Podejmowano dotychczas liczne próby konstrukcji teoretycznych modeli chromosfer Słońca i gwiazd, bazujące na bilansie energetycz nym, czyli na równowadze między ilością energii wypromieniowanej z chromosfery a ilością energii dysypowanej przez różne rodzaje fal magnetohydrodynamicznych. Wszystkie znane obecnie modele teoretycz ne przyjmowały falowe ogrzewanie chromosfery. W obliczeniach takich modeli straty promieniste były traktowane z dużymi uproszczeniami (np. uwzględnienie tylko emisji H“) , natomiast za grzanie chromo sfery odpowiedzialne były monochromatyczne fale akustyczne ( J o r d a n 1969; U l m S c h n e i d e r 1971). W inny sposób potrak towali oziębianie chromosfery G ł ę b o c k i i in. (1974), którzy wyliczali straty promieniste dla Słońca i następnie ekstrapolowali te wyniki na gwiazdy przyjmując równocześnie, że ogrzewanie chromo sfery odbywa się przez powolne f a l ' * magnetohydrodynamiczne (MHD). Otrzymane przez tych autorów wyniki miały charakter rekonesansowy w dziedzinie konstruowania teoretycznych modeli chromosfer. V/ ostat nich latach zagadnienie to zostało rozwiązane na tyle dokładnie, że wyniki obliczeń można było porównać z faktami obserwacyjnymi.
3.1. Konstrukcja teoretycznego modelu chromosfery
Powszechnie przyjęty jest pogląd (A t h a y 1976; L i n s k y 1980; U l m s c h n e i d e r 1981), że za wzrost temperatury w chromosferze odpowiedzialna jest energia mechaniczna dostarczana z warstwy konwektywnej w postaci fal MHD. Energia ta determinuje położenie minimum temperaturowego oraz ogrzewa koronę do bardzo wy sokich temperatur, wyższych niż milion stopni Kelvina. Jest ona prawdopodobnie odpowiedzialna również za tworzenie wiatru gwiazdo wego .
276 Z. Musielak
Podstawowymi równaniami opisującymi model chromosfery są: rów nanie bilansu energetycznego, równowagi hydrostatycznej i joniza cyjnej oraz równanie stanu. Symbolicznie bilans energetyczny między ilością energii wypromieniowanej d5TFR/dh a ilością energii zdysy- powanej dfTF^/dh przez fale MHD tworzące w chromosferze słabe fale uderzeniowe można zapisać w postaci:
Obliczenia wielkości występujących w tym równaniu można dokonać stosując formuły przedstawione w części I pracy. Z przedstawionych tam rezultatów wynika, że przyjmuje się brak konwekcji w chromosfe rze. Jest to zgodne z pracami D e f o u w a (1970) oraz K a p ł a n a i in. (1 9 7 7 ).Natomiast nie można zupełnie zaniedbać ogrze wania górnych warstw chromosfery przez przewodnictwo cieplne z ko rony, Prowadzi to do uwzględnienia w członie d lO ^ /d h równania (4) wyrażenia opisującego ilość energii dostarczaną przez przewodnictwo
(np. U l m s c h n e i d e r 1971; P r o m i ń s k i i in. 1982). Innym ważnym problemem jest poprawne wyliczenie członu djrFR/dh. Skorzystanie z równania (5) przedstawionego w części I jest prak tycznie niemożliwe ze względu na ogromne trudności rachunkowe zwią zane z poprawnym liczeniem Cali i Mgll równocześnie z iteracyjnym rozwiązywaniem równania ( 4 ) . Z pomocą przychodzi bardzo szczęśliwy zbieg okoliczności, dzięki któremu uwzględnione w oziębianiu chro mosfery emisje H” , H a i kontinua wodorowe liczone wg wzoru (2) (część I) dają prawi« identyczne rezultaty, jak dokładne liczenie równania (1) (część I) i emisji Cali i Mgll. Ten wynik częściowo usprawiedliwia dotychczasowe traktowanie strat promienistych z chro mosfery oraz otrzymane w ten sposób modele teoretyczne. Należy pod kreślić, że tylko takie modele będą w dalszej części pracy omawia ne, jako że tylko one są obecnie znane.
W celu określenia zmiany ciśnienia gazu z wysokością używa się równania równowagi hydrostatycznej w konwencjonalnej postaci:
d 77 F.
