die CIR auch den Jupiter erreicht hat, konstant zu

bleiben. Eine Untersuchung der CIRs mit den in Anhang A angegeben Daten ergab,

dass der Abfall der Zählraten eng mit dem Forewardshock verknüpft ist, lediglich

bei 5 der 44 ausgewählten CIRs beobachtet man ein anderes Verhalten, nämlich eine

Abnahme am Stream Interface. Da also offensichtlich ein Zusammenhang zwischen der

Elektronenzählrate und dem Forwardshock bzw. dem folgenden komprimierten Plasma

besteht, soll dieser Einfluss im folgenden Abschnitt diskutiert werden.


68 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.12: Superimposed Epoch Analyses der Elektronenzählraten des E4-Kanals für

2004. Aufgrund der kurzen Distanz zum Jupiter beobachtet man einen Wiederanstieg der

Zählraten kurz nach der CIR.

6.2.1 Einfluss der Schocks

Am Beispiel einer CIR soll im Folgenden gezeigt werden, welchen Einfluss der Forwardshock

einer CIR auf die Propagation von Jupiterelektronen hat, und welche Prozesse

dies beeinflussen. Abbildung 6.14 zeigt einen Plot der CIR #3 im Jahr 2005.

Der Forwardshock an Tag 45.15 ist durch einen plötzlichen Anstieg der Sonnenwindgeschwindigkeit

von ∼400 km/s auf ∼475 km/s gekennzeichnet und liegt damit über der

magnetosonischen Geschwindigkeit von ungefähr 60 km/s, erfüllt also die Bedingung

Mms > 1. Ebenfalls steigt die Magnetfeldstärke infolge des komprimierten Plasmas der

CIR von ∼0.2 auf ∼0.5 nT. Darüberhinaus ist ein Anstieg in der Dichte von ∼0.1 auf

∼0.3 Protonen/cm 3 zu erkennen sowie eine erhöhten Zählrate an niederenergetischen

Protonen infolge von Beschleunigungsprozessen am Schock.

Das Stream Interface an Tag 46.05 konnte durch einen leichten Anstieg der Sonnenwindgeschwindigkeit,

einer Abnahme der Dichte von ∼0.7 auf ∼0.3 cm −3 , einen

Anstieg der kinetischen Temperatur sowie einer Abnahme der Einfriertemperatur von

O und Mg indentifiziert werden (nicht im Plot 6.14 eingezeichnet).

Beim Reverseshock (Tag 49.56) nimmt die Sonnenwindgeschwindigkeit um ∼115

km/s zu, die Magnetfeldstärke nimmt deutlich von ∼0.7 nT auf ∼0.2 nT ab. Die Abnahme

der Dichte hingegen ist weit weniger diskontinuierlich, deutlich ist hingegen eine


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 69

Abbildung 6.13: Superimposed Epoch Analyses der Elektronenzählraten des E4-Kanals für

2005.

erhöhte Zählrate niederenergetische Protonen in der Umgebung des Reverseschocks zu

sehen, die ebenfalls auf Schockbeschleunigung zurückzuführen ist.

Betrachtet man die E4-Zählrate im angegebenen Zeitraum, so beobachtet man vor

dem Forwardshock eine konstant hohe Zählrate von ∼0.015 counts/s. Das Auftreten

des Forwardshocks ist mit einer starken Abnahme der Zählrate verbunden. In der

Zeitspanne zwischen Forwardshock und Stream Interface (ungefähr ein Tag) sinkt die

Zählrate auf ein Niveau von 0.002 counts/s. Die Zählrate nimmt also um fast eine

Größordnung ab.

Nach dem Stream Interface beobachtet man nur noch einen schwachen Gradienten

der Zählrate. Der Einfluss des Stream Interfaces auf die Ausbreitung von MeV-

Elektronen wird im folgenden Abschnitt diskutiert.

Der Forwardshock, bzw. die dem Schock folgende Kompressionsregion, führt also

zu einer deutlich verminderten Diffusion von MeV-Elektronen in diesem Bereich. Als

Beziehung zwischen Diffusionskoeffizient κ und der magnetischen Feldstärke |B| geben

Jokipii and Kota [1991] für galaktische kosmische Strahlung

κ� ∼ 1

|B|

(6.1)

an. Der parallele Diffusionskoeffizient ist also umgekehrt proportional zur Stärke des

Magnetfeldes. Ein starkes Magnetfeld hat einen niedrigen Diffusionskoeffizienten zur


70 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.14: Die CIR #3 2005. Die gestrichelten Linie markieren den Forward bzw.

Reverse Shock, die durchgezogene Linie das Stream Interface. Der Abfall der Elektronenzählraten

beginnt am Forewardshock.

Folge und dadurch eine Abnahme das Teilchenflußes in diesem Bereich. Das Verhältnis

zwischen paralleler und senkrechter Diffusion wird in der CIR als konstant angenom-


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 71

men (Kissmann et al. [2004]), daher ist auch eine Abnahme der senkrechten Diffusionskoeffizienten

zu erwarten. Gerechtfertigt wird Gleichung 6.1 durch die Annahme, dass

durch eine Erhöhung der Magnetfeldstärke auch die Fluktuationen des Magnetfeldes

zunehmen und energetische Teilchen erhöhter Streuung unterliegen. Um Fluktuationen

B = B0 + δB des Magnetfeldes innerhalb der CIR nachzuweisen, wurden die Messwerte

des Magnetfeldes in Sekundenauflösung in Minutenintervalle X unterteilt und die

Varianz

σ 2 X = �

(xk − µX) 2

(6.2)

k

berechnet, wobei xk der k-te Messwert und µX der Mittelwert der Messwerte im Intervall

ist.

Das Ergebnis dieser Berechnung für die CIR #3 2005 ist in Abbildung 6.15 dargestellt.

Die unteren vier Plots zeigen die R-, T- und N-Komponente sowie den Betrag

des Magnetfeldes. Die vier oberen Plots zeigen die berechnete Varianz der entsprechenden

Grössen. Mit der starken Zunahme der Magnetfeldstärke und einer zeitlich stark

variablen Änderung der RTN-Komponenten geht auch eine Zunahme der Varianz und

damit der Magnetfeldfluktuationen einher.

κ� ∼ 1

|B|

∼ 1

σ 2 X

(6.3)

Die Korrelation zwischen Abnahme der Elektronenzählrate und der Zunahme von Fluktuationen

bestätigt den Ansatz von Jokipii and Kota [1991]. Die Varianz des Magnetfeldes

wurde für alle untersuchten CIRs berechnet und zeigen analog zu der hier exemplarisch

untersuchten CIR eine Zunahme der Varianz in der Kompressionsregion die

mit einer Abnahme der Elektronenzählraten korreliert, mit Ausnahme von fünf CIRs,

nämlich die CIR #8 1992, CIR #4 2005 sowie CIR #3, #12 und #17 im Jahr 2004.

Bei dieser CIRs ergaben die Berechnungen auch eine erhöhte Varianz, jedoch keine Abnahme

der Zählraten, jedoch eine starke Abnahme der Zählraten am Stream Interface.

Der Ansatz (6.1), wonach κ ∼ 1/|B| ∼ 1/σ 2 X

angenommen wird, ist nur eine grobe

Abschätzung (Kissmann et al. [2004]), jedoch zeigen die Ulysses-Beobachtungen der

E4-Elektronen einen deutlichen Zusammenhang zwischen erhöhtem Magnetfeld und

Zählratenverringerun.

Im folgenden Abschnitt werden zwei der fünf CIRs, bei denen die Elektronenzählrate

erst am Stream Interface abnimmt, genauer diskutiert und mögliche Gründe für

die Beobachtungen angegeben.

6.2.2 Einfluss des Stream Interfaces

Neben dem verringerten Diffusionkoeffizienten infolge von Fluktuationen des Magnetfeldes

des dem Forwardshock folgenden Plasmas, soll nun die Rolle des Stream Interfaces

in der Propagation energiereicher Teilchen diskutiert werden, und zwar am Beispiel

von den CIRs #8 1992 und #17 2004.


72 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.15: Das Magnetfeld zwischen Tag 38 und 54 2005. Geplottet sind die RTN-

Komponenten und der Betrag des Magnetfeldes sowie die Varianz dieser Grössen. Die

gestrichelten, vertikalen Linien markieren den Forewardshock, das Stream Interface sowie

den Reverseschock. Ein Zusammenhang zwischen erhöhter Magnetfeldstärke und dem

Auftreten von Fluktuationen ist zu erkennen.


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 73

Aus Gründen die noch zu diskutieren sind, beobachtet man am Forwardshock dieser

CIRs keinen Abfall der Zählraten, sondern einen konstant hohen Fluß oder sogar

ein lokales Maximum nach dem Forwardshock. Die CIR #8 1992 (Abb. 6.16) gilt als

” Prototyp“ eines Stream Interfaces, da es von den beim ersten Umlauf von Ulysses um

die Sonne beobachteten Stream Interfaces die deutlichste Signatur besitzt. Die Plasmaparameter

des Stream Interfaces werden z.B. in Wimmer-Schweingruber et al. [1997]

ausführlich diskutiert.

Der Forwardshock erreicht die Raumsonde an Tag 361.81, statt der erwarteten Abnahme

der E4-Zählrate beobachtet man jedoch einen Anstieg. Erst am Stream Interface

nimmt die Zählrate um ungefähr eine Grössenordnung in sehr kurzer Zeit (∼ 1 h) ab.

ähnlich verhält es sich bei der zweiten hier untersuchten CIR #17 2004. Abbildung 6.17

zeigt ebenfalls eine starke Abnahme der E4-Zählrate unmittelbar am Stream Interface.

Dieses Verhalten ist ein deutlicher Hinweis auf die in 3.3 beschriebene Eigenschaft

eines Stream Interface als tangentiale Diskontinuität. Das Stream Interface trennt nicht

nur Plasma unterschiedlicher Quellregionen auf der Sonne, sondern wegen dem vom

Sonnenwind mitgetragenen Magnetfeld auch Magnetfeldlinie verschiedenen Ursprungs.

Die Senkrechtdiffusion von Teilchen wird auf den random walk der Magnetfeldlinie

zurückgeführt. Für die Diffsuion von Teilchen über eine CIR bzw. ein SI hinweg ist diese

senkrechte Diffusion entscheidet, also die Diffusion entlang der Magnetfeldnormalen,

d.h. senkrecht zur mittleren Magnetfeldrichtung, wie man Abbildung 3.5 entnehmen

kann. Am Stream Interface der hier untersuchten CIRs scheint folglich eine deutlich

reduzierte Diffusion entlang der Magnetfeldnormalen vorzuliegen, d.h. ein random walk

der upstream oder downstream vom Stream Interface gelegenen Magnetfeldlinien der

zu einer Vermischung von Magnetfeldlinien aus den unterschiedlichen Bereichen führen

würde, findet nicht oder nur in sehr geringem Maße statt.

Abbildung 6.18 zeigt das Magnetfeld der CIR #8 1992 in RTN-Komponenten sowie

die analog zu Abbildung 6.15 berechnete Varianz des Magnetfeldes. Wie nach der |B|−

σ2-Proportionalität zu erwarten ist, nimmt die Varianz und damit die Fluktuationen

des Magnetfeldes am Forwardshock zu. Am Zeitpunkt des Stream Interfaces beobachtet

man einen starken Anstieg der Magnetfeldstärke auf ∼4 nT. Bemerkenswert ist, das

sich die gesamte Magnetfeldstärke |B| auf die N-Komponente vereint, also


�B = ⎝

0

0

Bn


⎠ (6.4)

gilt, während die anderen Magnetfeldkomponenten verschwinden bzw. minimal werden.

Ebenfalls beobachtet man, das die Varianz der N-Komponente in unmittelbarer

Nähe zum Stream Interface einen im Vergleich zur Umgebung sehr niedrigen Wert aufweisst,

also δB als sehr klein im Vergleich zur Umgebung angnommen werden kann.

Dies weisst auf ein sehr ” glattes“ Magnetfeld am Ort des Stream Interfaces, was wiederum

einen geringen random walk der Magnetfeldlinie bedeutet, also eine geringe

Senkrechtdiffusion am Stream Interface.


74 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.16: Die CIR #8 1992 besitzt die deutlichste SI-Signatur die beim ersten

Umlauf von Ulysses um die Sonne beobachtet wurde. Bei dieser CIR beobachtet man

nicht ein Beginn der Zählratenabnahme am Forwardshock. Deutlich ist ein Sprung in der

Zählrate zum Zeitpunkt des Stream Interfaces zu beobachten. Zurückzuführen ist dies

auf eine stark verminderte Senkrechtdiffusion am Stream Interface.


