Jupiterelektronen - Institut für Experimentelle und Angewandte ...
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6.4. WIEDEREINSETZEN DES ELEKTRONENFLUSSES 87<br />
Jahr RS ϕU( ◦ ) RU (AU) ϕJ( ◦ ) RU (AU) Tgem. Tber.<br />
2004 155.01 157.8 5.39 170.9 5.42 155.95 155.932<br />
203.40 158.2 5.39 174.6 5.42 204.60 204.550<br />
229.08 158.5 5.38 176.5 5.43 231.00 230.380<br />
2005 49.56 160.4 5.23 190.6 5.44 51.80 51.680<br />
75.90 160.7 5.19 192.6 5.44 78.40 78.156<br />
99.45 161.0 5.15 194.4 5.44 103.00 101.800<br />
125.36 161.3 5.10 196.4 5.44 129.50 127.830<br />
Tabelle 6.1: Gemessene (Tgem.) <strong>und</strong> berechnete (Tber.) Zeitpunkte des Wiederanstieges der<br />
Elektronenzählraten <strong>für</strong> einige CIRs von Mitte 2004 bis Mitte 2005 die nicht durch solare<br />
Ereignisse beeinflusst wurden. ’RS’ gibt den Tag des Jahres an, an dem der Reverse Shocks<br />
beobachtet wurde. Zusätzlich ist die Länge von Ulysses (ϕU) <strong>und</strong> Jupiter (ϕJ)sowie der<br />
heliozentrische Abstand (RU, RJ) vermerkt.<br />
man der Tabelle entnehmen kann, stimmt der beobachtete <strong>und</strong> berechnete Zeitpunkt<br />
des Wiederanstieges der Zählraten nicht exakt überein. Der Gr<strong>und</strong>, warum man hier<br />
eine Verzögerung von einigen St<strong>und</strong>en bis hin zu einigen Tagen beobachtet ist zum<br />
einen das Problem der exakten Bestimmung des Wiederanstiegs der <strong>Jupiterelektronen</strong><br />
anhand der Messwerte. Durch die zum Teil starke Variation der Zählraten ist es<br />
schwer, eine präzise Bestimmung des Zeitpunktes des Wiederanstieges vorzunehmen.<br />
Zum anderen haben CIRs infolge der zweidimensionalen Gestalt koronaler Löcher eine<br />
räumliche Struktur, so dass das die Eigenschaften der CIR über den Raum den sie<br />
einnimmt hinweg variiert.<br />
6.4.2 Ein einfaches Diffusionsmodell<br />
Nachdem mit einem ballistischen Modell berechnet wurde, nach welcher Zeit eine CIR<br />
die Ulysses passiert hat, auch den Jupiter passiert hat, soll nun ein einfaches, numerisches<br />
Diffusionsmodell auf den Wiederanstieg des Elektronenflußes nach einer CIR<br />
angewandt werden.<br />
Sei D der Diffusionstensor, dann gilt <strong>für</strong> die Diffusion von Teilchen unter Berücksichtigung<br />
von Konvektion die Gleichung<br />
∂U<br />
∂t + �u∇U − D∆U = Q(r0, t), (6.13)<br />
mit dem zeitabhängigen Quellterm Q. Die Lösung dieser Fokker-Planck-Gleichung wurde<br />
von Conlon (Conlon [1978]) mit<br />
u(t ′ |t, E, �x) = C · e 2 � F · � D A ∗ (t ′ , E)(t − t ′ ) −3/2 · e − D2<br />
t−t ′ −(F 2 +λ)(t−t ′ ) , (6.14)
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