R drr F,M
(4)
dh dh
Chromosfery gwiazdowe 277 gdzie p oznacza ciśnienie gazu, ę - jego gęstość, natomiast g jest przyspieszeniem grawitacyjnym. Postać równania wskazuje na zanied banie ruchu gazu powodującego powstanie wiatru gwiazdowego.
Równanie stanu gazu przyjmuje się zwykle w postaci:
p =
f
<?T + ł «?Vt’ (6)gdzie R jest stałą gazową,
^
- średnim ciężarem cząsteczkowym, a - prędkością mikroturbulencji. Drugi człon prawej strony tego równania nosi nazwę ciśnienia turbulentnego.W obliczeniach koncentracji elektronów uwzględnia się jonizację. wodoru, n ,, oraz pewnego „średniego pierwiastka", n ., o obfitości
H nr
0.0001 nR i potencjale jonizacji 8.5 eV. Wobec tego gęstość elektro nów ng można zapisać jako:
"e ‘ V * V ' 171
Obliczeń dokonuje się iteracyjnie (np. M u s i e l a k i S i k o r s k i 1980).
Równania (4) -f (7) stanowią podstawowy układ równań opisujący model chromosfery. Są to dwa równania różniczkowe i dwa algebraicz ne. Do ich rozwiązania niezbędne są wartości ciśnienia początkowego p° oraz ilości energii dostarczanej do dysypacji jako warunki brzegowe. Ponadto w równaniach tych występują pewne wielkości, które można potraktować jako parametry swobodne. Są to: okres fali dysy- pującej Ts, pole magnetyczne B oraz prędkość turbulencji V^. Dysku- ' sja warunków brzegowych i parametrów swobodnych oraz ich wpływ na otrzymany model została zaprezentowana przez M u s i e l a k a (1982b). Jak wynika z rozważań przeprowadzonych w tej pracy, naj ważniejszym warunkiem brzegowym jest ilość energii mechanicznej ge nerowanej w warstwie konwektywnej. Wielkość ta w najistotniejszy sposób wpływa na model chromosfery, dlatego pokrótce omówimy teore tyczne szacowania wielkości
3.2. Generacja energii mechanicznej w warstwie konwektywnej Badania własności fizycznych górnej części warstwy konwektywnej wskazują na występowanie w tym obszarze silnej turbulencji. Jak wia domo, w każdej ustalonej warstwie ośrodka turbulentnego mogą wystą pić ‘ fluktuacje gęstości, pędu i strumienia pędu. Prowadzą one do
278 Z. Musielak
transform acji części energii ruchu turbulentnego w fale akustyczne, gdy pole magnetyczne jest bardzo słabe (B < 1 G s ) , i w fa le MHD dla silnych pól magnetycznych. Poszczególnym typom flu k tu ac ji będzie odpowiadać em isja monopolowa, dipolowa i kwadrupolowa. I tak ilość e nergii mechanicznej generowanej w warstwie konwektywnej TrP^ można zapisać jako:
gdzie irFknow oznacza strumień energii przenoszony przez konwekcję, a a jest współczynnikiem transform acji tej e n e r g ii. Współczynnik ten można wyrazić w p o s t a c i:
uwzględniając w ten sposób możliwość generacji energii mechanicznej we wspomnianych powyżej procesach różnej m ultipolowości. We wzorze (9) M oznacza liczb ę Macha wyrażoną jako stosunek prędkości konwek- c ji Vkonw do lokalnej prędkości dźwięku V g . Wkład procesów o różnej multipolowości do globalnej ilo ś c i energii ttfJJ był dyskutowany przez w ielu autorów ( S t e i n 19 67; B o h n 1 981; M u s i e l a k 1 9 8 2 c ). Udział ten s iln ie zależy od przyjętych wartości a Q ,
ot1 i cl2 '
Szacowania w ielko ści Tr Fjjj wg wzoru (8) bazują na teo rii L i g h t h i l l a ( 1952) , który otrzymał wyrażenie dla ttF ^ w po staci :
gdzie 1 jest parametrem półfenomenologicznej te o rii konwekcji, tzw. te o r ii drogi m ieszania. Wielkość |h2 - h 1 | oznacza grubość warstwy konwektywnej.
