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
dΦ
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
�
Ω
|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.

Literaturverzeichnis
F. Bagenal, F.T. Dowling, and W. McKinnon. Jupiter: The Planet, Satellites and
Magnetosphere. Cambridge University Press,, 2004.
A. Balogh, T.J. Beek, R.J. Forsyth, P.C. Hedgecock, R.J. Marquedant, E.J. Smith,
D.J. Southwood, and B.T. Tsurutani. The magnetic field investigation on the Ulysses
mission: Instrumentation and preliminary scientific results. Astron. Astrophys.
Suppl. Ser., 92:221–236, January 1992.
S.J.. Bame, D.J. McComas, B.L. Barraclough, J.L. Phillips, K.J. Sofaly, J.C. Chaves,
B.E. Goldstein, and R.K. Sakurai. The Ulysses solar wind plasma experiment.
Astron. Astrophys. Suppl. Ser., 92:237–266, January 1992.
R.A. Baumjohann, W. Treumann. Basic Space Plasma Physics. Imperial College Press,
1997.
L.F. Burlaga. Interplanetary stream interfaces. J. Geophys. Res., 79:3712–3725, 1974.
L.F. Burlaga. Interaction Regions in the Distant Solar Wind. Proc. Sixth Intern. Solar
Wind Conf., pages 547–562, 1988.
D. L. Chenette, T. F Conlon, K. R. Pyle, and J. A. Simpson. Observations Of Jovian
Electrons At 1 AU Throughout The 13 Month Jovian Synodic Year. Astrophys. J.,
245:L95–L99, 1977.
P. J. Coleman. Turbulence, viscosity and dissipation in the solar wind plasma. Astrophys.
J., 153:371, 1968.
T. F Conlon and J. A. Simpson. Modulation Of Jovian Electron Intensity In Interplanetary
Space By Corotating Interaction Regions. Astrophys. J., 211:L45–L49,
1976.
T.F. Conlon. The interplanetary modulation and transport of Jovian electrons. J.
Geophys. Res., 83:541–552, 1978.
N. U. Crooker and J. T. Gosling. CIR Morphology, Turbulence, Discontinuities And
Energetic Partcles. Space Sci. Rev., 7:179–220, 1999.
115

116 LITERATURVERZEICHNIS
A. J. Dessler. Physics of the Jovian Magnetosphere. Cambridge University Press, 1983.
J. H.. Eraker and J.A. Simpson. Jovian Electron Propagation Close To The Sun.
Astrophys. J., 232:L131–L134, 1979.
P. Ferrando, R. Ducros, C. Rastoin, and A. Raviart. Jovian electron jets in interplanetary
space. Planet. Space Sci., 41:839–849, 1993.
L. A. Fisk and J. R. Jokipii. Mechanisms for Latitudinal Transport of Energetic
Particles in the Heliosphere. Space Sci. Rev., 7:115–124, 1999.
L. A. Fisk and M. A. Lee. Shock acceleration of energetic particles in corotating
interaction regions in the solar wind. Astrophys. J., 237:620–626, April 1980.
J.T. Gosling, A.J. Hundhausen, and S.J. Bame. Solar Wind Evolution at Large Heliocentric
Distances: Experimental Demonstration and Test of a Model. J. Geophys.
Res., 81:2111, 1976.
R. Hatzky. Systematische Analyse von Pitchwinkelverteilungen energiereicher Teilchen:
Am Beispiel der Raumsonde Ulysses. Diplomarbeit, CAU Kiel, 1993.
B. Heber. Modulation galaktischer kosmischer Protonen und α-Teilchen in der inneren
dreidimensionalen Heliosphäre. Auszüge aus der Dissertation: Band B, Technische
Aspekte, CAU Kiel, 1997.
B. Heber, T. R. Sanderson, and M. Zhang. Corotating interaction regions. Advances
in Space Research, 23:567–579, 1999.
B. Heber, M. S. Potgieter, S. E. S. Ferreira, S. Dalla, H. Kunow, R. Müller-Mellin,
G. Wibberenz, C. Paizis, G. Sarri, R. G. Marsden, R. B. McKibben, and M. Zhang.
An overview of Jovian electrons during the distant Ulysses Jupiter flyby. Planet.
Space Sci., 55:1–2, January 2007.
D. S. Intriligator, J. R. Jokipii, T. S. Horbury, J. M. Intriligator, R. J. Forsyth, H. Kunow,
G. Wibberenz, and J. T. Gosling. Processes associated with particle transport
in corotating interaction regions and near stream interfaces. J. Geophys. Res., 106:
1062510634, 2001.
J. R. Jokipii and J. Kota. The role of corotating interaction regions in cosmic-ray
modulation. GeoRL, 18:1797–1800, 1991.
J. R. Jokipii and E.N. Parker. Random walk of magnetic lines of force in astrophysics.
Phys. Rev. Lett., 21:44–47, 1968.
M. Scholer (Eds.) K.-H. Glassmeier. Plasmaphysik im Sonnensystem. BI-
Wissenschaftsverlag, 1991.

