陳鵬飛

1 南京大學(xué)天文與空間科學(xué)學(xué)院，南京 210023

2 南京大學(xué)教育部現(xiàn)代天文與天體物理重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，南京 210023

0 引 言

太陽(yáng)是一個(gè)由自身引力維持的巨大等離子體球，其主要成分是氫和氦，其它元素加在一起的質(zhì)量占比不到2%.以日面中心處肉眼可見的太陽(yáng)表面底層對(duì)應(yīng)的高度為界，我們通常稱界面以下為太陽(yáng)內(nèi)部，界面以上為太陽(yáng)大氣.由內(nèi)而外，太陽(yáng)大氣分為500 km 厚的光球、～2 000 km 厚的色球、～100 km厚的過渡區(qū)以及一直往外延伸的日冕，其中光球就是我們?nèi)庋劭梢姷奶?yáng)表面.光球的溫度從底邊界的8 000 K 降到頂部的4 200 K，色球的溫度則由4 200 K 隨高度逐漸上升到20 000 K 左右，日冕的溫度則達(dá)到（1～2）×106K.相應(yīng)地，光球和色球的密度標(biāo)高為100 km 的量級(jí)，而日冕的密度標(biāo)高則是10 000 km 的量級(jí).也就是說，等離子體密度在光球和色球?qū)樱吧蚺c日冕之間的過渡區(qū)）急劇下降，而在日冕中則緩慢下降.在太陽(yáng)大氣中充滿了磁場(chǎng)，其中光球?qū)拥臍鈮捍艍罕却笥?，因此磁場(chǎng)受流場(chǎng)支配，主要集中在超米粒對(duì)流元胞的邊界上，在太陽(yáng)表面呈現(xiàn)非常不均勻的分布；進(jìn)入日冕后，磁場(chǎng)更為均勻地分布其中，除了磁零點(diǎn)附近的區(qū)域外，大部分區(qū)域的氣壓磁壓比遠(yuǎn)小于1.日冕的磁場(chǎng)由大小不同的閉合磁環(huán)（其兩個(gè)足點(diǎn)均扎根于太陽(yáng)表面）以及開放的磁流管組成.

在太陽(yáng)內(nèi)部產(chǎn)生的磁場(chǎng)不斷浮現(xiàn)到太陽(yáng)大氣，再加上太陽(yáng)表面的較差自轉(zhuǎn)、對(duì)流運(yùn)動(dòng)以及磁場(chǎng)本身的擴(kuò)散，日冕磁場(chǎng)處在不停的變化狀態(tài)中.因此，太陽(yáng)大氣充滿了各種擾動(dòng)，這些擾動(dòng)必然在可壓縮等離子體大氣中產(chǎn)生各種磁流體波動(dòng).大部分時(shí)候是由無處不在的小擾動(dòng)產(chǎn)生各種小振幅波動(dòng)，但是，當(dāng)局部的磁能積累到一定程度而使得磁結(jié)構(gòu)變得不穩(wěn)定或失去平衡之后，磁能會(huì)急劇釋放，產(chǎn)生太陽(yáng)耀斑、日冕物質(zhì)拋射（coronal mass ejection, CME）和噴流等爆發(fā)現(xiàn)象.這些劇烈爆發(fā)現(xiàn)象除了會(huì)激發(fā)局地的冕環(huán)振蕩（對(duì)應(yīng)冕環(huán)中的駐波），也有可能在太陽(yáng)大氣中產(chǎn)生大尺度傳播的波動(dòng)現(xiàn)象.

波動(dòng)現(xiàn)象研究的意義是多方面的.磁流體力學(xué)波不但是傳遞能量的一種有效方式（Russell and Stackhouse, 2013），更為重要的是，磁流體力學(xué)波的傳播特性為診斷傳播媒介的物理參數(shù)提供了一個(gè)重要的窗口，日震學(xué)和冕震學(xué)的發(fā)展便是兩個(gè)很好的例證.在利用波動(dòng)現(xiàn)象反演傳播介質(zhì)的工作中，非常重要的一個(gè)環(huán)節(jié)是波模的認(rèn)證.在均勻的磁化等離子體中，存在三種波動(dòng)模式，即慢模磁聲波（簡(jiǎn)稱慢波）、快模磁聲波（簡(jiǎn)稱快波）以及阿爾文波，其中磁聲波是氣壓和磁壓耦合的產(chǎn)物，其速度由聲速和阿爾文速度共同決定（Priest, 2014）.光球和色球中的聲速大約為15 km/s 的量級(jí)，日冕中的聲速則為150 km/s 左右；光球中的阿爾文速度大約為10 km/s，色球中的阿爾文速度大約為100 km/s，日冕中的阿爾文速度大約為1 000 km/s.當(dāng)擾動(dòng)幅度足夠大時(shí)，這些波有可能陡化成激波.需要注意的是，阿爾文速度與磁場(chǎng)強(qiáng)度成正比，因此，即使都在日冕，不同區(qū)域的阿爾文速度也會(huì)有很大差異.

本文介紹太陽(yáng)大氣磁流體力學(xué)波動(dòng)方面的兩個(gè)熱門話題：色球中的莫爾頓波和日冕中的極紫外波.

1 色球莫爾頓波

在20 世紀(jì)40、50年代，已經(jīng)有觀測(cè)顯示太陽(yáng)耀斑會(huì)伴隨擾動(dòng)向外傳播，其依據(jù)是耀斑之后遠(yuǎn)處暗條（亦被稱為日珥）會(huì)突然開始振蕩甚至消失.根據(jù)耀斑爆發(fā)與遠(yuǎn)處暗條激活的時(shí)間差，擾動(dòng)的傳播速度估計(jì)為100～300 km/s，偶爾達(dá)到1 500～2 000 km/s.但是，這種證據(jù)是間接的，當(dāng)時(shí)并沒有觀測(cè)到擾動(dòng)的傳播過程.1960年前后，為了探測(cè)太陽(yáng)耀斑發(fā)生時(shí)物質(zhì)的運(yùn)動(dòng)情況，美國(guó)學(xué)者M(jìn)oreton 和Ramsey 采用Hα 譜線的偏帶（Hα-0.5 ?）對(duì)太陽(yáng)進(jìn)行觀測(cè)（Moreton and Ramsey, 1960）.在18個(gè)月期間，他們共觀測(cè)到4 068 個(gè)耀斑，其中在7個(gè)耀斑事件中他們意外地發(fā)現(xiàn)有亮波前從耀斑附近向外傳播.后人稱之為耀斑波或莫爾頓波（Moreton wave）.