Wyrażenie (10) było użyte p r ze z w ielu autorów do obliczeń ilo-gwiazd ciągu głównego i olbrzymów ( R e n z i n i i i n . 1 9 77; B o h n 1981) oraz w białych karłach ( A r c o r a g i i F o n t a i n e 1980; M u s i e l a k 1 9 8 2 c ). Dla interesującego nas przypadku chromosfer gwiazdowych n ajd ok ładn iejsze o blic ze n ia jrF^
frF^ = ocflTjkonw’ (8) OO (9) n=0 a e^know dh 1 ( 10) h 1
Chromosfery gwiazdowe 279 przeprow adził B o h n (1 9 8 1 ). Wyniki jego o b lic z e ń są p r z e d s t a wione na ry s.' 3. »
log Tef
Rys. 3. I l o ś ć e n e r g ii mechanicznej generowanej w warstwie konwek- tywnej w p o s t a c i f a l akustycznych (wg B o h n a 1981)
Natomiast n ie dysponujemy obecnie wynikami o b lic z e ń pow s t a j ą c e j w przypadku siln e g o p o la magnetycznego. I s t n i e j ą tylko pewne s u g e s t i e , że vrF^ r o śn ie szybko ze wzrostem p o l a . U 1 m- s c h n e i d e r i S t e i n (1981) wykazują, że d la przypad ku Vg = VA ( VA oznacza prędkość Alfvena) ttF ° może wzrosnąć nawet o rząd w ie lk o ś c i.
3 . 3 . Modele chromosfer o s ł a b e j aktywności
Energia mechaniczna j e s t generowana w warstwie konwektywnej w p o s t a c i f a l akustycznych lub f a l MHD. Przyjmuje s i ę , że mają one ch a ra k te r f a l sin u so idaln y ch i w t a k i e j p o s t a c i rozpoczynają wędrów kę p rzez s t a b i l n e konwektywnie warstwy f o t o s f e r y . W o b szarze tym p o d le g a ją silnemu tłum ieniu promienistemu tr a c ą c ok. 80 f 90
%
p r z e noszonej e n e r g ii ( U l m s c h n e i d e r i K a l k o f e n280 Z. Musielak
jest o kilka rzędów wielkości mniejsza niż energia zawarta w polu promieniowania fotosfery. Natomiast efekt tak znacznej straty ener
gii wpływa istotnie na dalsze zachowanie się fali, a szczególnie na miejsce formowania się fali uderzeniowej. U l m s c h n e i d e r ze swoimi współpracow nikami wykazał w serii prac (cytowanych przez U l m s c h n e i d e - r a 1981), że punkt formowania się fali uderzeniowej można utożsamić z położeniem Tmin» czyli z P002^ - kiem chromosfery. Prze prowadzone obliczenia dla fal akustycznych wykazują dobrą zgod ność teoretycznego Tmin
z wartością Tm^n okre śloną z obserwacji li nii Cali (rys. 4). Usta lenie położenia Tm^n zgodnego z obserwacja mi jest niewątpliwym potwierdzeniem słusz ności stosowania
falo-8000 6000
Tf[K]
4000
Rys. 4. Porównanie teoretycznych oszacowań wysokości formowania się minimum tempera
turowego ( S c h m i t z i U l m s c h n e i d e r 1981) z danymi obserwa
cyjnymi
wej teorii grzania, która wyjaśnia również inny fakt obserwacyjny, tzw. efekt podgrzania Tmin (rys. 2). Jeżeli przyjąć, że niewielka dysypacja energii przenoszonej przez falę akustyczną ma miejsce już przed utworzeniem fali uderzeniowej, to otrzymamy efekt podgrzania Tmin ( B i e l i c z i in. 1981). Ponadto, z cytowanych powyżej prac wynika ważny wniosek, że ilość energii donoszonej przez falę akustyczną do obszaru Tmin jest wystarczająca do zrekompensowania strat promienistych z chromosfery.