LITERATURVERZEICHNIS 117
M.-B. Kallenrode. Space Physics - An Introduction to Plasmas and Particles in the
Heliosphere and Magnetospheres. Springer-Verlag, 2004.
R. Kissmann, H Fichtner, and S. E. S. Ferreira. The influence of CIRs on the energetic
electron flux at 1 AU. A & A, 419:357–363, 2004.
N.R. Lomb. Astrophysics and Space Science, 39:447–462, 1976.
D. Maia, O. Malandraki, O. Pick, E. T. Sarris, G. Kasotakis, L. J. Lanzerotti, C. G.
MacLennan, and P. C. Trochoutsos. Particle propagation channel detected at 4.7
AU inside a corotating interaction region. J. Geophys. Res., 103:9545–9551, 1998.
R.G. Marsden, T.R. Sanderson, K.-P. Wenzel, and S.J. Bame. COSPIN LET observations
of recurrent energetic particle events during the in-ecliptic phase of the Ulysses
mission. Adv. Space Res., 13:695–698, 1993.
D.J. McComas, P. Riles, J.T. Gosling, A. Balogh, and R. Forsyth. Ulysse rapid crossing
of the polar coronal hole boundary. J. Geophys. Res., 103:1995–1967, 1998.
F.B. McDonald, T.L. Clineand, and G.M. Simnett. Multifarious temporal variations
of low-energy relativictic cosmic ray electrons. J. Geophys. Res., 77:2213, 1972.
R. B. McKibben, M. Zhang, B. Heber, H. Kunow, and T. R. Sanderson. Localized
Jets of electrons observed during Ulysses distant Jupiter flyby in 2003-2004. Planet.
Space Sci., 55:21–31, 2007.
D. B. Melrose. Magnetospheres of the planets. New Zealand Journal of Science, 22:
557–565, 1979.
E. Parker. The passage of energetic charged particles through interplanetary space.
Planet. Space Sci., 13:9, 1965.
E.N. Parker. Dynamics of the interplantary gas and magnetic fields. Astrophys. J.,
128:664–675, 1958.
M. S. Potgieter. The Modulation of Galactic Cosmic Rays in the Heliosphere: Theory
and Models. Space Science Reviews, 83:147–158, January 1998.
W.H. Press, S.A. Teukolsky, and W.T. Vetterling. Numerical Recipes in FORTRAN
77. The Art of Scientific Computing: Fortran Numerical Recipes Vol 1. Cambridge
University Press, 1992.
G. W. Prölss. Physik des Erdnahen Weltraums. Springer-Verlag, 2. edition, 2004.
C. Rastoin. Les électrons de Jupiter et de la Galaxie dans l’héliosphère. Doktorarbeit,
Universität Paris, 1995.