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 75

Abbildung 6.17: Die CIR #17 2004 weisst analog zur CIR #8 1992 einen deutlichen

Abfall der E4-Zählraten am Stream Interface auf und zeigt, das das Stream Interface

eine effektive Barriere für die Propagation von MeV-Elektronen ist.

Betrachtet man die niederenergetischen Protonen während den beiden CIRs, sieht

man die typische Doppelpeak-Signatur infolge der Schockbeschleunigung am Forward-


76 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.18: Das Magnetfeld in RTN-Koordinaten und die berechnete Varianz der

Komponente der CIR # 8 1992 in Sekundenauflösung.

und Reverseshock. Insbesondere die CIR #8 1992 zeigt diese klare Signatur sowohl am

Forward als auch am Reverseshock. Besonders am Reverseschock, wo typischerweise

wesentlich mehr Ionen beschleunigt werden (siehe z.B. Richardson [2004]), beobach-


6.2. CIRS ALS DIFFUSIONSBARRIERE FÜR MEV-ELEKTRONEN 77

tet man eine sehr hohe Zährate und wie im Fall der Elektronen des E4-Kanals einen

starken Abfall der Zählraten von ∼ 30 counts/s auf weniger als 1 count/s unmittelbar

am Stream Interface. Die Zählraten der am Forwardshock beschleunigten Protonen

nehmen mit zunehmenden Abstand zum Schock ab und weisen, zusammen mit den

Protonen des Reverseschocks ein lokales Minimum am Stream Interface auf. Im Fall

der CIR # 17 2004 ist die Schockbeschleunigung deutlich weniger ausgeprägt, doch

auch hier befindet sich das Zählratenminimum am Ort des Stream Interfaces. Das

Minimum der am Schock beschleunigten Protonen und die starke Abnahme der Elektronenzählrate

haben also ihren Grund in einem reduzierten random walk der Magnetfeldlinien

und das Beispiel der sehr ausgeprägten CIR #8 1992 zeigt eindeutig, dass

das Stream Interface eine Barriere für Teilchen ist. Das Stream Interface trennt also

nicht nur Sonnenwindplasmen aus unterschiedlichen Ursprungsregionen, sondern auch

Populationen energetische Teilchen wie beschleunigte Ionen oder galaktische kosmische

Strahlung und Jupiterelektronen die sich upstream bzw. downstream zum Stream

Interface befinden.

Betrachtet man Abbildung 6.18, sieht man analog zu Abbildung 6.15 eine im Vergleich

zum umgebenen Sonnenwind eine große Varianz der RTN-Komponente des Magnetfeldes.

Bermerkenswert ist, dass sich am Stream Interface (Tag 361.31) fast die

gesamte Magnetfeldstärke auf die N-Komponente vereint und man für einen sehr kurzen

Zeitraum eine deutlich verringerte Varianz der N-Komponente beobachtet. Welche

Rückschlüsse dies auf die Struktur des Magnetfeldes zulässt, veranschaulicht Abbildung

6.19. Der linke Teil der Abbildung zeigt das Prinzip des random walk der Magnetfeldlinien

des Sonnenwindplasmas. Die Senkrechtdiffusion von Teilchen kann durch diesen

random walk, also die Feldlinienvermischung, erklärt werden, da die Magnetfeldlinien

im Gegensatz zum idealen Magnetfeld auch eine Komponente B⊥ besitzen, entlang

derer Teilchenpropagation stattfindet. Der rechte Teil der Abbildung 6.19 zeigt schematisch

den Fall einer Magnetfeldkonfiguration wie sie nach den obigen Ausführungen

am Ort des Stream Interfaces erwartet wird in Form einer sog. shear layer. Die Normalkomponenten

des Magnetfeldes verschwinden am Stream Interface was bedeutet, das

die Bereiche vor bzw. hinter dem Stream Interface magnetisch nicht verbunden sind.

Daher beobachtet man ein Minimum der schockbeschleunigten Ionen und der galaktischen

kosmischen Strahlung sowie einen starken Abfall der Jupiterelektronenzählrate

hinter dem Stream Interface. Die Superimposed Epoch Analyses (Abbildung 6.13) zeigt

daher auch eindeutig, das das Minimum der Zählraten am Stream Interface erreicht

ist, sowohl wenn die Zählraten bereits am Forwardshock abnehmen, als auch wenn die

Abnahme am Stream Interface erfolgt.

Diese Beobachtungen lassen Vermutungen über die Beschaffenheit der Sonne am

Rand zwischen koronalem Loch und Streamer Belt zu. Der random walk, also die

Vermischung von Magnetfeldlinien wird als Resultat der Konvektion von Supergranulen

(Abbildung 6.20) in der Photosphäre der Sonne angenommen. Am Stream Interface

beobachtet man jedoch wie beschrieben einer reduzierten random walk. Dies ist ein

Hinweis, das eine Konvektion von Supergranulen zwischen den Bereichen der koronalen

Löcher und dem Streamer Belt im Fall einer sehr klar definierten Grenzschicht nicht


78 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.19: Das linke Bild zeigt die schematische Darstellung des durch random walk

beeinflusste interplanetare Magnetfeld. Das rechte Bild zeigt idealisiert das Magnetfeld,

das sich infolge eines in diesem Bereich reduzierten random walks und der Kompression

des Plasmas am Stream Interface ausbildet.

möglich ist (vgl. hierzu z.B. Crooker and Gosling [1999]).

Abbildung 6.20: Die Granulenstruktur der Photosphäre. Man nimmt an, dass die Konvektion

dieser Plasmastrukturen Ursache des random walk der Magnetfeldlinien ist.

6.3 CIR #1 2005 - Jupiterelektronen oder solarer

Einfluss?

Ein bemerkenswertes Ereignis ist die CIR #1 2005 und soll in diesem Abschnitt besprochen

werden. Abbildung 6.21 zeigt den Zeitraum von Tag 6 bis Tag 22 im Jahr 2005.

Der Forwardshock der CIR erreicht Ulysses an Tag 11.92, das Stream Interface an Tag

13.74 und der Reverseshock an Tag 15.32. Wie in den vorherigen Kapiteln dargelegt

nimmt die E4-Zählrate erwartungsgemäß am Forwardshock ab. Allerdings beobachtet

man einen sehr starken Wiederanstieg der Zählraten ab Tag 12.75 und einen starken

Abfall unmittelbar am Stream Interface. Besonders auffällig ist eine ungewöhnlich hohe

Population niederenergetischer Protonen (0.9-1.2 MeV) mit einem Maximum bei


6.3. CIR #1 2005 - JUPITERELEKTRONEN ODER SOLARER EINFLUSS? 79

Tag 12.9. Ebenfalls wird am Stream Interface kein Minimum dieser schockbeschleunigten

Protonen beoabachtet. Betrachtet man das Magnetfeld, sieht man eine starke

Abnahme der Magnetfeldstärke beginnend bei Tag 13.25 mit einen Minimum bei bei

Tag 13.5. In diesen 6 Stunden nimmt die Magnetfeldstärke von 1.8 nT auf 0.3 nT ab,

um dann symmetrisch zum Abfallprofil wieder anzusteigen.

Im Folgenden soll der Frage nachgegangen werden, ob es sich bei diesem Elektronenevent

um Jupiterelektronen oder um Elektronen solaren Ursprungs handelt. Maia

et al. [1998] berichten von einem mit Ulysses beobachteten Propagationskanal für Elektronen

und Ionen in der CIR vom 26-31 Oktober 1991 bei einem heliozentrischen Abstand

von 4.7 AU. Dieser Propagationskanal stellt eine, von Diskontinuitäten begrenzte

Verbindung zwischen der Sonne und der Raumsonde dar, über die Teilchen von der

Sonne direkt in den Raum transportiert werden. Dies äussert sich in einem zur Umgebung

deutlich erhöhten Elektronenfluß innerhalb des Propagationskanals mit einer

deutlichen Abnahme des Flußes an den Diskontinuitäten. Im Fall von Ionen ist gegenteiliges

der Fall, hier beobachtet man innerhalb des Propagationskanals eine ein konstant

niedriges und flaches Zählratenniveau. jedoch deutlich höhere Zählraten ausserhalb

des Propagationskanals. Dies bedeutet, das die Elektronen, die sich im Propagationskanal

befinden, diesen nicht verlassen können, so wie keine Ionen von ausserhalb in

den Propagationskanal gelangen können. Da die Energien der mit dem KET und LET

detektierten Teilchen zu hoch sind (von einer Kanalstruktur sind hauptächlich Teilchen

im keV-Bereich betroffen) kann anhand dieser Daten keine Aussage bzgl. eines

eventuellen Propagationskanals gemacht werden, jedoch weisen Strukturen des Magnetfeldes

auf einen, bzw. mehrerer solcher Propagationskänale hin, da zu Beginn von

Tag 13 mehrere Unstetigkeiten in den Magnetfelddaten (Abbildung 6.23) zu sehen sind.

Abbildung 6.23 zeigt den Betrag sowie die ϕ- und ϑ-Komponente des magnetischen

Feldes zwischen Tag 11.5 und 15.5. Anhand des Magnetfeldes ist auszuschliessen, dass

eine CME Ursache der erhöhten Elektronenzählraten ist, da sich eine CME durch eine

Magnetfeldstärke deutlich über dem mittleren Feld auszeichnet und der Magnetfeldvektor

in diesem Fall eine ” ruhige“ Rotation um 360 ◦ während ungefähr eines Tages

beschreibt (Schwenn and Marsch [1990]). Im untersuchten Zeitbereich beobachtet man

jedoch eine Abnahme des Magnetfeldes und der Magnetfeldvektor wechselt zwischen

Tag 13.45 und 13.65 sehr häufig seine Richtung. Insbesondere die ϕ-Komponente zeigt

eine starke Variabilität und wechselt zwischen +180 ◦ und -180 ◦ . Dieser häufige Wechsel

zwischen positiver und negativer ϕ-Komponente bedeutet ein vielfaches überschreiten

der heliosphärische Neutralschicht, ehe die ϕ-Komponente nach Tag 13.65 entgültig im

negativen Sektor verbleit. Das Stream Interface zeigt die Signatur einer Diskontinuität,

da die ϕ- und ϑ-Komponente hier eine Unstetigkeit aufweisen und die Magnetfeldstärke

kurzzeitig stark abfällt.

Infolge des häufigen Wechsel des magnetischen Sektors, also dem Überschreiten der

Neutrallinie, beobachtet man die geringe Magnetfeldstärke in diesem Bereich. Um das

Verhalten von Teilchen in einer solchen Magnetfeldkonfiguration zu beschreiben, geht


80 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.21: Die Elektronenzählraten der CIR #1 2005 zeigen ein ungewöhnliches Verhalten.

Man beobachtet eine Abnahme der Zählraten am Forwardshock, jedoch steigt sie

um Tag 13 erneut sehr stark an um am Stream Interface wieder steil abzufallen. Zurückzuführen

ist dies auf eine magnetische Spiegelstruktur infolge der deutlichen Abnahme

der Magnetfeldstärke in diesem Gebiet.


6.3. CIR #1 2005 - JUPITERELEKTRONEN ODER SOLARER EINFLUSS? 81

Abbildung 6.22: Zählraten der E4- (blau) und E12-Kanal (rot) des KET sowie den L1-

(blau) und L12-Kanal des LET für CIR #1 2005. Die Elektronen und Protonen zeigen ein

für eine CIR untypisches Verhalten und unterstreichen die Erklärung der Beobachtungen

durch eine magnetische Flaschenstruktur.

man vom magnetischen Moment µ als adiabatische Invariante aus

µ = mv2 sin2 α

, (6.5)

2B

mit dem Pitch-Winkel α, der in Abschnitt 3.1.4 definiert wurde. Das magnetische

Moment µ ist zwar nicht völlig invariant, kann jedoch in erster Näherung so beschrieben

werden, d.h. es gilt für zwei Magnetfelder B1 und B2 die Beziehung

sin 2 α2

sin 2 α1

= B2

. (6.6)

B1

Bewegt sich also ein Teilchen mit dem Pitch-Wikel α1 im Magnetfeld der Stärke B1 in

Richtung eines stärken Feldes B2, erhöht sich der Pitch-Winkel, bis dieser im Extremfall

α2 = 90 ◦ beträgt. In diesem Fall wird das Teilchen am Punkt mit der Feldstärke


82 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

B2 = Bm gespiegelt und es gilt


B

sin α =

Bm

� 2

, (6.7)

mit dem Magnetfeld Bm am Spiegelpunkt. Im Fall eine symmetrischen Magnetfeldes

mit einem geringen Magnetfeld in der Mitte und höheren Magnetfeldstärken an beiden

Seiten wird ein Teilchen zwischen den beiden Spiegelpunkten hin und her reflektiert.