1.1 莫爾頓波的觀測(cè)特征

莫爾頓波經(jīng)常表現(xiàn)為圓弧形，張角大多在60°～120°之間，很可能是因?yàn)檫@些方向的阿爾文速度比較低（Uchida, 1974）.莫爾頓波在不同方向上的傳播距離長(zhǎng)短不一，長(zhǎng)的接近一個(gè)太陽(yáng)半徑.觀測(cè)表明莫爾頓波通常在Hα 譜線藍(lán)翼和線心表現(xiàn)為增亮，而在Hα 譜線紅翼表現(xiàn)為變暗.在一些較強(qiáng)的事件中，Hα 藍(lán)翼的亮波前之后緊隨一個(gè)暗波前，Hα 紅翼的暗波前之后緊隨一個(gè)亮波前，如圖1 所示.由于Hα 譜線形成于色球?qū)?，這些觀測(cè)特征表明莫爾頓波對(duì)應(yīng)色球物質(zhì)向下運(yùn)動(dòng)，之后出現(xiàn)反彈.相應(yīng)的物質(zhì)運(yùn)動(dòng)速度大約為6～10 km/s（Svestka, 1976）或4 km/s（Cabezas et al., 2019）.在He I 10 830 ?波段，莫爾頓波表現(xiàn)為一個(gè)暗波前后面緊隨一個(gè)亮波前（Gilbert et al., 2008）.利用50 個(gè)莫爾頓波的樣本進(jìn)行統(tǒng)計(jì)研究后，Smith 和Harvey（1971）發(fā)現(xiàn)僅36%的事件伴隨II 型射電暴.當(dāng)然，這里也存在儀器靈敏度的問題，因?yàn)樵?963年新的射電望遠(yuǎn)鏡工作之后，伴隨II 型射電暴的莫爾頓波比例超過50%.

圖1 日本京都大學(xué)FMT 望遠(yuǎn)鏡于1997年11月3日在Hα+0.8 ?波段拍攝的莫爾頓波（Narukage et al.,2002）Fig.1 Moreton wave observed at Hα+0.8 ? on Nov.3, 1997,with the use of the FMT telescope of Japan (Narukage et al., 2002)

Moreton 和Ramsey（1960）結(jié)合波前觀測(cè)及遠(yuǎn)處暗條激活的時(shí)間差，測(cè)量出這些擾動(dòng)的傳播速度在500～2 000 km/s 之間.Smith 和Harvey（1971）對(duì)15 個(gè)莫爾頓波進(jìn)行了直接測(cè)量，所得的傳播速度在440～1 100 km/s 之間.Zhang 等（2011）研究了京都大學(xué)Hα 望遠(yuǎn)鏡在1997～2005年觀測(cè)到的13 個(gè)莫爾頓波事件，發(fā)現(xiàn)其速度范圍是294～1 490 km/s，平均速度為664 km/s.

1.2 莫爾頓波的產(chǎn)生機(jī)制

莫爾頓波是在Hα 線心或線翼單色像中觀測(cè)到的，而Hα 譜線形成于色球，因此莫爾頓波是在色球?qū)又杏^測(cè)到的一種波動(dòng)現(xiàn)象.然而，莫爾頓波的觀測(cè)特征又意味著它不可能是在色球中傳播的波.這是因?yàn)槟獱栴D波的速度在1 000 km/s 左右，而色球中的阿爾文速度大約是100 km/s（色球中的快模磁聲波速度只比阿爾文波速度稍大一點(diǎn)）.假如莫爾頓波真的在色球中傳播，它必須是馬赫數(shù)高達(dá)10 左右的激波.如此強(qiáng)的激波會(huì)快速衰減，無法傳播105km 的距離，波前的亮度也會(huì)比實(shí)際觀測(cè)的強(qiáng)很多.因此，大家很快就意識(shí)到一個(gè)看似矛盾的事實(shí)：在色球?qū)佑^測(cè)到的莫爾頓波不可能是在色球中傳播的波.

Carmichael（1964）在其討論太陽(yáng)耀斑的文章中順帶提到，莫爾頓波可能源于色球受到在日冕中傳播的波的擾動(dòng)，就像風(fēng)吹麥浪一樣.因?yàn)槿彰岬牡湫桶栁乃俣却蠹s是1 000 km/s，這樣就非常完美地解釋了莫爾頓波為何速度高達(dá)1 000 km/s 左右，同時(shí)又能傳播很遠(yuǎn)的距離.這是非常好的一個(gè)想法.順著此思路，Meyer（1968）指出，由于快波速度在低日冕存在徑向梯度，日冕快波會(huì)向下折射，遇到高密度的色球又會(huì)向上反射.因此，他提出莫爾頓波源于束縛在色球上方有限高度的波導(dǎo)內(nèi)傳播的日冕快波.同年，Uchida（1968）認(rèn)為耀斑中的壓力脈沖在日冕中產(chǎn)生穹頂狀快模激波，在日冕中以～1 000 km/s 的速度往外傳播.激波的頂部產(chǎn)生射電II 型暴，底邊則掃過色球，從而產(chǎn)生莫爾頓波，也就是說莫爾頓波是日冕快模激波根部在色球上的印記.基于一定的日冕磁場(chǎng)和密度模型，他計(jì)算出來日冕快波的傳播與觀測(cè)非常一致（Uchida, 1974）.

Uchida 的莫爾頓模型被廣為接受，但是白璧微瑕，該模型也存在一些小缺陷，比如Uchida（1968）認(rèn)為日冕激波是由耀斑壓力脈沖產(chǎn)生的.時(shí)至今日，學(xué)界依然有很多人這么認(rèn)為（Magdaleni? et al.,2008）.然而，一個(gè)不爭(zhēng)的事實(shí)是，莫爾頓波可能伴隨M 級(jí)的耀斑，但有些10 倍強(qiáng)的X 級(jí)耀斑卻并不伴隨莫爾頓波.這似乎暗示著莫爾頓波并非由耀斑的壓力脈沖產(chǎn)生.Zirin 和Lackner（1969）認(rèn)為莫爾頓波可能源于日噴，Chen 等（2002）則指出，莫爾頓波不是由耀斑的壓力脈沖產(chǎn)生，而是由CME 產(chǎn)生的，即莫爾頓波對(duì)應(yīng)的日冕快模激波是CME 驅(qū)動(dòng)的激波（Chen et al., 2002），隨后的觀測(cè)也支持這一觀點(diǎn)（Francile et al., 2013; Krause et al., 2015）.Uchida 及同時(shí)代的人將莫爾頓波歸因于耀斑是可以理解的，因?yàn)樵?968年，CME 尚未被發(fā)現(xiàn).

近年，Chen（2016）對(duì)Uchida 模型作了進(jìn)一步完善，認(rèn)為莫爾頓波也是從日冕折射進(jìn)入色球并傳播的波，如圖2 所示：日冕中的快波速度為1 000 km/s 左右，因此，從t1時(shí)刻到t2時(shí)刻，日冕快波（或快模激波）傳播了較長(zhǎng)的距離（紅線所示）.相應(yīng)地，其足點(diǎn)從A 傳播到B.與此同時(shí)，快波也在色球中傳播.但由于色球的快波速度僅100 km/s左右，故其波前只傳播了很短的距離（藍(lán)線所示）.由于日冕快波速度是色球快波速度的10 倍左右，因此通過折射進(jìn)入色球的波矢與豎直方向呈很小的夾角，故色球波前（藍(lán)線）與水平面呈小角度.由于Hα 譜線形成于色球的某個(gè)層次，因此，Hα 波段在t1和t2時(shí)刻觀測(cè)到的色球快波分別是E點(diǎn)和F 點(diǎn).由于EF 的長(zhǎng)度和日冕快波傳播的距離相同，所以Hα 波段觀測(cè)到的莫爾頓波速度反映的便是日冕中的快波速度，而不是色球中的快波速度.從圖2 也可以看出，Hα 莫爾頓波會(huì)比其對(duì)應(yīng)的日冕快波落后一段距離.觀測(cè)和模擬都表明這段距離在20 Mm 左右（Chen et al., 2005a; Vr?nak et al.,2002）.