Chromo sfery gwiazdowe 281
Rys. 5. Teoretyczne modele górnej fotosfery i dolnej chromosfery dla wybranych gwiazd (wg S c h m i t z a i U l m s c h n e i - ^ e r a ) . Linie przerywane odpowiadają modelowi w równowadze pro
mienistej
lo przekroczeniu obszaru Tm^n rozważana fala akustyczna jest już dobrze uformowaną falą uderzeniową grzejącą chromosferę. Od te go momentu możemy liczyć model chromosfery zgodnie z metodą przed stawioną powyżej. Otrzymano serie modeli dla Słońca i gwiazd przy ustalonych (teoretycznie lub obserwacyjnie) warunkach brzegowych i parametrach swobodnych. Modele takie prezentują S c h m i t z i U l m s c h n e i d e r (1981) oraz M u s i e l a k (1982b). Rysunek 5 przedstawia teoretyczne modele górnej fotosfery i dolnej chromosfery dla wybranych gwiazd. Poważnym ograniczeniem, przy ja kim uzyskano te modele, jest stosowanie w ogrzewaniu monochroma tycznej fali akustycznej i zaniedbanie pola magnetycznego. Jeżeli przyjąć, że nawet w obszarach spokojnych istnieje słabe'pole magne tyczne (B » 2 Gs), to zgodnie z przedstawionym w części I strefowym modelem grzania otrzymać modele chromosfer uwzględniając wid mo energii mechanicznej. Modele takie były otrzymane dla Słońca
i kilku gwiazd przez M u s i e l a k a (1982b). Wybrane rezultaty tej pracy prezentują rys. 6 i 8. Ponadto na rys. 7 przedstawiono
282 Z. Musielak
Rys. 6. Porównanie teoretycznych modeli spokojnej chromosfery Słoń ca z modelem empirycznym C podanym przez V e r n a z z ę i in. (1981). Modele teoretyczne otrzymano przy założeniu, że w chromo- sferze dysypują energię fale akustyczne o określonym widmie energii
( M u s i e l a k 1982b)
porównanie profilów Mgll wyliczonych dla modeli teoretycznych i obserwacyjnych. Natomiast M u s i e l a k i S i k o r s k i (1981) uzyskali na podstawie teoretycznych modeli chromosfer, otrzy manych przy założeniu dysypacji fal akustycznych o określonym wid- mie energii, informacje o miejscu formowania się obszaru przejścio wego chromosfera-korona. Położenie tego obszaru jest zgodne z dany mi obserwacyjnymi.
Chromosfery gwiazdowe 283
Rys. 7. Porównanie obserwacyjnego profilu Mgll z profilami wyliczo nymi dla teoretycznych modeli chromosfer o ustalonych parametrych fizycznych (wg M u s i e l a k a i S i k o r s k i e g o 1980)
Przytoczone wyniki wskazują na poprawność stosowania dość do brze ugruntowanej teorii ogrzewania obszarów spokojnych przez fale akustyczne generowane w warstwie konwektywnej. W tym miejscu je steśmy bliscy uznania procesu grzania falowego jako podstawowego procesu fizycznego determinującego strukturę chromosfery. Na prze szkodzie stoi ciągły brak obserwacyjnej weryfikacji występowania tych fal w chromosferze.
284 Z. Musielak
Rys. 8. Teoretyczne modele obszarów górnej fotosfery i dolnej chro- mosfery zawartych w rurce lin ii sił pola magnetycznego. Przedsta wiono modele dla gwiazd znacznie różniących się typem widmowym / Vir N (FO Y) i EQ Vir (K7eV). Rysunek zaczerpnięty z pracy B i e-
l i c z i M u s i e l a k ( 1982a)
3 .4 . Modele chromosfer o silnej aktywności
Fakt występowania gwiazd o osobliwie silnej aktywności chromo- sferycznej jest dobrze ugruntowany obserwacyjnie. Są to gwiazdy późnych typów widmowych, późniejszych niż KO. Do najpopularniej
szych obiektów należą 70 Oph, e E ri, EQ Vir i X And. Gwiazdy te po siadają wyjątkowo silne emisje w liniach Cali i M g H , co świadczy o ich dużej aktywności. Jest Interesujące, że gwiazdy te nie wyka zują innych spektroskopowych osobliwości, które świadczyłyby o ich odrębności, tzn. że poza silną aktywnością chromosferyczną nie wy różniają się innymi cechami obserwacyjnymi od normalnych gwiazd.
C h ro m o sfe ry gwiazdowe 285 S t w i e r d z e n i e t e g o f a k t u spow odow ało, że p o d j ę t o l i c z n e p r ó b y wy j a ś n i e n i a , d l a c z e g o g w iaz d y t e g o samego ty p u widmowego i l o g g m ają t a k r ó ż n e a k ty w n o ś c i c h r o m o s f e r y c z n e . Pomocne o k a z a ł y s i ę f a k t y o b s e r w a c y jn e znane d l a S ł o ń c a . Z o b s e r w a c j i t y c h w y n i k a ł o , że o b s z a r y o s z c z e g ó l n i e s i l n e j a k t y w n o ś c i s ą związane-^z s iln y m p o lem ma gnetycznym w n i c h w y s tę p u ją c y m . B y ło to wskazówką co do p o s z u k i w a n i a t e o r e t y c z n y c h k o r e l a c j i m iędzy sto p n ie m a k ty w n o ś c i a w i e l k o ś c i ą p o l a m a g n e ty c z n e g o . P r z e d d o k ł a d n i e js z y m omówieniem t y c h z a g a d n ie ń p rzed staw m y p o k r ó t c e n a s z e o becn e i n f o r m a c j e n a te m a t s t r u k t u r y p o l a m ag n etyczn eg o n a S ł o ń c u .