Die erhöhten Elektronenzählraten lassen sich also durch einen doppelten magnetischen

Spiegel erklären, zwischen dem Teilchen hin und her reflektiert werden. Wie Abbildung

6.21 zu entnehmen ist, schliesst der magnetische Spiegel an einer Seite an das Stream

Interface an. Hier beobachtet einen leichten Anstieg der Sonnenwindgeschwindigkeit,

also einer zusätliche Kompression des Magnetfeldes und damit einer Beschleunigung

der gefangenen Teilchen.

Abbildung 6.23: ϕ- und ϑ-Komponente des Magnetfeldes sowie der Betrag |B| zwischen

Tag 11.5 und 15.5 2005. Die gestrichelten vertikalen Linien stehen für den Forward- bzw.

Reverseshock, die durchgezogene Linie für das Stream Interface. Zwischen Tag 13.4 und

13.65 wird mehrmals die Neutrallinie überschritten, wie am vielfachen Wechsel der ϕ-

Komponente zwischen dem positiven und negativen Sektor zu sehen ist.

Da das interplanetare Magnetfeld insbesondere innerhalb von CIRs durch Fluktuationen

gestört ist, erwartet man eine Diffusion der Teilchen aus dem magnetischen

Spiegel. In Abbildung 6.24 sind zwei Sektordiagramme des E4-Kanals unmittelbar vor

dem Beginn des mehrfachen Sektorwechsels dargstellt. Im linken Diagramm sind die


6.4. WIEDEREINSETZEN DES ELEKTRONENFLUSSES 83

Abbildung 6.24: Sektordiagramme des E4-Kanals für Tag 13.2501 bis 13.3345. Deutlich

ist eine Vorzugsrichtung der Elektronen entlang der Magnetfeldlinien (↑) zu erkennen.

Der dicke Pfeil (⇑) entspricht der relativen Postition des Jupiter. Aufgrund der großen

Differenz zwischen dem Magnetfeldvektor und Jupiter, ist ein unmittelbarer Zusammenhang

zwischen dem plötzlichen Anstieg der E4-Zählrate und einer direkten magnetischen

Verbindung zum Planeten auszuschließen.

Sektorzählraten von Tag 13.2501 bis 13.2930, im rechten Digramm von 13.2930 bis

13.3345, also in Stundenmittel eingezeichnet. Deutlich ist eine Anisotropie der Elektronen

zu erkennen, die sich am Magnetfeldvektor (↑) orientiert. Ebenfalls in 6.24

eingezeichnet ist die relative Position des Jupiter (⇑). Aufgrund der großen Differenz

der beiden Richtungen ist es unwahrscheinlich, dass es sich bei den hier beobachteten

Elektronen um Jupiterelektronen handelt, die unmittelbar durch eine magnetische Verbindung

in die CIR-Struktur propagiert sind, sondern um Elektronen hauptsächlich solaren

Ursprungs, die an den oben beschriebenen magnetischen Strukturen beschleunigt

wurden. Dies deckt sich ebenfalls mit der in Abbildung 6.22 dargestellten Population

niederenergetischer Protonen, die ein lokales Maximum innerhalb der CIR aufweisen.

6.4 Wiedereinsetzen des Elektronenflusses

In den letzen Abschnitten wurde gezeigt, dass CIRs als Barriere für Jupiterelektronen

wirken und der Elektronenfluss erst wieder einsetzt, nachdem die CIR Jupiter passiert

hat. Die beiden folgenden Abschnitte behandeln die Frage des Wiederanstieges

der Elektronenzählraten. Zum einen wird durch eine ballistische Rechnung die Zeit

abgeschätzt, die eine CIR benötigt, um von der Länge ϕ1 zur Länge ϕ2 zu konvek-


84 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

tieren, zum anderen wird ein einfaches Diffusionsmodell für den Wiederanstieg des

Elektronenflusses vorgestellt und auf die Ulysses-Daten angewandt.

6.4.1 Ballistische Berechnung des Wiederanstieges der Zählraten

Identifizieren wir die durch Gleichung (3.5)

r(ϕ) = − uCIR

(ϕ − ϕ0)

ΩS

gegebene Spirale als Reverseshock der CIR und sei die Position der Raumsonde in

der Ebene durch (rU, ϕU) und die vom Jupiter (rJ, ϕJ), so lässt sich der Fußpunkt der

durch Ulysses verlaufenden Magnetfeldlinie auf der Sonne durch

ϕ0 = rU · ΩS

uCIR

+ ϕU

berechnen. Hier ist uCIR die Geschwindigkeit der CIR und kann durch

(6.8)

uCIR = usns + ufnf

, (6.9)

ns + nf

abgeschätzt werden, wobei vs und ns die Plasmageschwindigkeit bzw. Dichte im langsamen

Sonnenwind, vf und nf die Plasmageschwindigkeit bzw. Dichte im schnellen

Sonnenwind ist (Schwenn and Marsch [1990]).

Mit dem so berechneten ϕ0 lässt sich nun der Winkel berechnen, bei dem die durch

ϕ0 und uCIR definierte Parkerspirale einen Kreis mit dem Jupiterradius (rJ) schneidet.

ϕrJ = ϕ0 − rJ · ΩS

uCIR

(6.10)

Die Längendifferenz zwischen Jupiter und dem Schnittpunkt der Parkerspirale mit dem

durch rJ gegebenen Kreis sei nun

∆ϕ = |ϕrJ − ϕJ| (6.11)

Die Zeit die die CIR nun benötigt, um von Ulysses zu Jupiter zu konvektieren, berechnet

sich dann aus

τ = ∆ϕ

· T, (6.12)

360◦ mit der siderischen Umlaufzeit T eines schnellen Sonnenwindstreams von 25.38 Tagen

(Richardson [2004]).

Abbildung 6.26 zeigt die Ergebnisse von Berechnungen mit dem oben entwickeltem

Modell. In Plot a) wurde die Zeit die eine CIR benötigt, um von Ulysses zum

Jupiter (R = 5.5 AU) zu konvektieren für drei verschiedene heliozentrische Abstände

berechnet und eine Geschwindigkeit des Sonnenwindplasmas in der CIR von 600 km/s


6.4. WIEDEREINSETZEN DES ELEKTRONENFLUSSES 85

Abbildung 6.25: Zur Veranschaulichung der Herleitung von Formel 6.12 ist in dieser Abbildung

die Position von Ulysses (ϕu, ru) und Jupiter (ϕj, rj) sowie der Punkt (ϕrj , rj)

eingezeichnet.

angenommen. Erwartungsgemäß nimmt die Konvektionszeit bei Zunahme der Winkeldifferenz

und der heliographischen Abstandes zwischen Jupiter und Ulysses zu. Für

Plot b) wurde die Konvektionszeit für drei verschiedene Sonnenwindgeschwindigkeiten

bei konstantem heliozentrischen Abstand von Ulysses (5.0 AU) berechnet. Bei langsamer

Sonnenwindgeschwindigkeit beobachtet man eine längere Konvektionszeit als beim

schnellen Sonnenwind, da die entsprechende Parkerlinie stärker gekümmt ist.

Da sich der Bereich zwischen dem Forward- und Reverseshock einer CIR über einige

Tage erstreckt und damit einen entsprechenden Längengradbereich einnehmen ist

es für die folgenden Betrachtungen wichtig, einen Bezugspunkt für die Berechnungen

des Wiederanstieges der Elektronenzählrate zu wählen. Im Folgenden wird davon ausgegangen,

dass der Wiederanstieg mit dem Passieren des Reverseshocks am Jupiter

verknüpft ist. Begründet wird dies dadurch, dass für die galaktische Strahlung im Allgemeinen

(Richardson [2004]) ein Minimum am Reverseshock beobachtet wird, also


86 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

Abbildung 6.26: a) Berechnete Konvektionszeiten einer CIR von Ulysses zum Jupiter für

eine konstante Sonnenwindgeschwindigkeit, aber für drei unterschiedliche heliozentrische

Abstände von Ulysses. b) Berechnete Konvektionszeit für einen festen heliozentrischen

Abstand von Jupiter, aber drei verschiedene Sonnenwindgeschwindigkeiten.

auch davon auszugehen ist, dass solange sich Ulysses downstream bzw. innerhalb der

CIR befindet, keine Elektronen über den Reverseshock hinweg upstream entweichen

können.

In Tabelle 6.1 sind die beobachteten und berechneten Zeitpunkte des Wiederanstiegs

der Elektronenzählraten für CIR des Jahres 2004 und 2005 verzeichnet. Wie der

Tabelle zu entnehmen ist, befanden sich Ulysses und Jupiter bzgl. ihres Längengrades

ϕ und heliozentrischen Abstands R in einer Position zueinander, dass eine CIR

erst von der Raumsonde beobachtete wurde, um später den Jupiter zu erreichen. Wie


6.4. WIEDEREINSETZEN DES ELEKTRONENFLUSSES 87

Jahr RS ϕU( ◦ ) RU (AU) ϕJ( ◦ ) RU (AU) Tgem. Tber.

2004 155.01 157.8 5.39 170.9 5.42 155.95 155.932

203.40 158.2 5.39 174.6 5.42 204.60 204.550

229.08 158.5 5.38 176.5 5.43 231.00 230.380

2005 49.56 160.4 5.23 190.6 5.44 51.80 51.680

75.90 160.7 5.19 192.6 5.44 78.40 78.156

99.45 161.0 5.15 194.4 5.44 103.00 101.800

125.36 161.3 5.10 196.4 5.44 129.50 127.830

Tabelle 6.1: Gemessene (Tgem.) und berechnete (Tber.) Zeitpunkte des Wiederanstieges der

Elektronenzählraten für einige CIRs von Mitte 2004 bis Mitte 2005 die nicht durch solare

Ereignisse beeinflusst wurden. ’RS’ gibt den Tag des Jahres an, an dem der Reverse Shocks

beobachtet wurde. Zusätzlich ist die Länge von Ulysses (ϕU) und Jupiter (ϕJ)sowie der

heliozentrische Abstand (RU, RJ) vermerkt.

man der Tabelle entnehmen kann, stimmt der beobachtete und berechnete Zeitpunkt

des Wiederanstieges der Zählraten nicht exakt überein. Der Grund, warum man hier

eine Verzögerung von einigen Stunden bis hin zu einigen Tagen beobachtet ist zum

einen das Problem der exakten Bestimmung des Wiederanstiegs der Jupiterelektronen

anhand der Messwerte. Durch die zum Teil starke Variation der Zählraten ist es

schwer, eine präzise Bestimmung des Zeitpunktes des Wiederanstieges vorzunehmen.

Zum anderen haben CIRs infolge der zweidimensionalen Gestalt koronaler Löcher eine

räumliche Struktur, so dass das die Eigenschaften der CIR über den Raum den sie

einnimmt hinweg variiert.

6.4.2 Ein einfaches Diffusionsmodell

Nachdem mit einem ballistischen Modell berechnet wurde, nach welcher Zeit eine CIR

die Ulysses passiert hat, auch den Jupiter passiert hat, soll nun ein einfaches, numerisches

Diffusionsmodell auf den Wiederanstieg des Elektronenflußes nach einer CIR

angewandt werden.