圖2 莫爾頓波產(chǎn)生機(jī)制示意圖（修改自Chen, 2016）.暗條爆發(fā)驅(qū)動(dòng)的快模激波不但在日冕中傳播（紅線），也在色球中傳播（藍(lán)線AC 和BD），而Hα 譜線（線心或線翼）是形成在色球中某個(gè)固定高度的（虛線所示）Fig.2 Schematic of an updated mechanism of Moreton waves proposed by Chen (2016), where an erupting filament drives a fast-mode MHD shock wave propagating in the corona (red lines) and in the chromosphere (blue lines).Hα line is formed at the height indicated by the dashed line

需要指出的是，圖2 所示的太陽(yáng)大氣結(jié)構(gòu)是非常理想化的模型.真正的色球是高度結(jié)構(gòu)化的，里面充滿了大量的針狀體及纖維結(jié)構(gòu)，如圖3 所示.快模激波擠壓這些針狀體及纖維，使其向下運(yùn)動(dòng)從而產(chǎn)生莫爾頓波（Balasubramaniam et al., 2010）.

圖3 太陽(yáng)大氣示意圖，其中綠線為網(wǎng)絡(luò)磁場(chǎng)，藍(lán)線為網(wǎng)絡(luò)內(nèi)磁場(chǎng)，紅色條狀結(jié)構(gòu)是針狀體Fig.3 Schematic of the solar atmosphere, where solid lines indicate the magnetic field, and the red shaded areas are spicules

2 日冕極紫外波

2.1 日冕EIT 波的發(fā)現(xiàn)

根據(jù)Uchida 的莫爾頓波模型，日冕中必定存在一個(gè)與莫爾頓波相對(duì)應(yīng)的快模激波.雖然日冕激波早就由II 型射電暴暗示，也偶爾在日冕儀中疑似被觀測(cè)到（Gary et al., 1982），然而，在相當(dāng)長(zhǎng)一段時(shí)期內(nèi)都未能在軟X 射線和極紫外波段被直接觀測(cè)到.Neupert（1989）曾經(jīng)利用極紫外成像觀測(cè)發(fā)現(xiàn)過一個(gè)與莫爾頓波幾乎重合的極紫外波，兩者的傳播速度均為～760 km/s.很可惜的是，這篇文章并未引起同行太多關(guān)注，可能的原因包括：（1）OSO-7 衛(wèi)星工作了不到三年時(shí)間，相似的資料太少；（2）當(dāng)時(shí)互聯(lián)網(wǎng)不發(fā)達(dá)，很少有人使用其資料.另外，也有可能是因?yàn)橛^測(cè)結(jié)果完全符合理論預(yù)期，不存在任何爭(zhēng)議之處.因此，莫爾頓波的研究在此后相當(dāng)長(zhǎng)一段時(shí)期內(nèi)都比較沉寂.直到1995年底SOHO 衛(wèi)星發(fā)射成功后，其搭載的極紫外成像望遠(yuǎn)鏡（EUV Imaging Telescope, EIT）于1997年5月12日觀測(cè)到一個(gè)伴隨暈狀CME 的C1.3 級(jí)耀斑（圖4）.Thompson 等（1998）對(duì)相鄰時(shí)刻的193 ?圖像進(jìn)行相減得到較差圖之后，赫然發(fā)現(xiàn)一個(gè)幾乎圓形的波前自爆發(fā)源區(qū)附近往外傳播，遍及可見日面的大部分區(qū)域，傳播速度大約是250 km/s，波前亮度相對(duì)于背景增強(qiáng)可高達(dá)25%（有的事件可高達(dá)70%, Muhr et al., 2011），其后緊隨不斷擴(kuò)展的暗區(qū).由于所采用的望遠(yuǎn)鏡簡(jiǎn)稱EIT，故他們將這種大尺度波動(dòng)現(xiàn)象稱為日冕EIT 波，并指出日冕EIT 波很可能就是色球莫爾頓波對(duì)應(yīng)的日冕快波（或快模激波）.

圖4 發(fā)生在1997年5月12日的日冕極紫外波事件（Chen, 2016）Fig.4 The EIT wave event observed using the SOHO/EIT telescope on May 12, 1997 (Chen, 2016)

日冕EIT 波的發(fā)現(xiàn)引起了太陽(yáng)物理界的極大興趣，同時(shí)也帶來了長(zhǎng)達(dá)20 余年的爭(zhēng)論.爭(zhēng)論的話題除了其物理本質(zhì)，還包括其驅(qū)動(dòng)源，甚至包括其名稱.很多人認(rèn)為不能用望遠(yuǎn)鏡的名字來命名一個(gè)天文現(xiàn)象，更常見的是以發(fā)現(xiàn)者的名字來命名.為此，不斷有同行對(duì)EIT 波提出新的名稱，包括日冕極紫外波（Webb, 2000）、大尺度日冕波（Sterling and Hudson, 1997）、日冕傳播鋒面（Schrijver et al.,2011）以及大尺度日冕傳播鋒面（Nitta et al.,2013）.為了方便起見，本文將EIT 望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)到的彌散波動(dòng)現(xiàn)象稱為日冕EIT 波，其速度普遍比較小，平均值在279 km/s 左右（Klassen et al., 2000），而將EIT 望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)到的所有波動(dòng)現(xiàn)象（包括偶爾觀測(cè)到的銳利波前）及后來的極紫外望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)到的各種大尺度波動(dòng)現(xiàn)象統(tǒng)稱日冕極紫外波.

2.2 EIT 波的快波與“非波”之爭(zhēng)

除了發(fā)現(xiàn)者傾向認(rèn)為日冕EIT 波就是色球莫爾頓波對(duì)應(yīng)的日冕快波（或快模激波）外，Wang（2000）從爆發(fā)源區(qū)開始對(duì)日冕快波進(jìn)行射線追蹤，其結(jié)果表明日冕快波的傳播能很好地再現(xiàn)EIT 波的傳播特征.隨后Wu 等（2001）對(duì)勢(shì)場(chǎng)模型下的日冕進(jìn)行了三維磁流體力學(xué)（magnetohydrodynamic, MHD）數(shù)值模擬，發(fā)現(xiàn)快波的傳播特征與1997年5月12日的EIT 波事件完全吻合.后續(xù)的理論模型以及大量的觀測(cè)文章也認(rèn)為日冕EIT波就是日冕快波（Jin et al., 2018; Kwon et al., 2013;Liu et al., 2017; Long et al., 2008; Luli? et al., 2013;Patsourakos et al., 2009; Pomoell et al., 2008; Selwa et al., 2013; Temmer et al., 2011; Zhao et al., 2011;Zheng et al., 2006）.有兩個(gè)原因讓人當(dāng)初相信日冕EIT 波就是快波：（1）耀斑和CME 爆發(fā)肯定會(huì)在日冕中激發(fā)快波，而只有日冕EIT 波被觀測(cè)到；（2）在7%的事件中，確實(shí)在爆發(fā)早期的某個(gè)時(shí)刻，極紫外圖像中有一個(gè)波前與色球莫爾頓波重合（Biesecker et al., 2002; Pohjolainen et al., 2001;Thompson et al., 2000）.然而，需要指出的是，與莫爾頓波重合的極紫外波的波前非常尖銳，與占絕大多數(shù)的彌散EIT 波顯著不同.