G e n e r a l n i e n a S ło ń c u można w y ró ż n ić t r z y o b s z a r y r ó ż n i ą c e s i ę i s t o t n i e w i e l k o ś c i ą p o l a m ag n etyczn eg o B . P i e r w s z y , n a j w i ę k s z y pod względem zajm ow anej p o w i e r z c h n i , t o tzw . o b s z a r s p o k o jn y o p o l u B « 1 t 2 G s. W nętrze k a ż d e j s u p e r g r a n u l i s ta n o w i z d e fin io w a n y p o w y żej o b s z a r s p o k o jn y (A t h a y 1 9 7 6 ) . N a t o m ia s t g r a n i c e s u p e r g r a n u l i s t a n o w i ą o b s z a r y z a j m u j ą c e o k . 1% p o w ie r z c h n i S ł o ń c a i c h a r a k t e r y z u j ą c e s i ę s il n y m polem m agnetycznym, k t ó r e n a n i e w i e lk im o b s z a r z e ( 2 0 0 r 400 km) o s i ą g a w a r t o ś ć p r a w i e 1500 G s . Tak z l o k a l i zowane p o l e m ag n ety czn e w y chodzi n a p o w i e r z c h n i ę f o t o s f e r y w p o s t a c i „ r u r k i ” s i l n i e z g ę s z c z o n y c h l i n i i s i ł p o l a m a g n e ty c z n e g o . R u r k i t e p o w s t a j ą n a s k u t e k h o r y z o n t a l n y c h ruchów m a t e r i i w s u p e r g r a n u l i p ro w a d z ą c y c h do k o n c e n t r a c j i l i n i i t e g o p o l a . Praw d opo do bnie r u r k i l i n i i s i ł f o r m u ją s i ę j u ż w w a r s t w i e konwektywnej n a s k u t e k o d d z i a ły w a n i a k o n w e k c ji n a stosunkow o s ł a b e „ ś r e d n i e " p o l e m ag netyczn e
(P a r k e r 1 9 7 9 ; Z w a a n 1 9 7 6 , 1 9 8 1 ) . T rz e c im c h a r a k t e r y styczn ym o b sz a re m aktywnym n a S ł o ń c u s ą p la m y , w k t ó r y c h centrum p o l e m ag n etyczn e może o s i ą g n ą ć w a r t o ś ć 4000 G s.
P r z e d s t a w i o n ą p o w y żej k o n c e p c j ę d y s k r e t n e j s t r u k t u r y p o l a m ag n ety czn eg o można e k s t r a p o l o w a ć n a g w iaz d y późn ych typów widmo wych, p r z y j m u j ą c r ó w n o c z e ś n i e , że p o w i e r z c h n i a p o s z c z e g ó l n y c h o b s z a rów może być w t y c h g w ia z d a c h po dobn a do s ł o n e c z n e j l u b i n n a . P o n iew a ż o b s e r w a c j e p o t w i e r d z a j ą s i l n y w z r o s t a k t y w n o ś c i c h r o m o s fe - r y c z n e j w o b s z a r a c h o dużym p o l u ( r u r k i l i n i i s i ł i p l a m y ) , w ięc n a l e ż a ł o b y w ykazać t e o r e t y c z n i e , j a k i e p r o c e s y f i z y c z n e l e ż ą u p o d ł o ż a t e g o f a k t u o b s e r w a c y j n e g o . W tym c e l u t r z e b a z b ad ać t e o r e t y c z n i e z ach o w an ie s i ę r u r e k l i n i i s i ł w f o t o s f e r z e i c h r o m o s f e r z e o r a z o k r e ś l i ć i c h s t a b i l n o ś ć i b i l a n s e n e r g e t y c z n y , j a k i ma w n i c h m i e j s c e . Z a g a d n i e n i a - t e b y ł y ro z w aż an e w w i e l u p r a c a c h : W e b b i R o b e r t s ( 1 9 8 0 a , 1980b) r o z p a t r y w a l i e f e k t y t ł u m i e n i a p r o -4 - Postępy Astronomii t. XXX, z. 3 --4
286 Z. Musielak
mienistego w rurkach o bardzo silnym polu magnetycznym, S c h ii s- s 1 e r (1980) i Z w a a n (1981) uzasadniali teoretycznie spo sób formowania się rurek linii sił w warstwie konwektywnej, nato miast S p r u i t (1981) oraz B i e l i c z i M u s i e l a k
(1982) rozważali wpływ propagujących fal MI^D na bilans energetycz ny w rurce linii sił oraz otrzymywali ich modele w zależności od wielkości B i Modele takich rurek „zanurzonych" w fotosfery różnych gwiazd są prezentowane na rys. 8. Z rysunku tego wynika bardzo szybki wzrost temperatury w rurce, jeżeli jest ona zanurzona w fotosferze gwiazdy późnego typu widmowego (np. K5 V - EQ Vir). Ponieważ gwiazda EQ Vir posiada silną aktywność, która jak wiadomo wzrasta ze wzrostem gradientu temperatury w chromosferze (część I), więc nawet podobna jak dla Słońca ilość obszarów wypełnionych rur kami daje już znaczący wzrost aktywności. Jeżeli ponadto przyjąć, że zgodnie z teoretycznymi sugestiami ilość rurek linii sił w pew nych gwiazdach o typach widmowych późniejszych niż KO może szybko wzrastać, to otrzymany równie szybki wzrost aktywności (L i n- s k y 1981; Z w a a n 1981).