Sei D der Diffusionstensor, dann gilt für die Diffusion von Teilchen unter Berücksichtigung

von Konvektion die Gleichung

∂U

∂t + �u∇U − D∆U = Q(r0, t), (6.13)

mit dem zeitabhängigen Quellterm Q. Die Lösung dieser Fokker-Planck-Gleichung wurde

von Conlon (Conlon [1978]) mit

u(t ′ |t, E, �x) = C · e 2 � F · � D A ∗ (t ′ , E)(t − t ′ ) −3/2 · e − D2

t−t ′ −(F 2 +λ)(t−t ′ ) , (6.14)


88 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

angegeben, wobei

Di = xi/(2K 1/2

i ),

Fi = Vi/(2K 1/2

i ),

λ = 1


∇ ·

3

� �

V (γ − 1),


C = 8π 3/2

3�

i=1

K 1/2

i

ist. u(t ′ |t, E, �x) gibt die Anzahl der Elektronen an, die zum Zeitpunkt t ′ die Magnetosphäre

des Jupiter verlassen haben und zur Zeit t von der Raumsonde am Ort �x

gemessen werden. A ∗ (t, E) ist die Gesamtanzahl von Elektronen, die die Magnetosphäre

im Zeitraum t, t + dt verlassen. E ist die kinetische Energie der Elektronen,

Ki = (κ||, κ⊥r, κ⊥θ) die Diffusionskoeffizienten. Vi ist der Vektor der Sonnenwindgeschwindigkeit

und γ der Spektralindex der Elektronen.

Das verwendete Koordinatensystem ist kein Polarkoordinatensystem, sondern bezieht

sich auf auf die Ausrichtung des Interplanetaren Magnetfeldes, d.h. das Parker-

Feld. x1 ist dabei der Abstand zwischen Jupiter und der Raumsonde parallel zur Magnetfeldlinie,

während x2 und x3 den Abstand parallel bzw. senkrecht zur Ekliptikebene

angegeben (siehe Abbildung 6.27).

Dieses Diffusionsmodell wurde auch von Tsuchiya et al. [1999] verwendet, und wurde

in dieser Diplomarbeit in einem Fortran-Programm umgesetzt und soll auf den Wiederanstieg

der von Ulysses gemessenen Elektronenzählraten nach einer CIR angewandt

werden.

Gleichung (6.14) gibt die Deltainjektion, also die einmalige Emission von Teilchen

zum Zeitpunkt t0 an. Ein Beispiel einer solchen Deltainjektion ist im linken Plot der

Abbildung 6.28 zu sehen. Das Diffusionsprofil zeigt das erwartete Verhalten in Form

eines steilen Anstieges des Flusses bei einem Beobachter kurz nach der Emission der

Teilchen an der Punktquelle und einen Abfall des Flusses nach Erreichen des Maximums.

Um eine kontinuierliche Teilchenquelle zu erzeugen, muss nun über eine zeitlich

versetzte Folge von Injektionen integriert bzw. numerisch nach jedem Zeitschritt ∆t

eine weitere Teilchenpopulation injiziert werden, also

U(t, E, �x) =

� −1

.

� t

u(t

−∞

′ |t, E, �x)dt ′ . (6.15)

Das Diffusionsprofil für eine kontinuierliche Teilchenquelle ist im rechten Plot der Abbildung

6.28 dargestellt. Im Gegensatz zur Deltainjektion strebt das Diffusionsprofil

einen Sättigungswert an. Bei festem Spektralindex γ und fester Teilchenenergie E

sind A ∗ (t, E) und die Diffusionskoeffizienten freie Parameter. Während die Gesamtzahl

A ∗ (t, E) der Elektronen die die Magnetosphäre im Zeitraum [t, t + dt] verlassen, die

Höhe des Diffusionsprofils beeinflusst, beinflussen die Diffuionskoeffizienten die Steilheit

des Profils. Diese Diffusionsmodell soll im Folgenden exemplarisch auf ein Ereignis

angewandt und diskutiert werden.


6.4. WIEDEREINSETZEN DES ELEKTRONENFLUSSES 89

Abbildung 6.27: Definition des am Parkerfeld orientierten Koordinatensystems. x1 zeigt

entlang einer Magnetfeldlinie, x2 senkrecht dazu in der Ekliptik, während x3 senkrecht

auf x1 und x2 steht, also aus der Ekliptikebene herauszeigt.

Abbildung 6.28: Beispiel einer Deltainjektion von Teilchen (links) und einer stetigen Emission

von Teilchen (rechts) durch eine Punktquelle. Der Beobachter befindet sich entlang

einer Parkerlinie 1 AU von der Teilchenquelle entfernt und ebenfalls 1 AU dazu senkrecht

der Parkerlinie. Als Diffusionskoeffizienten wurde κ || = 1.8 · 10 23 cm 2 /s, κ⊥r = 8 · 10 20

cm 2 /s und κ⊥θ) = 1.7 · 10 20 cm 2 /s gewählt (Conlon [1978]).

Abbildung 6.29 zeigt die Elektronenzählraten des E4-Kanals im Bereich von 2.5-7

MeV sowie das anhand des hier vorgestellten Diffusionsmodells errechnete Diffusionsprofil

(schwarz) für den Wiederanstieg der Zählraten nach der CIR #13 im Jahr 2004.

Ulysses befand sich bei einem heliozentrischen Abstand von 5.38 AU bei -5.1 ◦ Breite

und 157 ◦ Länge. Jupiter befand sich bei 5.41 AU und -5.89 ◦ Breite und 171 ◦ Länge. Als

Diffusionskoeffizienten wurde nach Rastoin [1995] κ� = 18 · 10 22 cm 2 /s, κ⊥ = 8 · 10 20

cm 2 /s und κz = 1.7 · 10 20 cm 2 /s benutzt. Bis Tag 160 befindet sich Jupiter in der CIR,

daher ist die beobachtete Zählrate auf dem Hintergrundniveau. Die stetige Teilchenin-


90 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN

jektion setzt ein, als die CIR auch über Jupiter hinweg konvektiert ist. Deutlich ist zu

sehen, dass das Diffusionsmodell die gemessenen Zählraten näherungsweise beschreiben

kann, jedoch beobachtet man große Schwankungen in den gemessenen Zählraten,

die nicht durch das Diffusionsmodell beschrieben werden können. Bereits vor dem Wie-

Abbildung 6.29: Die E4-Zählraten (blau) und das auf der Fokker-Planck-Gleichung basierende

Diffusionsmodeel für die CIR #13 2004. Der Wiederanstieg wird vom Diffusionsmodell

zwar Wiedergegeben, aber man beobachtet eine große Variation der Zählraten,

die durch das Diffusionsmodell nicht beschrieben werden können.

deranstieg der Jupiterelektronen beobachtet man eine große Variabilität der Zählraten

der galaktischen Elektronen, die aufgrund ihres isotropen Einfalls in die Heliosphäre

auch beobachtet werden, wenn Ulysses und Jupiter durch eine CIR voneinander getrennt

sind. Der Wiederanstieg der Jupiterelektronen ab Tag 156 ist bis ungefähr Tag

157.5 durch einen Elektronenfluss gekennzeichnet, der unter dem des Diffusionsmodell

liegt. Dem folgt ein starker Zählratenanstieg innerhalb weniger Stunden mit einem

Maximum bei Tag 158.0.

Es scheint also weitere Einflussgrössen zu geben, die sich auf die Modulation von


6.4. WIEDEREINSETZEN DES ELEKTRONENFLUSSES 91

Jupiterelektronen auswirken. Von Tsuchiya et al. [1999] konnten den Plasmadruck des

auf die Jupitermagnetosphäre wirkenden Sonnenwindes als Einflussgrösse identifiziert

werden. Der dynamische Plasmadruck ist durch

Pram =

ρ · u2

2

(6.16)

gegeben, wobei ρ die Dichte des Sonnenwindplasmas und u die Sonnenwindgeschwindigkeit

ist. Der Plasmadruck hängt also von der Dichte des Sonnenwindes und besonders

von der Sonnenwindgeschwindigkeit ab. Anhand von Pioneer 11 Messungen in

der Ekliptik in Jupiternähe konnte eine Proportionalität zwischen dem dynamischem

Plasmadruck am Jupiter und der Elektronenzählraten nachgewiesen werden. Befindet

man sich in Ekliptiknähe und nahe beim Jupiter ist es möglich, durch backmapping aus

dem Plasmadruck bei der Raumsonde den Plasmadruck beim Planeten für einen bestimmten

Zeitraum zu bestimmen. Tsuchiya et al. [1999] konnten so zeigen, dass ein ein

großer Plasmadruck am Jupiter mit einer geringen Jupiterelektronenzählrate korreliert,

ein kleiner Plasmadruck mit einer hohen Zählrate. Erklärt werden kann dies dadurch,

dass ein hoher Plasmadruck zu einer Kompression der Jupitermagnetosphäre führt.

Diese Kompression führt zu einer verminderten Diffusion der in der Magnetosphäre

beschleunigten Elektronen aus der Magnetosphäre in den interplanetaren Raum.

Um den Plasmadruck in das Diffusionsmodell zu integrieren, muss Gleichung 6.14

also mit einer Funktion P (t) gefaltet werden, wobei P (t) den dynamischen Plasmadruck

am Jupiter zum Zeitpunkt t angibt.

U(t, E, �x) =

� t

P (t)u(t

−∞

′ |t, E, �x)dt ′ . (6.17)

Für Ulysses-Beobachtungen ausserhalb der Ekliptik ist eine die Berechnung des

Plasmadruck am Ort von Jupiter nicht möglich, da der Sonnenwind und die Plasmadichte

bereits bei kleinen Winkeldifferenzen große Unterschiede aufweisen. Helios-

Messungen haben gezeigt (Schwenn and Marsch [1990]), dass bereits bei einer Breitendifferenz

von ∆ϑ > 5 ◦ bei annähernd gleicher Länge Sonnenwindströme mit völlig

unterschiedlichen Geschwindigkeiten und Dichten beobachtet werden. Bereits bei noch

kleineren Winkeldifferenzen wurden Unterschiede in der Sonnenwindgeschwindigkeit

von ∆v ∼ 250 km/s gemessen. Weitergehende Rechnungen, die die Rückfaltung des

Ausdrucks U ermöglichen, würden aus dem Diffusionsprofil und den tatsächlich gemessenen

Zählraten eine Berechnung des Plasmadrucks am Jupiter ermöglichen.


92 KAPITEL 6. EINFLUSS VON CIRS AUF JUPITERELEKTRONEN


Kapitel 7

Jovian Jets

7.1 Übersicht

Die Ausbreitung von Jupiterelektronen kann, wie in Abschnitt 5.3 beschrieben, durch

ein Diffusion-Konvektions-Modell beschrieben werden. Ferrando et al. [1993] entdeckten

beim ersten Jupitervorbeiflug von Ulysses sehr kurzzeitige, hochanisotrope Anstiege

der Elektronenzählrate im unteren MeV-Bereich bei gleichzeitig unveränderten Zählraten

von Protonen in diesem Energiebereich. Es konnte nachgewiesen werden, dass

es sich bei diesen als ” Jovian Jets“ bezeichneten Anstiegen der Zählrate um direkte

magnetische Verbindungen zur Jupitermagnetosphäre handelt. Diese magnetischen

Flussröhren weisen eine starke Abweichung vom mittleren Parkerfeld auf und tragen

Elektronen aus der Magnetosphäre des Jupiter in den interplanetaren Raum.

Im Zeitraum von Tag 345 im Jahr 1991, bis zum Tag 160 im Jahr 1992 konnten

insgesamt 35 Jovian Jets bis zu einem Abstand zum Jupiter von 0.86 AU anhand

der Daten des KET-Instrumentes identifiziert werden. Bei 19 (54%) dieser Jovian Jets

handelte es sich um multiple Ereignisse, d.h. ein Jet-Ereignis konnte in zwei oder mehrer

einzelne Jets aufgelöst werden. Die zeitliche Dauer des beobachteten Anstieges der

Elektronenzählrate ist sehr kurz und beträgt höchstens wenige Stunden. Auffällig ist ein

Zusammenhang zwischen der Polarität des Magnetfeldes und dem Auftreten der Jovian

Jets. So konnte gezeigt werden, das bei 86% aller Jets ein vom Jupiter weg gerichtetes

Magnetfeld beobachtet wurde. Eine ausführliche Beschreibung der beobachteten Jets

während des ersten Jupitervorbeifluges der Raumsonde Ulysses findet man in Ferrando

et al. [1993] und Simpson et al. [1993].

7.2 Jovian Jets beim zweiten Fly-By 2003/2004

Auch beim zweiten Jupitervorbeiflug 2003/04 konnten mit Ulysses Jovian Jets beobachtet

werden. McKibben et al. [2007] benutzten für ihre Untersuchungen das HET-

Instrument, welches, wie auch das KET, Teil des COSPIN-Experiments auf Ulysses ist.