最早對(duì)日冕EIT 波的快波模型提出質(zhì)疑的是Delannée 和Aulanier（1999）以及Delannée（2000）.他們發(fā)現(xiàn)在一個(gè)耀斑/CME 事件中，EIT 波的波前駐留在日面某個(gè)地方，這意味著EIT 波不可能是快波.他們對(duì)日冕磁場(chǎng)進(jìn)行外推后發(fā)現(xiàn)，EIT 波駐留的位置正好對(duì)應(yīng)磁分界面的足點(diǎn).據(jù)此他們提出EIT 波可能對(duì)應(yīng)CME 爆發(fā)時(shí)，打開的磁力線與不打開的背景磁力線之間的擠壓.在同時(shí)期，Klassen等（2000）發(fā)現(xiàn)日冕EIT 波的速度與相應(yīng)的II 型射電暴傳播速度之間缺乏預(yù)期的正相關(guān)，而且前者的平均速度只有后者的1/3 左右.

為了解釋EIT 波平均速度只有II 型射電暴及莫爾頓波平均速度的1/3 這一觀測(cè)特征，快波模型的支持者提出：色球莫爾頓波壽命通常在10 min以內(nèi)，主要在活動(dòng)區(qū)附近傳播，這些地方磁場(chǎng)偏強(qiáng)，因此快波傳播速度偏大，而EIT 波通常在遠(yuǎn)離爆發(fā)源區(qū)的寧?kù)o區(qū)傳播，磁場(chǎng)較弱，因此快波傳播速度較?。╓armuth et al., 2001; Wu et al., 2001）.然而，莫爾頓波的射電對(duì)應(yīng)波（White and Thompson,2005）及暗條振蕩暗示的莫爾頓波都顯示莫爾頓波在傳播過程中很可能并沒有明顯的減速，而一些EIT 波甚至?xí)铀伲↙i et al., 2012a）.

后來則有越來越多的觀測(cè)證據(jù)表明EIT 望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)到的大部分波動(dòng)無法用快波模型來給予解釋：（1）在相當(dāng)多的事件中，日冕EIT 波的速度比日冕聲速還低（Thompson and Myers, 2009; Tripathi and Raouafi, 2007），有的甚至低到僅10 km/s（Zhukov et al., 2009），而快波的速度必須大于聲速.Warmuth 和Mann（2011）的統(tǒng)計(jì)研究也表明應(yīng)該存在一些不是快波的傳播波前.（2）假如日冕EIT 波是快波，則其傳播速度應(yīng)該與當(dāng)?shù)氐娜彰岽艌?chǎng)之間存在非常強(qiáng)的正相關(guān)，可是Yang 和Chen（2010）卻發(fā)現(xiàn)日冕EIT 波的速度與傳播位置處的日冕磁場(chǎng)強(qiáng)度之間存在負(fù)相關(guān).（3）假如日冕EIT 波是快波，則它在傳播過程中會(huì)向著低波速的區(qū)域集中，可是觀測(cè)卻顯示日冕EIT 波在傳播過程中出現(xiàn)整體旋轉(zhuǎn)的現(xiàn)象，且旋轉(zhuǎn)方向與螺度一一對(duì)應(yīng)，即源區(qū)為負(fù)螺度時(shí)，EIT 波逆時(shí)針旋轉(zhuǎn)，源區(qū)為正螺度時(shí)，EIT 波順時(shí)針旋轉(zhuǎn)（Attrill et al.,2007a; Podladchikova and Berghmans, 2005）.（4）Chen 等（2011）發(fā)現(xiàn)日冕EIT 波經(jīng)過一個(gè)小冕洞后，冕洞中外流的速度急劇下降.假如EIT 波是快波的話，冕洞中外流速度不應(yīng)該發(fā)生大幅度改變.這些研究都顯示EIT 望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)到的大部分波并非快模磁聲波，故很多文章稱之為“非波”或“偽波”，或在提及EIT 波時(shí)使用雙引號(hào).

2.3 兩類極紫外波的預(yù)言及慢速分量的磁拉伸模型

受Delannée 和Aulanier（1999）以及Delannée（2000）的啟發(fā)，Chen 等（2002）利用MHD 數(shù)值模擬對(duì)日珥爆發(fā)產(chǎn)生的波動(dòng)現(xiàn)象進(jìn)行了研究.其模擬結(jié)果表明，隨著磁繩向上拋射，兩個(gè)波動(dòng)結(jié)構(gòu)跨越在磁繩上方，均呈穹頂狀.最外面的是快模弓激波，在其數(shù)值模擬結(jié)果中，該弓激波足點(diǎn)向外的傳播速度大約是775 km/s；在弓激波之后又出現(xiàn)了一個(gè)密度升高的波動(dòng)結(jié)構(gòu)，向外傳播的速度僅250 km/s.他們認(rèn)為傳播速度為775 km/s 的弓激波掃過太陽(yáng)表層時(shí)擾動(dòng)色球并產(chǎn)生莫爾頓波，因此是色球莫爾頓波對(duì)應(yīng)的日冕快波（或快模激波），而傳播速度僅250 km/s 的慢速波才對(duì)應(yīng)EIT 波，且其速度正好是日冕快波的1/3 左右，與觀測(cè)統(tǒng)計(jì)規(guī)律一致.

快模激波的產(chǎn)生機(jī)制顯而易見，但如何理解慢速波的物理機(jī)制則不是那么直截了當(dāng)（注：此處慢速波不能稱之為慢波，因?yàn)槁ㄔ贛HD 理論中有特定的含義）.基于對(duì)數(shù)值結(jié)果的分析及磁流體力學(xué)理論，Chen 等（2002）提出了磁拉伸模型.這個(gè)模型的想法源自對(duì)兩個(gè)問題的思考.如圖5 所示，日珥上方有一系列磁力線（洋紅色實(shí)線）.由于磁凍結(jié)效應(yīng)，當(dāng)日珥向上拋射形成耀斑和CME 時(shí)，日珥上方的磁力線都將向上被推著往外拉伸（只有磁力線的足點(diǎn)一直固結(jié)在太陽(yáng)表面）.問題1：哪些磁力線先被推著拉伸，哪些磁力線后被推著拉伸？問題2：對(duì)同一根磁力線而言，哪個(gè)部位先被推開，哪個(gè)部位后被推開？

圖5 日珥上方磁力線分布的示意圖Fig.5 Sketch of the magnetic field lines overlying a prominence

相信很多人都能正確回答這兩個(gè)問題：（1）對(duì)于不同的磁力線而言，里面的磁力線（AC）先被推開，外面的磁力線（EF）后被推開；（2）對(duì)于同一根磁力線而言，頂部先被推著拉伸，足點(diǎn)附近最后往外拉伸.基于這兩個(gè)問題的答案，Chen 等（2002）提出如下磁拉伸模型：日珥爆發(fā)前的磁力線分布如圖6 中的實(shí)線所示.隨著由封閉圓圈代表的日珥往上拋射，跨越在日珥上方的第一根磁力線的頂部（A 附近）在t1時(shí)刻首先被推著拉伸，變?yōu)樘摼€所示的形狀.到了t2時(shí)刻，一方面A處的擾動(dòng)沿著磁力線以快波的形式傳到足點(diǎn)C，從而在C 點(diǎn)右側(cè)產(chǎn)生密度局部升高，成為EIT 波的波前，另一方面，A 處的擾動(dòng)也在垂直磁力線方向以快波的形式傳到第二根磁力線的頂部B.同理，到了t3時(shí)刻，B 處的擾動(dòng)沿著磁力線傳到足點(diǎn)D，從而在D 點(diǎn)右側(cè)產(chǎn)生密度局部升高，成為EIT 波新的波前.拉伸后的磁力線所圍體積變大，故EIT波后面的物質(zhì)密度變低，表現(xiàn)為暗區(qū).因此，該模型同時(shí)解釋了EIT 波和緊隨其后暗區(qū)的形成.