118 LITERATURVERZEICHNIS
I. G. Richardson. Energetic Particles And Corotating Interaction Regions In The Solar
Wind. Space Sci. Rev., 0:1–110, 2004.
J.D. Scargle. Astrophysical Journal, 263:835–853, 1982.
R. Schlickeiser. Cosmic Ray Astrophysics. Springer-Verlag, 2002.
R. Schwenn and E. Marsch. Physics of the Inner Heliosphere, 1 Large Scale Phenomena.
Springer-Verlag, 1990.
R. Schwenn and E. Marsch. Physics of the Inner Heliosphere, 2 Particles, Waves and
Turbulence. Springer-Verlag, 1991.
H. Sierks. Auswertungen der Eichmessungen des Kieler Elektronen-Telekops zur Erstellung
von Energiespektren an Bord der Raumsonde ULYSSES. Diplomarbeit, CAU
Kiel, 1988.
J. A. Simpson and K.R. Pyle. The Jovian Relativistic Electron Distribution In Interplanetary
Space From 1 To 11 AU: Evidence For A Continously Emitting Point
Source. Astrophys. J., 215:L89–L93, 1977.
J. A. Simpson, D. Hamilton, G. Lentz, R. B. McKibben, A. Mogro-Campero, M. Perkins,
K. R. Pyle, A. J. Tuzzolino, and J. J. O’Gallagher. Protons and Electrons
in Jupiter’s Magnetic Field: Results from the University of Chicago Experiment on
Pioneer 10. Science, 183:306–309, January 1974.
J. A. Simpson, J. D. Anglin, A. Balogh, M. Bercovitch, J. M. Bouman, E. E. Budzinski,
J. R. Burrows, R. Carvell, J. J. Connell, R. Ducros, P. Ferrando, J. Firth, M. Garcia-
Munoz, J. Henrion, R. J. Hynds, B. Iwers, R. Jacquet, H. Kunow, G. Lentz, R. G.
Marsden, R. B. Mckibben, R. Mueller-Mellin, D. E. Page, M. Perkins, A. Raviart,
T. R. Sanderson, H. Sierks, L. Treguer, A. J. Tuzzolino, K. P. Wenzel, and G. Wibberenz.
The ULYSSES Cosmic Ray and Solar Particle Investigation. Astron. Astrophys.
Suppl. Ser., 92:365–399, January 1992.
J. A. Simpson, D.A. Smith, M. Zhang, and A. Balogh. Jovian electron propagation
in three dimensions of the heliosphere: the Ulysses investigations. J. Geophys. Res.,
98:21129–21144, 1993.
E. J. Smith, A. Balogh, M. Neugebauer, and D. McComas. Ulysses observations of
Alfvén waves in the southern and northern solar hemispheres. Geophys. Res. Lett.,
22:3381–3384, 1995.
E.J. Smith and J.H. Wolfe. Observations of Interaction Regions and Co-Rotating
Shocks Between One and Five AU: Pioneer 10 and 11. Geophys. Res. Lett., 3:137,
1977.

LITERATURVERZEICHNIS 119
S. T. Suess, J. L. Phillips, D. J. McComas, B. E. Goldstein, M. Neugebauer, and
S. Nerney. The Solar Wind - Inner Heliosphere. Space Science Review, 83:63–73,
1998.
I. N. Toptygin. Cosmic Rays om Interplanetary Magnetic Fields. D. Reidel Publishing
Company, 1985.
F. Tsuchiya, A. Morioka, and H. Misawa. Jovian Electron Modulations By The Solar
Wind Interaction With The Magnetosphere. Earth Planets Science, 51:987–996,
1999.
R.A. Treumann W. Baumjohann. Advanced Space Plasma Physics. Imperial College
Press, 1997.
G. M. Webb and L.J. Gleeson. On the equation of transport for cosmic-ray particles
in the interplanetary region. Astrophysics and Space Science, 60:335, 1979.
K. P. Wenzel, R. G. Marsden, D. E. Page, and E. J. Smith. The ULYSSES Mission.
Astron. Astrophys. Suppl. Ser., 92:207–219, January 1992.
Robert. F. Wimmer-Schweingruber, Rudolf von Steiger, and Raoul Paerli. Solar wind
stream interfaces in corotating interaction regions: SWICS/Ulysses results. J. Geophys.
Res., 102:407–417, August 1997.

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