Die Auswertung der Messwerte des H8-Kanals (3-8 MeV) im Zeitraum vom 1. Januar

93


94 KAPITEL 7. JOVIAN JETS

2003 bis zum 8. Februar 2005 ergaben den Nachweis von insgesamt 15 Jovian Jets,

welche in Tabelle 7.1 zusammengefasst sind. Im Folgenden sollen diese Beobachtungen

Jet # Jahr Tag ∆R (AU) ∆φ( ◦ ) ∆Z (AU)

1 2003 284 1.23 2.9 1.18

2 2003 320 1.03 0.5 1.03

3 2003 350 0.90 -1.7 0.88

4 2004 20 0.82 -4.1 0.72

5 2004 38 0.80 -5.3 0.638

6 2004 75 0.87 -7.8 0.469

7 2004 101 0.97 -9.6 0.345

8 2004 101 0.97 -9.7 0.335

9 2004 115 1.03 -10.6 0.268

10 2004 117 1.03 -10.6 0.268

11 2004 141 1.16 -12.3 0.153

12 2004 145 1.19 -12.6 0.134

13 2004 147 1.20 -12.7 0.124

14 2004 162 1.29 -13.7 0.056

15 2004 299 2.21 -2.21 -0.596

Tabelle 7.1: Eingetragen ist die laufende Nummer der beobachteten Jets, der Zeitpunkt

der Beobachtung, sowie die relative Position von Ulysses zum Jupiter (Abstand, Differenz

der Längenwinkel sowie der Abstand senkrecht zur Ekliptikebene) (McKibben et al.

[2007]).

durch Messergebnisse des KET-Instrumentes verifiziert und durch Untersuchungen des

Magnetfeldes und der Sonnenwindgeschwindigkeit erweitert werden. Zudem wird die

IDL-Routine zum Plotten der Richtungsanisotropie der Elektronen angewandt.

Für die Untersuchungen wurde der E4-Kanal des jeweiligen Tages in einer Auflösung

von 10 Minuten über die Zeit aufgetragen. Die zugehörigen Sektordiagramme wurden

mit einer Auflösung von 60 Minuten erstellt, da dies bzgl. der Zählratenstatistik die

aussagefähigsten Ergebnisse ergab.

Abbildung 7.1 zeigt die Trajektorie von Ulysses relativ zu Jupiter. Der obere Graph

gibt die Längendifferenz ∆ϕ, der mittleren die Breitendifferenz ∆ϑ und der untere Plot

den Abstand beider Objekte voneinander. Bis Mitte 2004 befand sich die Raumsonde

nördlich vom Planeten (∆ϑ ist positiv), danach in einer Position südlich von Jupiter

(∆ϑ ist negativ). Nach Ende 2003 befand sich Ulysses in Bezug auf den Umlaufsinn

des Jupiter hinter dem Planeten, d.h. ∆ϕ ist negativ. Den geringsten Abstand zum

Jupiter (0.8 AU) hatte die Sonde Anfang 2004.

Aus Tabelle 7.1 geht also hervor, dass die meisten, nämlich 13 der 15 Jets, bei einer

negativen Längendifferenz zwischen Ulysses und Jupiter beobachtet wurden, während

sich Ulysses bis auf den letzten beobachteten Jets (Tag 299 2004) nördlich von Jupiter

befand.


7.2. JOVIAN JETS BEIM ZWEITEN FLY-BY 2003/2004 95

Abbildung 7.1: Position der Raumsonde Ulysses relativ zum Jupiter für 2004/05. Für den

Zeitraum von 2003.5 bis 2005.0 ist von oben nach unten der Abstand zwischen Ulysses

und Jupiter sowie die Längen- Breitendifferenz eingezeichnet. Die im oberen Panel

eingezeichneten Punkte kennzeichnen die Zeitpunkte der beobachteten Jets.

Alle von McKibben et al. [2007] identifizierten Jets konnten mit dem KET verifiziert

werden, eine Übersicht zeigt Tabelle 7.2. Hier ist neben der Nummer des Jets

der Beginn und das Ende des Zählratenanstieges bzw. der Anisotropie sowie die maximale

Elektronenzählrate und der dazugehörige Zeitpunkt eingetragen. Zusätzlich ist

die Richtung des Magnetfeldes angegeben, d.h. ob das Feld vom Jupiter zu Ulysses

(J→U) oder von der Raumsonde zum Planeten (U→J) gerichtet ist. Zwei Drittel der

Jets weisen ein Magnetfeld auf, das von Jupiter zu Ulysses gerichtet ist. Dies entspricht

qualitativ den Beobachtungen des ersten fly-bys, wo 86% eine von Jupiter zu Ulysses

gerichtete Polarität aufweisen.

Eine besonders deutliche Struktur weißt das Ereignis von Tag 350/2003 auf (Abbildung

7.2). Man beobachtet einen starken, kurzzeiten Anstieg und Abfall der E4-Zählrate

mit einem Maximum bei ∼350.77. Die ϑ-Komponente des Magnetfeldes weißt be-


96 KAPITEL 7. JOVIAN JETS

sonders zur Zeit des Jovian Jets einen sehr hohen Winkel von 80-90 ◦ und darüber auf,

weicht also deutlich vom mittleren Parkerfeld ab. Die rasche Änderung der ϕ-Komponente

ist nicht physikalischer Natur, die Neutralschicht wird also nicht mehrmals überschritten.

Vielmehr handelt es sich hierbei um einen geometrischen Effekt des gewählten

Koortdinatensystems. Im Fall einer wie hier beobachteten ϑ-Komponente um 90 ◦

bedeutet ein Sprung über die 90 ◦ einen Wechsel des Vorzeichens der ϑ-Komponente.

Dies Beobachtet man beim hier betrachteten Jet. Abbildung 7.3 zeigt drei Anisotropieplots

des E4-Kanals für diesen Jet. Sehr deutlich ist eine Richtungsanisotropie der

Zählraten aus Richtung Jupiter (⇑) zu erkennen. Ebenfalls zu erkennen ist, dass die

Elektronen maßgeblich vom Magnetfeld ↑geführt werden, wie bei Plot a) zu sehen ist.

Hier fällt der Sektor mit der höchsten Zählrate nicht mit dem Sektor, in dem sich

Jupiter befindet, zusammen, sondern mit dem Sektor, durch den der Magnetfeldvektor

führt. In den Plots b) und c) fällt der Sektor in dem sich Ulysses befindet, mit dem

Sektor durch den der Magnetfeldvektor verläuft, zusammen.

Jet # tStart [h] tEnde [h] Max. E4 [c/s] tMax. [h] � B Bemerkung

1 10.08 12.5 0.09 10.8 J→U geringe Anisotropie

2 4.8 8.4 0.13 6.0 J→U deutlicher Peak &

Anisotropie

3 16.8 19.8 0.14 18.24 J→U sehr deutlicher Peak,

starke Anisotropie

4 0.9 1.92 0.16 0.72 U→J

5 0.6 5.4 ∼0.1 4.8 U→J breiter Jet, deutliche

Anisotropie

6 2.7 4.3 0.04 3.84 J→U deutlicher Peak

7 10.1 12.2 0.13 10.56/10.8 J→U zwei deutliche Peaks

8 15.12 19.2 0.09 17.28/18.0 J→U

9 22.8 26.4 0.03 23.38 J→U sehr schwacher Peak

10 1.2 4.8 0.03 3.6 U→J zwei sehr enge Jets

11 3.5 4.3 0.05 3.84 U→J schwacher Peak, aber

deutliche Anisotropie

12 1.2 1.92 0.09 - U→J schwacher Peak

13 4.1 8.1 0.13 7.2 J→U

14 4.8 8.8 0.09 - J→U

15 3.84 10.32 ∼ 0.1 - J→U langer Jet

Tabelle 7.2: Anhand von Zählraten- und Anisotropiebeobachtungen mit dem E4-Kanal

des KET wurde für die in McKibben et al. [2007] gefundenen Jets der Anfangs- und

Endzeitpunkt, das Maximum der E4-Zählrate, der zugehörige Zeitpunkt sowie mit den

Magnetfelddaten des VHM/FMG die Richtung des Magnetfeldvektors bestimmt.

Zwei eng beieinander liegende Jovian Jets wurden an Tag 101 2004 beobachtet


7.2. JOVIAN JETS BEIM ZWEITEN FLY-BY 2003/2004 97

Abbildung 7.2: Dieser Graph zeigt die Sonnenwindgeschwindigkeit usw [km/s], die ϕund

ϑ-Komponente sowie der Betrag des Magnetfeldes [nT] und die E4-Zählrate. Um

Tag 350.7 ist ein deutlicher Anstieg und Abfall der Elektronenzählraten zu beobachtet,

infolge einer direkten magnetischen Verbindung zur Jupitermagnetosphäre.

(siehe Abbildung 7.4). Auffällig ist, dass auch hier beim ersten und zweiten Jet die

ϑ-Komponente des Magnetfeldes einen sehr hohen Wert aufweist, das Magnetfeld also

eine deutliche senkrechte Komponente besitzt, die eine magnetische Verbindung zum

Jupiter ermöglicht. Anisotropieplots (Abbildung 7.5) zeigen ebenfalls deutlich, dass

die Elektronen aus Richtung Jupiter kommen, und entlang der Magnetfeldlinien zur

Raumsonde transportiert werden.

Das SWOOPS-Instrument ist in der Lage, den Sonnenwind in seine RTN-Komponenten

aufzulösen (siehe Abschnitt 3.1.3 und Bame et al. [1992]). Im idealen Parkerfeld

besitzt der Sonnenwind nur eine radiale Komponente, durch Fluktuationen kann der

Sonnenwind aber auch eine T- und N-Komponente besitzen, die mit der Abweichung


98 KAPITEL 7. JOVIAN JETS

Abbildung 7.3: Anisotropieplots des E4-Kanals für den Jovian Jet an Tag 350. Deutlich

ist eine Richtungsanisotropie der Elektronen aus Richtung Jupiter (J) zu erkennen, die

der Magnetfeldlinie (B) folgen.

des Magnetfeldes vom mittleren Feld zusammenhängt. Von den untersuchten 15 Jets

weisen 11, also rund 73% eine negative N-Komponente des Sonnenwindes auf, bei

den Jovian Jets Nr. 4, 6, 12 und 13 beobachtet man eine positive N-Komponente. In

Abbildung 7.6 sind schematisch hypothetische Magnetfeldlinien für diese beiden Fälle

dargestellt. Im oberen Bild besitzt der Sonnenwind eine negative N-Komponente, im

unteren Bild eine positive. Ulysses befindet sich nördlich vom Jupiter und bei einem

geringeren Abstand zur Sonne. Anhand dieser Abbildung ist ersichtlich, dass im Fall

der negativen N-Komponente ein wesentlich einfachere Magnetfeldstruktur vorliegen

muss, die damit auch weniger vom mittlerem Parkerfeld abweicht. Eine positive N-

Komponente ist also seltener zu erwarten, was von den Beobachtungen bestätigt wird.

7.3 Nachweis der 10-h Periode in Jovian Jets

Ferrando et al. [1993] konnten nachweisen, dass die in 5.2 diskutierte periodische Modulation

des Energiespektrums auch in den Jovian Jets existiert und untermauerten

damit die These, dass es sich bei Jovian Jets um direkte magnetische Verbindungen

zwischen Jupitermagnetosphäre und dem Raumfahrzeug handelt. Jedoch konnte auch

gezeigt werden, dass nicht alle Jovian Jets diese Periodizität des Energispektrums aufweisen

und zudem nur Jets die bei einem Abstand vom Jupiter ≤0.5 AU beobachtet

ein zufriedenstellendes Ergebnis eines χ 2 -Tests lieferten (Rastoin [1995]).

Das in 5.2 vorgestellte Phasenhistogramm soll nun auf die beim zweiten fly-by

beobachteten Jets angewandt werden. Dazu wurde f¨r die 15 Jets jeweils ein einstündiges

Messntervall des E4- und E12-Kanals ausgehend vom zeitlichen Mittelpunkt des Jets

ausgewählt und für das Histogramm benutzt.


7.3. NACHWEIS DER 10-H PERIODE IN JOVIAN JETS 99

Abbildung 7.4: An Tag 101 2004 wurden zwei eng beieinander liegenden Jovian Jets

beobachtet, bemerkenswert ist der sehr hohe ϑ-Winkel zur Zeit der Jets.