圖6 日冕EIT 波的磁拉伸模型（Chen et al., 2002）Fig.6 The magnetic field line stretching model of coronal EIT waves (Chen et al., 2002)

根據(jù)這個(gè)模型，日冕EIT 波不是磁聲波本身，而是磁力線漸次拉伸產(chǎn)生的表觀傳播，就像體育場(chǎng)中的人浪一樣.它并不是以快波的形式從C 點(diǎn)直接往右傳播到D 點(diǎn)，而是磁拉伸的擾動(dòng)以快波的形式從A 點(diǎn)沿著磁力線傳到C 點(diǎn)，從而在C 點(diǎn)產(chǎn)生第一個(gè)波前，然后又從A 點(diǎn)在垂直磁力線方向傳到B 點(diǎn)，繼而沿著磁力線傳到D 點(diǎn)產(chǎn)生第二個(gè)波前.在此模型中，EIT 波從C 點(diǎn)到D 點(diǎn)的表觀速度等于CD 長(zhǎng)度除以D 點(diǎn)和C 點(diǎn)波前產(chǎn)生的時(shí)間差.只要給定磁場(chǎng)和大氣分布，我們就可以數(shù)值計(jì)算EIT 波沿著日面的表觀傳播速度.為了推導(dǎo)EIT 波傳播速度的解析解，Chen 等（2002）作了兩個(gè)近似：（1）AC 和BD 等磁力線近似為同心的半圓環(huán)；（2）垂直磁力線方向的快波速度是阿爾文速度的1.2 倍.在這種近似下，他們得出EIT 波的速度大約是快波速度的1/3，與觀測(cè)和模擬結(jié)果非常一致.Chen 等（2005b）進(jìn)一步模擬了背景磁場(chǎng)中存在磁分界面的情況，如圖6 所示，D 點(diǎn)右側(cè)對(duì)應(yīng)磁分界面.根據(jù)上述磁拉伸模型，只有跨越在日珥上方的閉合磁力線才會(huì)被爆發(fā)的日珥推著拉伸，而D 點(diǎn)右側(cè)的小尺度閉環(huán)不會(huì)被爆發(fā)的日珥拉伸，因此日冕EIT 波傳播到D 點(diǎn)后不再傳播，因此在D 點(diǎn)將形成一個(gè)駐留的EIT 波前.他們的數(shù)值模擬結(jié)果也證實(shí)了這一推測(cè)，從而自然地解釋了Delannée 和Aulanier（1999）發(fā)現(xiàn)的EIT 波停留在磁分界面處這一觀測(cè)特征.

當(dāng)然，EIT 波并非只在磁力線足點(diǎn)附近出現(xiàn).Chen（2009a）指出，任何時(shí)刻剛被推著拉伸的磁力線部分都對(duì)應(yīng)極紫外增亮，因此，EIT 波其實(shí)是穹頂狀.以圖6 中的t2時(shí)刻為例，B 點(diǎn)上方和C 點(diǎn)右方都是剛被拉伸的部位，因此在t2時(shí)刻，EIT 波從第二根磁力線的頂部逐漸往下過渡到第一根磁力線的足點(diǎn)附近，而這也對(duì)應(yīng)CME 亮前沿.

Chen 等（2002, 2005b）進(jìn)而預(yù)言：在CME 爆發(fā)過程中應(yīng)該存在兩類極紫外波，即一個(gè)快速分量和一個(gè)慢速分量，前者的速度是后者的3 倍左右a)) 該速度比主要取決于磁力線的初始形狀：如果圖6 中的初始磁力線在豎直方向上是狹長(zhǎng)的，則此比值大于3；如果初始磁力線是在水平方向狹長(zhǎng)的，則此比值小于3.后者會(huì)導(dǎo)致所謂的CME 過度膨脹..極紫外波快速分量對(duì)應(yīng)日冕快波（或快模激波），它才是色球莫爾頓波的日冕對(duì)應(yīng)體，也是EIT 望遠(yuǎn)鏡偶爾觀測(cè)到的尖銳波前，而慢速分量是一種表觀傳播，來源于磁力線的漸次拉伸過程，拉伸時(shí)擠壓外側(cè)物質(zhì)，導(dǎo)致密度和輻射強(qiáng)度升高.該模型有時(shí)被稱為混合模型（Nitta et al., 2013），即快波模型解釋極紫外波的快速分量，而磁拉伸模型解釋慢速分量.該混合模型指出，EIT 望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)到的彌散EIT 波屬于極紫外波的慢速分量.該望遠(yuǎn)鏡沒有觀測(cè)到大部分事件的快波分量是因?yàn)橥h(yuǎn)鏡的時(shí)間分辨率太低，大約為15 min，在這段時(shí)間間隔內(nèi)，快波傳播距離已大大超過太陽(yáng)半徑，這導(dǎo)致EIT 望遠(yuǎn)鏡最多只能在一個(gè)時(shí)刻看到快波波前（也就是占7%的銳利波前）.他們當(dāng)初預(yù)言：只要將來極紫外望遠(yuǎn)鏡的時(shí)間分辨率足夠高，則應(yīng)該能看到兩個(gè)速度相差3 倍左右的極紫外波.

由于這兩類極紫外波性質(zhì)完全不同，Chen（2016）曾提議給兩類極紫外波取不同的名稱，比如極紫外波的快速分量可以稱為日冕莫爾頓波，慢速成分可以沿用早期的名稱，即EIT 波.極紫外波的快速分量在射電（White and Thompson, 2005）、軟X 射線（Narukage et al., 2002）和白光波段都被觀測(cè)過，極紫外波的慢速分量在X 射線（Attrill et al., 2009）和白光可觀測(cè)到，很多人也曾嘗試在Hα 圖像中尋找蛛絲馬跡，但似乎僅有的疑似事件是1990年5月24日的Hα 觀測(cè)，Liu 等（2013）發(fā)現(xiàn)在1 500～2 600 km/s 的莫爾頓波之后出現(xiàn)了一個(gè)速度約300～600 km/s 的波，只可惜那時(shí)沒有極紫外波段的觀測(cè).