Obecnie rozumiemy już, że jednorodne modele chromosfer gwiazdo wych są dużym uproszczeniem. Pewnym krokiem naprzód jest liczenie modeli jednorodnych, ale z silnym „średnim" polem magnetycznym ( M u s i e l a k 1982b). Otrzymany w ten sposób model stanowi wy padkowy model chromosfery powstały z uśrednienia wkładu pochodzące go od obszarów spokojnych i aktywnych. Taka metoda postępowania da je dość dobre rezultaty (rys. 9), chociaż stosowane przybliżenia są grube. Przyjęcie „średniego" B = 40 Gs dla e Eri (dla Słońca B * 2 Gs) narzuca konieczność liczenia modelu bazującego na grzaniu przez fale MHD. Jak to podkreślano w części I, teoria grzania przez fale MHD jest bardzo uproszczona i trudno oszacować determinujące ją parametry. Inna metoda została zastosowana przez M u s i e l a k a i B i e l i c z (1982), gdzie wyliczone modele chromosfer są dwukolumnowe i każda kolumna charakteryzuje się inną wartością B i Trudnością tego podejścia jest dowolność w przyjmowaniu procentowego udziału obszarów aktywnych w stosunku do powierzchni gwiazdy. Wprawdzie pojawiają się pierwsze obserwacje określające ten udział ( R o b i n s o n i in. 1980), ale mogą być one obar czone dużym błędem.
Przedstawione próby konstruowania modeli chromosfer o silnej aktywności natrafiają na liczne trudności. Dotychczas uzyskane
re-Chromosfery gwiazdowe 287
Rys. 9. Teoretyczne modele aktywnej i słabo aktywnej chromosfery e Eri otrzymane przy założeniu pewnego widma energii mechanicznej dostarczanej do chromosfery w postaci fal MHD ( M u s i e l a k 1982b). Linia ciągła przedstawia empiryczny model otrzymany przez
S i m o n a i in. (1980)
zultaty wskazują, że procesy oziębiania takich chromosfer nie róż nią się od procesów dominujących w chromosferach o słabej aktywno ści. Natomiast bardzo komplikuje się obraz fizyczny procesów ogrze wania. Propagacja i dysypacja fal MHD wewnątrz rurek linii sił pro wadzi do powstania obszarów charakteryzujących się silnym odbija niem tych fal i oddziaływaniem z falami rozchodzącymi się w górę, co może prowadzić lokalnie do wystąpienia trubulencji MHD ( W e n t ' z e 1 1978). Innym procesem fizycznym o dużym znaczeniu jest trans formacja jednych modów MHD w drugie, np. mody Alfvena w pewnym
288 Z. Musielak
przypadku ulegają konwersji w mody powolne. Również problem oddzia ływania propagujących fal MHD z granicami rurek linii sił oraz two rzenie się hydromagnetycznych fal powierzchniowych ( W i l s o n 1979) jest dalekie od rozwiązania. Wobec tego należy stwierdzić, że procesy fizyczne odpowiedzialne za tworzenie i występowanie chromo- sfer o silnej aktywności poznane są obecnie zaledwie w zarysie. Dalsze intensywne prace w tej dziedzinie są konieczne.