Das Ergebnis des Phasenhistogramms für T =9h55’33” zeigt Abbildung 7.7. Im

Gegensatz zu den Messungen innerhalb des Magnetosphäre und den Ergebnissen der

Jets von 1992 ist keine periodische Modulation des Energiespektrums zu erkennen. Das

Nichtvorhandensein dieser 10h-Modulation der Elektronen ist ein Hinweis darauf, dass

die mittlere freie Weglänge der Teilchen zwar ausreicht, um deutliche Anisotropien in

der Richtungsverteilung der Teilchen zu beobachten, die 10h-Periode jedoch aufgrund


100 KAPITEL 7. JOVIAN JETS

Abbildung 7.5: Entsprechend dem Jet an Tag 350 2003 beobachtet man bei den beiden

Jets an Tag 101 eine deutliche Anisotropie. Plot a) zeigt den ersten Jet (#7), Plot b) den

zweiten (#8).

Abbildung 7.6: Mögliche Gestalt der Magnetfeldlinien einer Jet-Struktur für den Fall, dass

sich Ulysses nörlich vom Jupiter und bei einem geringeren Abstand zur Sonne befindet.

Die Ekliptikebene steht in dieser Abbildung senkrecht zur Blickrichtung. Bei einer negativen

N-Komponente des Sonnenwindes (oberer Plot) ist in diesem Fall eine im Sinne

des Parkerfeldes einfachere und damit wahrscheinlichere Magnetfeldstruktur nötig als im

Fall einer positiven Komponente. Dies kann erklären, warum die meisten Jets (73%) eine

negative N-Komponente des Sonnenwindes aufweisen.

von Stössen verschwindet.


7.4. ENTSTEHUNG VON JOVIAN JETS 101

Abbildung 7.7: Phasenhistogramm mit 18 Bins für das E4/E12-Verhältnis der Jovian Jets

beim zweiten Vorbeiflug der Raumsonde Ulysses an Jupiter. Aufgrund des im Vergleich

zum ersten fly-bys großen Abstandes zum Planeten kann eine 10-h Modulation des Energiespektrums

nicht nachgewiesen werden, was auf eine zu geringe mittlere freie Weglänge

der Elektronen zurückgeführt werden kann.

7.4 Entstehung von Jovian Jets

Die Enstehung und Ausbreitung von Jovian Jets bzw. der zu ihrer Entstehung führenden

magnetischen Verbindungen ist in weiten Bereichen unverstanden. Insbesondere die

deutliche Abweichung der magnetischen Flussröhren vom mittlerem Parkerfeld kann

mit der klassischen Theorie des Parkerfeldes nicht ausreichend erklärt werden.

Ein Ansatz, der Abweichungen vom mittleren Feld durch Konvektion von Supergranulen

in der solaren Photosphäre erklärt stammt von Jokipii and Parker [1968].

Die Abweichungen des Magnetfeldes vom mittlerem Feld werden durch den random

walk der Feldlinien erklärt, die durch Konvektion der Fußpunkte der Feldlinien auf

den Supergranulen der solaren Photosphäre hevorgerufen wird.Fisk and Jokipii [1999]

erklären die Abweichungen durch Diffusion von Magnetfeldlinien durch Rekonnektionsprozesse

in der Korona infolge der differentiellen Rotation der Sonne. Beide Ansätze

ergeben eine zwar deutliche Abweichung vom mittleren Feld bei einigen AU Abstand


102 KAPITEL 7. JOVIAN JETS

von der Sonne, reichen aber nicht aus, um die inbesondere die Abweichungen senkrecht

zur Ekliptik zu erklären. Quellregionen auf der Sonne, die direkte magnetische Verbindungen

zwischen zwei Punkten in der Heliosphäre ermöglichen, obwohl diese auf einer

in Bezug zur Parker-Geometrie des interplanetaren Magnetfeldes ungünstigen Verbindung

liegen, konnten bislang nicht identifiziert werden. Insbesondere das backmapping

der Magnetfeldlinien auf die Sonne infolge der komplizierten Gestalt der Feldlinien ist

entsprechend schwer.


Kapitel 8

Jupiterelektronen bei hohen

Breiten

Ein ungelöstes Problem ist das Verschwinden von Jupiterelektronen ab einer bestimmten

heliographischen Breite. Dieses Phänomen soll im folgenden beschrieben und mögliche

Erklärungsansätze diskutiert werden.

Das Verschwinden der Jupiterelektronen veranschaulicht Abbildung 8.1, in der

die heliographische Breite und der heliozentrische Abstand der Raumsonde sowie die

gemessenen E4-Zählraten für den ersten und zweiten fly-by eingezeichnet sind. Die

Zeitachse ist dabei so gewählt, das sie an Tag 1 1992 bzw. Tag 220 2004 beginnt.

Die blau dargestellten Grössen beziehen sich auf 1992, die blauen auf 2004. Wie anhand

der Trajektoriendaten zu sehen ist, befand sich Ulysses in diesem Zeitraum auf

einen identischen Flugbahn. Betrachtet man die Elektronenzählraten, zeigt sich bis

einer Breite von ca. -25 ◦ , was einem Zeitraum von einem Jahr seit 1992.0 bzw. 2004.6

entspricht, die in den vorherigen Kapiteln diskutierte hohe Zählrate an Elektronen.

Diese Elektronen werden von CIRs moduliert, die Zählraten fallen also ab, wenn sich

eine CIR zwischen Jupiter und Ulysses befindet und steigen wieder an, wenn die CIR

Jupiter passiert hat. Bei einer Breite von -25 ◦ beobachtet man jedoch eine plötzliche

Abnahme der Zählrate, ohne das diese einige Zeit später wieder deutlich ansteigt. Dies

steht im Gegensatz zu auf die Jupiterquelle angewandte Diffusionsmodelle, die einen

” glatten“ Abfall der Zählraten vorraussagen (siehe z.B. Conlon [1978] und Ferrando

et al. [1993]).

Wie in Abschnitt 5.1 dargelegt, befand sich die Heliosphäre in beiden Zeiträumen in

ungefähr der gleichen Phase des solaren Zyklus, nämlich auf den Weg zum solaren Minimum.

Das bedeutet, das die heliosphärischen Bedingungen gleich sind. Ein deutlicher

Hinweis darauf, das es sich bei dem beobachteten Zählratenabfall um einen heliosphärischen

Effekt handelt ist die Tatsache, das sich die Raumsonde zwar in Bezug zur Sonne

in einer identischen Position befand, die Trajektorie relativ zum Jupiter jedoch in den

beiden Zeiträumen eine andere ist. Kam die Sonde dem Planeten beim ersten fly-by

bis auf 6.3 Jupiterradien nahe, erfolgte die zweite Annäherung bei einem minimalen

Abstand von 0.8 AU. Dies bedeutet also, das der Grund für den Zählratenabfall nicht

103


104 KAPITEL 8. JUPITERELEKTRONEN BEI HOHEN BREITEN

in der Jupiterquelle zu suchen ist sondern in heliosphärischen Strukturen.

Abbildung 8.1: Die E4-Zählraten von 1992/93 und 2004/05 sind gemeinsam in einem

Graphen dargestellt. Dabei wurde die Zeitachse derart gewählt, das sie 1992.0 bzw. 2004.6

beginnt. Die beiden unteren Graphen zeigen die heliographische Breite und den radialen

Abstand Ulysses zur Sonne. Bei einer heliographischen Breite von ca. -25 ◦ beobachtetet

man einen Abfall der Zählraten, dem kein signifikanter Wiederanstieg folgt. Die beiden

deutlichen Peaks 2005 sind nicht jovianischen Ursprung, sondern solare Ereignisse.

Eine dieser heliosphärischen Strukturen die im folgenden erläutert werden soll, ist

der Einfluss der Neutralschicht auf die Ausbreitung von Jupiterelektronen. Geladene

Teilche unterliegen in inhomegenen Magnetfeldes Driften, z.B. dem Gradientendrift.

In diesem Fall besitzt das Magnetfeld einen Gradienten ∇B. Die resultierenden Driftgeschwindigkeit

berechnet sich dann nach Kallenrode [2004] zu

�v∇B = µ

qB 2 � B × ∇B = ± v⊥rL

2B 2 � B × ∇B, (8.1)

wobei µ das magnetische Moment, q die Ladung des Teilchens und rL der Lamor-Radius

ist. Bewegt sich ein Teilchen von einen Sektor in einen Sektor mit anderer Polarität,

kehrt das Teilchen seine Gyrationsrichtung um. Besonders effizient ist der Gradientendrift

im Fall der Grenzfläche zweier Magnetfelder mit entgegengesetzer Polarität, wo

sich das Teilchen entlang dieser Trennschicht bewegt. Eine solche Konfiguration stellt

die heliosphärische Neutralschicht da, die die Magnetfeldsektoren mit positiver und

negativer Polarität trennt (siehe Abschnitt 3.1.5). Der Ansatz, das die Neutralschicht

eine Barriere für Jupiterelektronen darstellen, wurde von Rastoin [1995] geäussert.

Als mögliche Erklärung für das Verschwinden der Jupiterelektronen bei hohen Breiten


wurde nun die These aufgestellt, dass sich Ulysses und Jupiter ab diesen Zeitpunkten

stets in unterschiedlichen Sektoren befinden. Um diese Erklärung zu bestätigen oder

zu verwerfen, reicht die Kenntnis über die Polarität des Magnetfeldes bei Ulysses nicht

aus, da zusätzlich die Polarität am Jupiter bekannt sein muss. 1993 und 2005 befand

sich keine Sonde in einer jupiternahen Bahn, so dass keine in-situ-Messungen des heliosphärischen

Magnetfeldes vorliegen. Der Versuch, durch Backmappingverfahren (vgl.

Abschnitt 6.4.1) vom Magnetfeld in erdbahnnähe, z.B. mit dem SOHO-Satelliten, auf

das Magnetfeld beim Jupiter zu schliessen, liefert jedoch keine verlässlichen Ergebnisse.

Der Grund hierfür sind Einflussgrössen des Sonnenwindplasma die in ballistischen

Rechnungen nicht ausreichend berücksichtigt werden können, wie z.B. die radiale

Abhängigkeit der Sonnenwindgeschwindigkeit oder die Kompression des Plasmas

und des Magnetfeldes bei zunehmenden Abstand von der Sonne (Schwenn and Marsch

[1990]). Aus diesem Grund wurden die Simulationsergebnisse des ENLIL-Modells 1 verwendet,

um Informationen über die Polarität des Magnetfeldes am Jupiter zu einer gegebenen

Zeit zu erlangen. Das ENLIL-Modell benutzt magnetohydrodynamische Rechnungen

um den Zustand der Heliosphäre für einen gegebenen Zeitpunkt zu ermitteln.

Abbildung 8.2 zeigt die mit dem ENLIL-Modell berechnete Polarität des Magnetfeldes

für die Carrington-Rotation 1865 mit Beginn am 21.01.1993, also kurz nachdem keine

Jupiterelektronen mehr von Ulysses gemessen werden. Dargestellt ist ein Bereich für 0

bis 360 ◦ heliographischer Länge und ±40 ◦ Breite bei einem heliozentrischen Abstand

von 5.5 AU.

Abbildung 8.2: Die Polarität des heliosphärischen Magnetfelds für den 21.01 1993

(Carrington-Rotation 1865) nach Berechnungen des ENLIL-Modells für einen heliozentrischen

Abstand von 5.5 AU. Eingezeichnet ist der Breitengrad des Jupiter und von

Ulysses.

Dies entspricht ungefähr dem Orbit von Jupiter. Die Farbkodierung bezieht sich

auf die Polarität des Magnetfeldes. Rot entspricht einer positiven Polarität, blau einer

negativen. Die schwarzen Linien beziehen sich auf die Breite bei der sich der Planet

und Ulysses während dieser Carrington-Rotation (#1865) befinden. Deutlich ist zu

1 Siehe http://ccmc.gsfc.nasa.gov für Informationen bzgl. des Modells.

105


106 KAPITEL 8. JUPITERELEKTRONEN BEI HOHEN BREITEN

Abbildung 8.3: Die Polarität des heliosphärischen Magnetfelds für den 04.09 2005

(Carrington-Rotation 2034) ebenfalls für einen Abstand von 5.5 AU.

erkennen, das sich die Raumsonde gänzlich im positiven Sektor befindet, ebenso wie

Jupiter, der sich lediglich für ungefähr zwei Tage im negativen Magnetfeldsektor befindet.