2.4 兩類極紫外波的觀測(cè)證據(jù)

在Chen 等（2002）預(yù)言兩類極紫外波后不久，Harra 和Sterling（2003）利用TRACE 衛(wèi)星對(duì)1998年6月13日太陽(yáng)爆發(fā)事件的高時(shí)間分辨率觀測(cè)數(shù)據(jù)進(jìn)行了分析，發(fā)現(xiàn)該爆發(fā)事件在極紫外圖像上出現(xiàn)了兩個(gè)波動(dòng)結(jié)構(gòu)，速度分別是500 km/s 和200 km/s.2006年STEREO 衛(wèi)星發(fā)射，其搭載的EUVI極紫外成像望遠(yuǎn)鏡具有2.5 min 的時(shí)間分辨率，顯著高于SOHO 衛(wèi)星的EIT 望遠(yuǎn)鏡，但未能觀測(cè)到兩個(gè)極紫外波共存的現(xiàn)象.

2010年發(fā)射的SDO 衛(wèi)星搭載的AIA 極紫外望遠(yuǎn)鏡具有12 s 的高時(shí)間分辨率，其觀測(cè)極大地推動(dòng)了日冕極紫外波的研究.Chen 和Wu（2011）利用AIA 的資料清晰地顯示了2010年7月27日太陽(yáng)爆發(fā)事件伴隨的兩個(gè)極紫外波（如圖7a 所示），速度分別是560 km/s 和190 km/s，速度之比在3 左右.Kumar 等（2013）的結(jié)果也清晰地展示了兩個(gè)極紫外波的存在（如圖7b 所示），快速分量的速度從1 390 km/s 逐漸下降到830 km/s，而慢速分量則從320 km/s 下降到254 km/s.對(duì)混合模型最有說服力的證據(jù)則來自White 等（2013），他們比較了AIA 觀測(cè)到的極紫外波和Hα 觀測(cè)到的莫爾頓波，發(fā)現(xiàn)兩個(gè)極紫外波的存在，其中快速分量與Hα 莫爾頓波幾乎重合，速度隨時(shí)間變化較小，而慢速分量則逐漸停下來，如圖7c 所示.不僅僅是AIA 望遠(yuǎn)鏡的觀測(cè)顯示在眾多爆發(fā)事件中同時(shí)存在兩個(gè)極紫外波（Admiranto and Priyatikanto, 2016; Asai et al., 2012; Cheng et al., 2012; Cunha-Silva et al., 2018;Kumar and Manoharan, 2013; Liu et al., 2019; Shen et al., 2013; Xue et al., 2013; Zong and Dai, 2015），Downs 等（2012）的三維MHD 數(shù)值模擬結(jié)果也顯示磁繩的爆發(fā)伴隨著速度相差幾倍的兩個(gè)極紫外波.

圖7 顯示兩類極紫外波共存的三個(gè)代表性事件.（a）子圖修改自Chen 和Wu（2011）；（b）子圖修改自Kumar 等（2013）；（c）子圖修改自White 等（2013）Fig.7 Three typical events showing the coexistence of two types of EUV waves.Panel (a) is adapted from Chen and Wu (2011),panel (b) from Kumar et al.(2013), and panel (c) from White et al.(2013)

任何日冕擾動(dòng)都會(huì)產(chǎn)生日冕快波，因此出現(xiàn)速度約1 000 km/s 的快波是很自然的現(xiàn)象，而很有意思的是，早在幾十年前，Bruzek（1952）和?hman等（1963）根據(jù)觀測(cè)數(shù)據(jù)指出，強(qiáng)耀斑也會(huì)伴隨向外傳播的慢速波，速度在60～200 km/s 之間.這種慢速波很可能就是EIT 波.不過，由于這個(gè)速度跟日冕聲速相當(dāng)，他們將這種波動(dòng)解釋為慢模磁聲波.他們發(fā)現(xiàn)這種慢速波比快模激波更容易導(dǎo)致遠(yuǎn)處暗條的爆發(fā)，后者經(jīng)常只引起暗條振蕩.這一觀測(cè)特征在Chen 等（2002）的磁拉伸模型中可以得到很好的解釋：極紫外波的快速分量雖然是激波，但也只是一個(gè)擾動(dòng)，而慢速分量則對(duì)應(yīng)磁力線的拉伸.如果源區(qū)暗條的爆發(fā)推開的大尺度閉合磁力線正好跨越在遠(yuǎn)處暗條上方，則遠(yuǎn)處暗條很容易失去平衡，從而被觸發(fā)爆發(fā).

波的反射是反映波動(dòng)本質(zhì)的一個(gè)觀測(cè)特征（Attril, 2010; Gopalswamy et al., 2009; Olmedo et al., 2012; Veronig et al., 2006）.Kienreich 等（2013）基于觀測(cè)到的極紫外波反射現(xiàn)象斷定極紫外波就是快波.Dai 等（2012）分析了同一個(gè)事件，發(fā)現(xiàn)該事件其實(shí)存在兩個(gè)不同速度的極紫外波，真正出現(xiàn)反射的是跑在前面的快波，而不是后面的慢速分量.

2.5 日冕EIT 波的其它理論模型

自從日冕EIT 波在1997年被發(fā)現(xiàn)以來，該現(xiàn)象引起了太陽(yáng)物理同行的廣泛興趣，也帶來了持久的爭(zhēng)論.除了Chen 等（2002）提出的混合模型外，先后有多種理論模型被提出以便解釋速度較慢的彌散EIT 波.（1）慢波及慢模激波模型：為了解釋EIT 波較小的傳播速度以及EIT 波在大尺度上的一致性，Wills-Davey 等（2007）提出EIT 波可能是慢模孤立波.不過，這個(gè)模型更像是個(gè)概念，因?yàn)椴蝗菀讓?duì)磁流體力學(xué)中的孤立波進(jìn)行定量研究.Wang 等（2009, 2015）、Mei 等（2012）及Xie 等（2019）的數(shù)值模擬也認(rèn)為磁繩拋射后會(huì)出現(xiàn)兩類波動(dòng)現(xiàn)象.在他們的模型中，快速傳播的極紫外波對(duì)應(yīng)快模激波，而慢速分量則對(duì)應(yīng)慢模激波與快波的回聲波相互作用產(chǎn)生的擾動(dòng).（2）漸次重聯(lián)模型：Attrill 等（2007a）提出EIT 波源于太陽(yáng)爆發(fā)過程中拋射的磁力線與背景磁場(chǎng)中位于低日冕的系列反向磁環(huán)之間發(fā)生磁重聯(lián)，重聯(lián)產(chǎn)生的增亮對(duì)應(yīng)極紫外的亮波前.該模型同樣認(rèn)為EIT 波是一種表觀傳播.正如Chen（2016）指出的那樣，爆發(fā)磁結(jié)構(gòu)在上升過程中確實(shí)有時(shí)會(huì)與背景磁場(chǎng)發(fā)生磁重聯(lián)，導(dǎo)致磁場(chǎng)連接性發(fā)生急劇改變（Cohen et al., 2009），但很難想象背景日冕存在整整齊齊排列的、與爆發(fā)源區(qū)磁場(chǎng)反向的一系列小磁環(huán).（3）電流殼模型：Delannée 等（2008）通過數(shù)值模擬指出，源區(qū)磁場(chǎng)在爆發(fā)過程中擠壓背景磁場(chǎng)，兩者之間出現(xiàn)薄薄的電流殼層，其焦耳耗散導(dǎo)致溫度升高，從而產(chǎn)生極紫外增亮.最近，Wongwaitayakornkul 等（2019）和Mei 等（2020）也提出電流殼的存在.事實(shí)上，在Chen 等（2002）的磁拉伸模型中，極紫外波的慢速分量對(duì)應(yīng)的是新近拉伸的磁力線外側(cè)，因此也會(huì)對(duì)應(yīng)電流增強(qiáng)的殼層，其電流方向與爆發(fā)磁繩的電流方向相反.同行對(duì)Delannée 等（2008）的批評(píng)在于觀測(cè)表明EIT 波的增亮主要源于密度升高.EIT 波（極紫外波的慢速分量）也確實(shí)會(huì)對(duì)應(yīng)等離子體溫度的上升，但這很可能是源于等離子體絕熱壓縮過程中的溫度微弱升高，而非焦耳耗散（Chen and Fang, 2005; Schrijver et al., 2011）.極紫外波的快速分量也會(huì)有溫度上升，它對(duì)應(yīng)的是激波加熱（Dissauer et al., 2016）.

2.6 日冕EIT 波的驅(qū)動(dòng)機(jī)制

雖然在日冕EIT 波剛被發(fā)現(xiàn)時(shí)，Thompson 等（1998）就指出EIT 波不太可能是由耀斑驅(qū)動(dòng)的，更可能是由CME 驅(qū)動(dòng)的.后續(xù)很多文章也支持這種觀點(diǎn)（Muhr et al., 2014; Veronig et al., 2008）.但也許是受早期Uchida 模型的影響，長(zhǎng)期以來仍然有同行認(rèn)為EIT 波是由耀斑的壓力脈沖產(chǎn)生的（Vr?nak et al., 2002, 2006; Wu et al., 2001），尤其是Warmuth 等（2004）干脆將EIT 波稱為耀斑波.然而，更多的人相信日冕EIT 波與CME 直接相關(guān)（Biesecker et al., 2002; Foley et al., 2003; Thompson et al., 2000）.Cliver 等（2005）指出，一半左右的EIT 波伴隨軟X 射線B 級(jí)耀斑（能量大約1028erg），很難想象如此微弱的耀斑爆發(fā)會(huì)產(chǎn)生全球尺度傳播的波動(dòng)現(xiàn)象.在Chen 等（2002）的磁拉伸模型、Wang 等（2009）、Mei 等（2012）和Xie 等（2019）的慢波激波與回聲波模型、Attrill等（2007a）的漸次重聯(lián)模型以及Delannée 等（2008）的電流殼模型中，EIT 波都被認(rèn)為是磁繩拋射驅(qū)動(dòng)的.

為了弄清楚EIT 波到底是由耀斑的壓力脈沖產(chǎn)生的還是由CME 產(chǎn)生的，Chen（2006）采用了反證法：考慮到一半左右的EIT 波伴隨B 級(jí)耀斑，如果EIT 波真的是由耀斑的壓力脈沖產(chǎn)生的，那么比B 級(jí)耀斑更強(qiáng)、但不伴隨CME 的耀斑肯定也可以產(chǎn)生EIT 波.為了讓這個(gè)測(cè)試更具可信性，他選取了比B 級(jí)耀斑強(qiáng)100 倍的M 級(jí)耀斑和強(qiáng)1 000倍的X 級(jí)耀斑來測(cè)試.而且為了減少背景日冕輻射的干擾，他選取的都是日面上只有一個(gè)活動(dòng)區(qū)的事件，此時(shí)寧?kù)o區(qū)的背景極紫外輻射較弱且較為均勻.結(jié)果表明，14 個(gè)不伴隨CME 的強(qiáng)耀斑無一例外都沒有產(chǎn)生EIT 波.而且，其中有一個(gè)活動(dòng)區(qū)在一天之內(nèi)爆發(fā)了5 次耀斑，2 次伴隨CME，3 次不伴隨CME，結(jié)果顯示只有伴隨CME 的2 個(gè)事件才出現(xiàn)了EIT 波.因此，Chen（2006）得出明確的結(jié)論：日冕EIT 波不是由耀斑的壓力脈沖產(chǎn)生的，而是跟CME 密切相關(guān).隨后的工作表明，EIT 波，即混合模型中的極紫外波慢速分量，與CME 的亮前沿完全重合（Attrill et al., 2007b; Chen, 2009a; Dai et al., 2010; Ma et al., 2009）.這就證實(shí)了Chen 和Fang（2005）的猜想：日冕EIT 波是CME 的亮前沿在極紫外波段的表現(xiàn)，EIT 波后面的極紫外暗區(qū)對(duì)應(yīng)CME 的暗腔，而日冕極紫外波的快波分量則是CME 驅(qū)動(dòng)的激波.

后續(xù)研究表明，和CME 類似，噴流、日浪、冕環(huán)的突然膨脹及爆發(fā)未遂的暗條激活也會(huì)產(chǎn)生快模極紫外波（Shen et al., 2018b; Su et al., 2015;Zheng et al., 2019, 2020）.耀斑的高壓力并非不能產(chǎn)生波動(dòng)現(xiàn)象，目前的觀測(cè)表明有些非常弱的準(zhǔn)周期波列（其極紫外輻射增強(qiáng)通常不到5%）與耀斑脈動(dòng)存在周期上的一致性（Shen et al., 2022），有可能它們就是由耀斑的壓力脈沖產(chǎn)生的.這種波列主要是沿著磁力線傳播（Liu et al., 2011; Qu et al.,2017; Yuan et al., 2013），應(yīng)該當(dāng)作另外一種現(xiàn)象來研究.

2.7 日冕極紫外波的其它特征

日冕極紫外波的混合模型很好地解釋了早期觀測(cè)到的日冕EIT 波傳播速度與莫爾頓波速度的顯著差異，所預(yù)言的兩類極紫外波共存的現(xiàn)象也得到了大量觀測(cè)的證實(shí).但現(xiàn)實(shí)遠(yuǎn)比理論要復(fù)雜，成像觀測(cè)也顯示了極紫外波的很多其它特征，這也是這一課題現(xiàn)在和將來依然值得深入研究的原因.

（1）次生極紫外波：觀測(cè)顯示極紫外波的慢速分量通常避開活動(dòng)區(qū)、磁中性線和冕洞，此特征在磁拉伸模型中很容易理解，而快速分量因其快模磁聲波性質(zhì)，則不會(huì)避開這些區(qū)域（Piantschitsch et al., 2017; Piantschitsch and Terradas, 2021; Yang et al., 2013）.但是，在經(jīng)過活動(dòng)區(qū)時(shí)，因快波速度明顯增大，故快波的強(qiáng)度會(huì)顯著下降（以維持波能通量守恒），甚至變得不可分辨.待到離開活動(dòng)區(qū)后，波速變小，快波強(qiáng)度顯著增加，又變得可見，從而在觀測(cè)上表現(xiàn)為次生極紫外波的現(xiàn)象（Li et al.,2012b; Shen et al., 2013）.類似的現(xiàn)象也可能發(fā)生在冕流和冕洞等結(jié)構(gòu)上（Zheng et al., 2018）.

（2）小尺度極紫外波：除了上述耀斑和CME 伴隨的大尺度極紫外波之外，Zheng 等（2012a, 2012b, 2013）和Shen 等（2017）也發(fā)現(xiàn)了微暗條、日浪和微S 型結(jié)構(gòu)爆發(fā)產(chǎn)生的小尺度極紫外波.這些波動(dòng)現(xiàn)象為診斷局地磁場(chǎng)強(qiáng)度提供了一個(gè)新的途經(jīng).