Daraus ist zu schliessen, dass die heliosphärische Neutralschicht nicht der Grund

für das Verschinden des Jupiterelektronenflusses ist. Bestätigt wird dies von Abbildung

8.3 für die Carrington-Rotation 2034 am 04.09 2005. Analog zu Abbildung 8.2 ist

hier die für einen Abstand von der Sonne von 5.5 AU die Polarität der Magnetfeldes

dargestellt. Auch hier ist zu sehen, dass sich Jupiter und Ulysses für mehrere Tage im

gleichen Sektor aufhalten.

Ein weiterer Ansatz um das Verschwinden der Jupiterelektronen zu erklären, ist das

Vorhandensein von Alfvén-Wellen bei hohen Breiten, also im schnellen Sonnenwind.

Bei Alfvén-Wellen handelt es sich um Transversalwellen im Magnetfeld die durch elektromagnetische

Fluktuationen gekennzeichnet sind (Prölss [2004]). Diese Transversalwellen

sind in der Lage, Energie zu transportieren und Energie von geladenen Teilchen

zu absorbieren, sofern die Resonanzwellenlänge des Teilchens

λ = 2πrL

(8.2)

mit dem Gyrationsradius rL, der Wellenlänge der Alfvén-Welle entspricht. Alfvén-

Wellen in der Heliosphäre sind seit dem Beginn der Weltraumforschung bekannt (Coleman

[1968]). Smith et al. [1995] berichten von Ulysses-Beobachtungen von Alfvén-

Wellen bei heliographischen Breiten oberhalb von ungefähr ±30 ◦ und konnten eine

enge Korrelation zwischen dem Vorhandensein dieser Wellen und dem schnellen Sonnenwind

des polaren koronalen Loches nachweisen. Da in dieser Arbeit keine Berechnungen

zum Nachweis von Alfén-Wellen im schnellen bzw. langsamen Sonnenwind

durchgeführt wurden, kann nur eine grobe Analyse anhand der Graphen 6.5, 6.6, 6.8

und 6.9 vorgenommen werden. Betrachtet man den Zeitraum von Mitte 1992 bis Mitte

1993, zeigt sich eine sehr klare Struktur des Sonnenwindes mit einem periodischen

Wechsel zwischen langsamen (∼400 km/s) und schnellen (∼700-800 km/s) Streams

aufgrund eines koronalen Lochs. Mit zunehmender heliographischer Breite befindet


sich Ulysses auch zunehmend im schnellen Sonnenwind des polaren koronalen Lochs.

Bis ungefähr Tag 90 im Jahr 1993 befindet sich Ulysses jedoch im Einflussbereich des

Streamer Belts, wie an den Sonnenwindgeschwindigkeiten des langsamen Streams von

∼400 km/s zu erkennen ist. Danach befindet sich Ulysses ausschliesslich im schnellen

Sonnenwind mit Geschwindigkeiten >600 km/s. Ist das vermehrte Auftreten von

Alfvén-Wellen also mit dem Auftreten des schnellen Sonnenwindes verknüpft, sollte

man das Verschwinden der Jupiterelektronen jedoch erst zu diesen Zeitpunkt, als nach

Tag 90 im Jahr 193 erwarten. Tatsächlich beobachtet man das Verschwinden jedoch

bereits am Jahreswechsel von 1992 zu 1993. 2005 (Abbildung 6.8) weisst der Sonnenwind

eine wesentlich kompliziertere Struktur als der Zeitraum 1992/93 auf. Ab Tag

160 2005 beobachtet man eine stetige Zunahme der Geschwindigkeit des langsamen

Sonnenwindes auf bis zu ∼500 km/s und eine leichte Abnahme der Sonnenwindgeschwindigkeit

zum Jahresende. Ab Beginn des Jahres 2006 befindet sich Ulysses im

schnellen Sonnenwind des polaren koronalen Loches. Lediglich um Tag 20 befand sich

Ulysses kurzzeitig im langsamen Sonnenwind des Streamer Belts. Das Verschwinden

der Jupiterelektronen ist jedoch bereits nach Tag 150 2005 zu beobachten, als sich

Ulysses noch nicht gänzlich im schnellen Sonnenwind befand. Eine Aussage darüber,

ob der von Ulysses nach dem Verschwinden der Elektronen 1993 bzw. 1993 gemessene

Sonnenwind von Alfén-Wellen gepägt ist, die die Ausbreitung von Jupiterelektronen

zu hohen Breiten verhindern, muss durch zukünftige Untersuchungen gezeigt werden.

107


108 KAPITEL 8. JUPITERELEKTRONEN BEI HOHEN BREITEN


Kapitel 9

Zusammenfassung

Diese Arbeit beschäftigte sich mit Jupiterelektronen in der inneren Heliosphäre. Die

Jupitermagnetosphäre stellt eine dominante und kontinuierliche Quelle energiereicher

Elektronen dar und zeichnet sich dadurch besonders für das Studium der kosmischen

Strahlung im Sonnensystem aus. Zum einen bietet die Tatsache, dass die Position dieser

Teilchenquelle zu jeder Zeit bekannt ist, die Möglichkeit, bei Messungen direkte

Rückschlüsse auf den Ausbreitungsweg zu ziehen. Dies ist bei der als isotrop einfallend

angenommenen galaktischen kosmischen Strahlung nicht der Fall. Desweiteren befindet

sich Jupiter im Gegensatz zur Sonne nicht im Zentrum des heliosphärischen Magnetfeldes.

Die Quellregion der Jupiterelektronen hat also eine asymmetrische Position in

Bezug auf das Magnetfeld im Gegensatz zu energiereichen Teilchen solaren Ursprungs.

Jupiterelektronen können in weiten Bereichen der Heliosphäre nachgewiesen werden,

wie am Beispiel des Satelliten IMP-8 gezeigt wurde.

Für die in dieser Arbeit vorgenommenen Untersuchungen wurden hauptsächlich

Messungen der Raumsonde Ulysses, einem Gemeinschaftsprojekt der ESA und NASA,

verwendet. Eins der ingesamt zwölf wissenschaftlichen Instrumente auf der Raumsonde

ist das Kieler Elektronen Teleskop (KET), welches u.a. in der Lage ist, Elektronen

im unteren MeV-Bereich, und damit Jupiterelektronen, zu detektieren. Es konnte in

Kapitel 6 gezeigt werden, dass Corotating Interaction Regions als Barrieren für die

Ausbreitung von energiereichen Teilchen wirken. Untersuchungen des Forwardshock

der CIRs konnten die von Jokipii and Kota [1991] angenommene Beziehung zwischen

Magnetfeld und Diffusionskoeffizient dahingehend bestätigen, dass ein starkes Magnetfeld,

wie es in CIRs beobachtet wird, infolge von erhöhten Fluktuationen zu einem

reduzierten Diffusionskoeffizienten führt. Von besonderer Bedeutung für die Ausbreitung

von Teilchen ist das Stream Interface, also die Grenze zwischen dem vormals

langsamen und schnellen Sonnenwindstrom. Ein sehr ausgeprägtes Stream Interface,

wie z.B. #8 im Jahr 1992, kann als tangentiale Diskontinuität aufgefasst werden. Für

die Teilchenausbreitung bedeutet dies, dass eine Diffusion über das Stream Interface

hinweg infolge eines deutliche reduzierten random walks der Magnetfeldlinien nur sehr

schwer möglich ist. Dies kann anhand von Jupiterelektronen und den am Reverse Shock

beschleunigten Protonen klar beobachtet werden.

109


110 KAPITEL 9. ZUSAMMENFASSUNG

Ein auf der Fokker-Planck-Gleichung basierendes Diffusionsmodell kann in Kombination

mit ballistischen Berechnungen der Konvektionszeit einer CIR herangezogen

werden, um den Wiederanstieg der Elektronenzählrate zu modellieren. Dabei zeigte

sich, dass ein reines Diffusionsmodell nicht ausreicht, sondern der Quellterm Q, also

die Jupiterquelle, einer weiteren zeitlichen Modulation unterliegt. Wie Tsuchiya et al.

[1999] anhand Pioneer 11 zeigen konnten, wird die Anzahl der pro Zeiteinheit aus der

Jupitermagnetosphäre entlassenen Elektronen durch den Plasmadruck des Sonnenwindes

beeinflusst.

Beim fly-by-Manöver der Raumsonde 1992 wurden als Jovian Jets bezeichnete,

kurzzeitige und stark anisotrope Anstiege der Elektronenzählraten beobachtet (Rastoin

[1995]). Diese Elektronenjets haben ihren Ursprung in der Magnetosphäre des

Jupiter, wie ein Vergleich der Zählratenanisotropie mit der Position des Planeten relativ

zur Raumsonde zeigen konnte. Für die zweite Annäherung der Sonde an den

Planeten wurde von McKibben et al. [2007] mit dem HET-Instrument auf Ulysses 15

Jets identifiziert, die in dieser Arbeit mit dem KET verifiziert werden konnten. Mit den

hier erstellten Sektordiagrammen, die Informationen über die relative Position des Magnetfeldes

und des Jupiter beeinhalten, konnte gezeigt werden, dass es sich bei diesen

Jets um direkte magnetische Verbindungen zwischen dem Jupiter und der Raumsonde

handelt. In Kapitel 5 wurde die 10h-Periode des E4/E12-Verhältnisses diskutiert.

Diese periodische Modulation des Energiespektrums konnte von Rastoin [1995] in den

Jets 1992 nachgewiesen werden. Die 10h-Periode konnte in den Jets 2003/04 jedoch

nicht nachgewiesen werden. Zurückzuführen ist dies auf den im Vergleich zu 1992 wesentlich

größeren Abstand zum Jupiter und einer mittleren freien Weglänge die zwar

die Teilchenanisotropie erhalten kann, nicht jedoch die Modulation des Energiespektrums.

Eine Abschätzung dieser mittleren freien Weglänge könnte durch zukünftige

Untersuchungen mit der Fokker-Planck- bzw. Parker-Gleichung mit einem periodisch

veränderlichen Quellterm erbracht werden. Diese Untersuchungen könnten zeigen, bis

zu welchen Distanzen von der Teilchenquelle periodische Signale nachgewiesen werden

können, ehe sie durch Diffusionsprozesse ” verwischt“ werden.

Ein ungelöstes Problem ist das Verschwinden von Jupiterelektronen bei hohen

Breiten (> 25 ◦ ). Diskutiert und als Erklärung ausgeschlossen wurde der Einfluss der

heliosphärischen Neutralschicht. Mithilfe der Ergebnisse des ENLIL-Modells konnte

gezeigt werden, das Ulysses und Jupiter nicht permanent durch die Neutralschicht

getrennt sind. Ferner wurde die Anwesenheit von Alfén-Wellen bei hohen Breiten diskutiert,

jedoch sind weitergehenden Untersuchungen des Sonnenwind nötig, um eine

Korrelation zwischen Alfén-Wellen und Verschwinden der Jupiterelektronen nachzuweisen.


Anhang A

Liste der CIRs

Die nachfolgenden Tabellen mit Daten der von Ulysses beobachteten CIRs enthalten

neben der laufenden Nummer der CIR das Jahr, den Zeitpunkt des Auftretens der

Forward- und Reverseschocks, des Stream Interfaces bzw. der Diskontinuität (Tag des

Jahres) sowie dem heliozentrischen Abstand und Breitengrad der Raumsonde in AU

bzw. Grad. Wurden bei einer CIR keine Shocks beobachtet, wurde dies mit ’-’ markiert,

bzw. im Fall von Datenlücken oder solaren Events mit ’?’.

CIR # Jahr FS SI/TD RS ϑUlysses

1 1991 212.30 (?) 213.75 216.50 -5.22

213.11 216.90 (?)

2 - - -

3 261.26 264.45 (?) 266.65 -5.49

263.65

4 292.17 293.10 ? -5.61

5 313.34 319.00 321.23 -5.70

318.50

328.75

6 345.00 346.20 349.73 -5.78

Tabelle A.1: CIRs 1991.

111


112 ANHANG A. LISTE DER CIRS

CIR # Jahr FS SI/TD RS ϑUlysses

1 1992 185.09 185.75 188.54 -13.25

186.41

187.58

2 202.24 203.27 205.78 -14.10

204.83

204.95

3 229.04 230.75 233.51 -15.53

4 257.57 257.40 259.43 -16.91

257.84

258.07

5 282.26 283.38 285.38 -18.26

6 307.19 309.10 310.08 -19.52

7 334.12 334.96 336.50 -20.97

8 361.81 363.31 364.98 -22.55

1 1993 20.20 20.52 22.12 -23.83

21.02

21.16

2 51.64 52.16 53.30 -25.61

3 72.20 73.35 75.14 -26.88

4 96.23 98.18 98.66 -28.37

5 124.12 128.84 130.80 -30.26

6 180.77 181.44 183.38 -33.63

7 205.12 205.50 207.41 -35.33

Tabelle A.2: Von Ulysses/SWICS beobachtete CIRs auf dem Weg zum ersten Südpolüberflug

im Jahre 1992 und 1993 aus Wimmer-Schweingruber et al. [1997]. Eingetragen ist

die laufende Nummer der CIR im jeweiligen Jahr sowie der Tag an der der Foreward

Shock (FS), das Streaminterface (SI) und der Reverse Shock (RS) beobachtet wurden.

Man sieht das bei der CIR 1992/1, 1992/2, 1992/4 sowie CIR 1993/1 jeweils drei Stream

Interfaces beobachtet wurden. Zusätzlich ist die heliographische Breite von Ulysses beim

Zeitpunkt des Passieren des Stream Interfaces eingetragen.


CIR # Jahr FS SI/TD RS ϑUlysses

1 2004 9.30 10.80 13.55 2.18

2 19.95 20.80 22.15 1.66

24.10

24.60

3 25.73 28.60 ? 1.25

4 30.60 31.30 33.5 1.12

5 46.60 47.00 49.85 0.31

6 ? 52.60 ?

7 56.15 58.20 59.93 -0.24

8 ? 75.51 ? -1.08

9 80.5 82.10 - -1.44

10 99.15 99.90 103.75 -2.30

11 127.80 128.90 134.21 -3.73

128.50

12 135.50 136.20 - -4.07

13 150.55 151.52 155.01 -4.85

14 174.48 175.05 179.1 -6.06

15 187.71 189.25 192.19 -6.74

16 199.15 200.40 203.40 -7.2

17 225.93 227.50 229.08 -8.62

18 234.50 235.55 240.95 -9.02

19 287.80 -11.60

20 329.50 333.26 335.20 -13.92

331.21

21 335.80 336.75 - -14.03

22 361.60 362.10 364.80 -15.39

Tabelle A.3: Von Ulysses/SWICS beobachtete CIRs im Jahre 2004. Die Zeitpunkte der

Stream Interfaces/Diskontinutäten wurden in Zusammenarbeit mit O. Rother bestimmt.

113


114 ANHANG A. LISTE DER CIRS

CIR # Jahr FS SI/TD RS ϑUlysses

1 2005 11.92 13.74 15.32 -16.28

2 22.32 -16.73

3 45.15 46.05 49.56 -17.97

4 71.70 73.10 75.90 -19.39

5 - 96.87 99.45 -20.66

6 122.29 124.60 125.36 -22.16

123.18

7 135.67 138.05 ? -22.92

8 147.30 149.80 - -23.56

149.10

9 169.60 171.00 ? 175.70 -24.77

10 185.05 186.15 ? -25.63

11 192.75 193.73 ? -26.07

12 209.68 -27.01

13 216.20 -27.41

14 235.65 -28.56

15 245.00 -29.14

16 258.63 -29.98

17 269.60 -30.66

18 283.00 -31.52

19 295.00 296.45 297.20 -32.39

20 321.75 (?) 324.04 325.30 -34.21

21 ? 340.05 ? -35.30

22 365.00 -37.06

Tabelle A.4: Von Ulysses/SWICS beobachtete CIRs auf dem Weg zum zweiten

Südpolüberflug im Jahr 2005. Die Zeitpunkte der Stream Interfaces/Diskontinutäten wurden

in Zusammenarbeit mit O. Rother bestimmt.


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120 LITERATURVERZEICHNIS


Abbildungsverzeichnis

1.1 Von Pioneer 10 gemessenen Elektronenzählrate . . . . . . . . . . . . . . 6

2.1 Lage der wissenschaftlichen Instrumente auf der Raumsonde Ulysses. . 10

2.2 Trajektorie der Raumsonde Ulysses seit dem Start am 6. Oktober 1990 11

2.3 Schematische Darstellung des KET-Detektorsystems auf der Raumsonde

Ulysses . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14

2.4 Beispiel eines E4-Sektordiagramms . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16

3.1 Sonnenkorona aufgenommen mit SOHO/EIT . . . . . . . . . . . . . . . 22

3.2 Messungen von Plasmaparameter des Sonnenwindes mit Ulysses . . . . 23

3.3 Das koronale Magnetfeld während des solaren Minimums. Die Neutrallinie

ist durch die schwarze Linie dargestellt . . . . . . . . . . . . . . . 28

3.4 Das koronale Magnetfeld während des solaren Maximums . . . . . . . . 29

3.5 Schematische Darstellung einer CIR . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

3.6 Plot der Plasmaparameter der CIR #8 1992 . . . . . . . . . . . . . . . 34

3.7 Ulysses-Beobachtungen der Modulation energiereicher Teilchen . . . . . 35

3.8 Die Heliosphäre in künstlerichser Darstellung . . . . . . . . . . . . . . . 37

4.1 Aufnahme des Jupiter mit dem Hubble Space Telescope . . . . . . . . . 40

4.2 Die Jupitermagnetosphäre im Vergleich mit der des Saturn, der Erde

und Merkurs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40

4.3 Veranschaulichung der 13-monatigen Zyklus . . . . . . . . . . . . . . . 42

4.4 Messungen des IMP-8 Satelliten der Elektronenzählraten im Bereich von

2 - 12 MeV im Zeitraum von 1974 bis 1984 . . . . . . . . . . . . . . . . 43

5.1 Übersichtsplot der E4-Zählrate von 1990 bis 2005 . . . . . . . . . . . . 46

5.2 Protonen- und Elektronenzählraten des Einfluges der Raumsonde Ulysses

in die Jupitermagnetosphäre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48

5.3 Messgrößen wie bei Abbildung 5.2 für den Zeitraum des Wiederaustritts

aus der Magnetosphäre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49

5.4 Phasenhistogramm des E4/E12-Verhältnis von Tag 34.0 bis 36.5 mit der

Periode T =9h55’33” . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50

5.5 Lomb-Scargle-Periodogramm des E4/E12-Verhältnisses im Meßzeitraum

von Tag 34.0 bis 36.5 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51

121


122 ABBILDUNGSVERZEICHNIS

5.6 E4/E12- und D1/D2-Verhältnis zwischen Tag 34 und Tag 36.5 . . . . . 53

6.1 Schematische Darstellung zweier CIRs. Eingezeichnet ist die Position

von Pioneer 10 bzw. Pioneer 11 während des in Abbildung 6.2 Dargestellten

Messzeitraums. Quelle: Conlon and Simpson [1976] . . . . . . . 56

6.2 Messwerte der von Pioneer 10 (links) und Pioneer 11 (rechts) gemessenen

Elektronen bzw. niederenergetischen Protonen. Zum Zeitpunkt

der Messungen befand sich Pioneer 10 downstream und Pioneer 11 upstream

zum Jupiter. Weitere Erläuterung siehe Text. Quelle: Conlon and

Simpson [1976] . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57

6.3 Carrington-Map der Sonnenkorona für die Carrington-Rotation 2012 . . 59

6.4 Übersichtsplot wichtiger Sonnenwindparamter und energiereiche Teilchen

für 1991 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 60

6.5 Übersichtsplot wichtiger Sonnenwindparamter und energiereiche Teilchen

für 1992 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61

6.6 Übersichtsplot wichtiger Sonnenwindparamter und energiereiche Teilchen

für 1993 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62

6.7 Übersichtsplot wichtiger Sonnenwindparamter und energiereiche Teilchen

für 2004 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63

6.8 Übersichtsplot wichtiger Sonnenwindparamter und energiereiche Teilchen

für 2005 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64

6.9 Übersichtsplot wichtiger Sonnenwindparamter und energiereiche Teilchen

für 2006 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65

6.10 Superimposed Epoch Analyses der Elektronenzählraten des E4-Kanals

für 1991 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

6.11 Superimposed Epoch Analyses der Elektronenzählraten des E4-Kanals

für 1992 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67

6.12 Superimposed Epoch Analyses der Elektronenzählraten des E4-Kanals

für 2004 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 68

6.13 Superimposed Epoch Analyses der Elektronenzählraten des E4-Kanals

für 2005 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69

6.14 Plot der CIR #3 2005 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70

6.15 Das Magnetfeld zwischen Tag 38 und 54 2005 . . . . . . . . . . . . . . 72

6.16 Die CIR #8 1992 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74

6.17 Die CIR #17 2004 analog zur CIR #8 1992 . . . . . . . . . . . . . . . 75

6.18 Das Magnetfeld in RTN-Koordinaten und die berechnete Varianz der

Komponente der CIR # 8 1992 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

6.19 Schematische Darstellung des Magnetfeldes im ungestörten interplanetaren

Raum (links) und an einer tangentialen Diskontinuität (rechts) . 78

6.20 Die Granulenstruktur der Photosphäre . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78

6.21 dir CIR #1 2005 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80

6.22 E4/E12 und LET-Zählrate für die CIR #1 2005 . . . . . . . . . . . . . 81

6.23 ϕ- und ϑ-Komponente des Magnetfeldes für die CIR #1 2005 . . . . . . 82


ABBILDUNGSVERZEICHNIS 123

6.24 Sektordiagramme des E4-Kanals für Tag 13.2501 bis 13.3345 . . . . . . 83

6.25 Schematische Darstellung zur Herleitung von Formel 6.12 . . . . . . . . 85

6.26 Berechnete Laufzeiten einer CIR von Ulysses zum Jupiter . . . . . . . . 86

6.27 Definition des am Parkerfeld orientierten Koordinatensystems . . . . . 89

6.28 Deltainjektion und stetige Emission von Teilchen einer Punktquelle . . 89

6.29 Gemessene Elektronenählraten (blau) und gefittete Zählraten (schwarz)

für die CIR #13 2004 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90

7.1 Position der Raumsonde Ulysses relativ zum Jupiter für 2004/05 . . . . 95

7.2 Messwerte für dn Jovian Jet an Tag 350 in Jahr 2003 . . . . . . . . . . 97

7.3 Anisotropieplots des E4-Kanals für den Jovian Jet an Tag 350 2003 . . 98

7.4 Messwerte für die beiden Jets an Tag 101 2004 . . . . . . . . . . . . . . 99

7.5 Anisotropieplots des E4-Kanals für die Jovian Jets an Tag 101 2004 . . 100

7.6 Mögliche Gestalt der Magnetfeldlinien einer Jet-Struktur . . . . . . . . 100

7.7 Phasenhistogramm mit 18 Bins für das E4/E12-Verhältnis der Jovian

Jets beim zweiten Vorbeiflug der Raumsonde Ulysses an Jupiter . . . . 101

8.1 Übereinandergelegte E4-Zählraten für 1992/93 und 2005/06 . . . . . . 104

8.2 Modellrechnung der Polarität des heliosphärischen Magnetfelds für den

21.01 1993 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105

8.3 Modellrechnung der Polarität des heliosphärischen Magnetfelds für den

04.09 2005 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106


124 ABBILDUNGSVERZEICHNIS


Letzte Worte

Diese Diplomarbeit entstand zwischen Juni 2006 und Juni 2007 am Institut für Experimentelle

und Angewandte Physik an der Christian-Albrechts-Universität zu Kiel.

An dieser Stelle soll jenen gedankt werden, die es mir ermöglicht haben, diese Diplomarbeit

zu erstellen. Besonderen Dank gilt natürlich Prof. Dr. Bernd Heber für die

Aufgabenstellung und die Betreuung dieser Diplomarbeit und meinen Eltern für ihre

Unterstützung. Klaudia Herbst und Oliver Sternal danke ich für die kritische Durchsicht

meiner Arbeit. Oliver Rother habe ich viele hilfreiche Diskussionen zum Thema

Datenverarbeitung zu verdanken. Ferner gilt mein Dank allen weiteren Mitgliedern der

Arbeitsgruppe, besonders möchte ich mich bei Nina Dresing für die gute Zusammenarbeit

bedanken.

Alles ist so wie immer, alles ist so wie immer, alles ist so wie immer, nur noch viel schlimmer.

(Aus: Wolke - Schlimmer)

125


126 ABBILDUNGSVERZEICHNIS

Eidesstattliche Erklärung

Hiermit versichere ich an Eides Statt, dass ich diese Arbeit ausschliesslich unter Anleitung

meiner wissenschaftlichen Lehrer und unter Verwendung der angegebenen Hilfsmittel

angefertigt habe.

Kiel, den

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