（3）離散極紫外波：通常的極紫外波慢速分量在其傳播路徑上大多是連續(xù)的，然而Guo 等（2015）卻發(fā)現(xiàn)，在AIA 望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)到的很多事件中，極紫外波慢速分量在傳播過程中呈現(xiàn)離散的跳躍式分布.他們?cè)谖恼吕锝忉尀樵诒尘按艌?chǎng)存在多個(gè)磁系統(tǒng)的情況下，源區(qū)加速的高能電子沿著磁力線運(yùn)動(dòng)后轟擊色球產(chǎn)生這種極紫外增亮，但其實(shí)這種離散極紫外波很容易使用磁拉伸模型解釋：如圖6 所示，磁拉伸導(dǎo)致的極紫外波慢速分量從C點(diǎn)傳到D 點(diǎn)后便戛然而止，過一段時(shí)間后將在更遠(yuǎn)的、跨越在爆發(fā)磁繩上方的大尺度磁力線足點(diǎn)處再次出現(xiàn).

（4）準(zhǔn)周期波列：利用AIA 望遠(yuǎn)鏡的高分辨率觀測(cè)，Liu 等（2012）發(fā)現(xiàn)在極紫外波的快波分量后面出現(xiàn)準(zhǔn)周期波列，傳播速度高達(dá)1 400 km/s，周期約128 s，且這些波列起始于極紫外波的慢速分量.這個(gè)波列和Chen 等（2002）的圖3 非常相似.在磁拉伸模型中，極紫外波慢速分量對(duì)應(yīng)的是磁力線向外拉伸的過程，該拉伸過程也是擾動(dòng)源.因此，每個(gè)EIT 波的波前都會(huì)激發(fā)一個(gè)快波朝外運(yùn)動(dòng).在一些情況下，這些準(zhǔn)周期波列的強(qiáng)度甚至可能跟最前面的日冕莫爾頓波相當(dāng)（Shen et al., 2019;Sun et al., 2022）.Wang 等（2021）的三維MHD數(shù)值模擬也顯示極紫外波的快波分量后面的準(zhǔn)周期波列，周期約30 s.波列的周期由什么參數(shù)確定，仍是一個(gè)有待解決的問題.此外，Liu 等（2012）既觀測(cè)到起始于極紫外波慢速分量（即CME 亮前沿）的準(zhǔn)周期波列，也觀測(cè)到起源于耀斑的準(zhǔn)周期波列，這使得在觀測(cè)上區(qū)分準(zhǔn)周期波列的起因變得很有必要（Miao et al., 2019, 2020; Zhou et al., 2021, 2022a,2022b）.

（5）多重極紫外波：大型耀斑和CME 的源區(qū)通常都是比較長(zhǎng)的暗條，暗條各部分的拋射會(huì)有先后.因此，在一個(gè)暗條爆發(fā)過程中，有可能產(chǎn)生多重極紫外波，包括多重快波分量及對(duì)應(yīng)的Hα 莫爾頓波（Narukage et al., 2008）和多重慢速分量（Gilbert and Holzer, 2004; Zheng et al., 2022）.

（6）相似極紫外波：正如存在相似耀斑和相似CME 一樣，觀測(cè)也表明有些源區(qū)會(huì)產(chǎn)生相似極紫外波.Kienreich 等（2011）發(fā)現(xiàn)一個(gè)活動(dòng)區(qū)在8小時(shí)內(nèi)出現(xiàn)4 次相似極紫外波，Zheng 等（2012c）發(fā)現(xiàn)在一個(gè)新浮磁流區(qū)，3 小時(shí)內(nèi)出現(xiàn)了4 次極紫外波，而Shen 等（2018a）則發(fā)現(xiàn)在一個(gè)活動(dòng)區(qū)中，1 小時(shí)內(nèi)出現(xiàn)了4 次日冕噴流，每次都產(chǎn)生一個(gè)極紫外波.后兩篇文章觀測(cè)到的極紫外波應(yīng)該都是快波分量.

（7）駐留波前：Chandra 等（2016）在利用AIA 望遠(yuǎn)鏡分析2011年5月11日的耀斑/CME 事件時(shí)，在極紫外波段的時(shí)距圖上除了看到極紫外波的快速分量和慢速分量外，也發(fā)現(xiàn)快波分量在經(jīng)過磁分界面時(shí)留下一個(gè)幾乎不動(dòng)的駐留波前.他們的解釋是，快模波的波速在磁分界面附近存在一個(gè)低谷，形成一個(gè)共振腔，部分快波被束縛在局地共振腔中，導(dǎo)致駐留波前的出現(xiàn).Chen 等（2016）對(duì)快波經(jīng)過磁分界面的過程進(jìn)行了MHD 數(shù)值模擬，基于模擬結(jié)果，他們提出一個(gè)新的駐留波前產(chǎn)生機(jī)制：當(dāng)快波經(jīng)過磁分界面的磁零點(diǎn)附近時(shí)，發(fā)生了波模轉(zhuǎn)換，部分快波轉(zhuǎn)換成了慢模磁聲波.由于慢模磁聲波只能沿著磁力線以聲速傳播，因此該波最終停留在磁分界面足點(diǎn)附近.Zong 和Dai（2017）、Zheng 等（2018）和Fulara 等（2019）通過觀測(cè)證實(shí)了波模轉(zhuǎn)換機(jī)制，Chandra 等（2018）利用AIA望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)資料對(duì)一個(gè)邊緣事件進(jìn)行了分析，發(fā)現(xiàn)600 km/s 的快波在經(jīng)過一個(gè)冕流后，變成了速度僅150 km/s 的波，再次確鑿地證實(shí)了波模轉(zhuǎn)換機(jī)制.快波在磁分界面（或準(zhǔn)分界層）附近產(chǎn)生駐留波前的事例似乎非常普遍（Liu et al., 2019）.綜合Chen 等（2005b）和Chen 等（2016）的結(jié)果可知，存在兩種類型的駐留波前，一類是極紫外波慢速分量終止于磁分界面處，另外一類是極紫外波的快波分量在磁分界面附近發(fā)生波模轉(zhuǎn)換，生成慢模磁聲波，從而被限制在磁分界面處.

3 小結(jié)與展望

自日冕極紫外波于1998年獲得廣泛關(guān)注之后，相應(yīng)的爭(zhēng)論一直在進(jìn)行（Chen and Fang, 2012;Chen, 2017; Gallagher and Long, 2011; Patsourakos and Vourlidas, 2012; 申遠(yuǎn)燈等, 2020; Warmuth,2015; Wills-Davey and Attrill, 2009）.盡管觀測(cè)和模擬均顯示在大尺度上應(yīng)該存在快波和表觀傳播（即非波）兩類極紫外波（Chen and Fang, 2012），然而快波模型的早期支持者至今依然篤信極紫外波只是快波（Downs et al., 2021; Grechnev et al., 2014;Koukras et al., 2020; Long et al., 2017a），他們經(jīng)常將AIA 望遠(yuǎn)鏡觀測(cè)到的極紫外波的快波分量單獨(dú)拎出來分析以便支持其“極紫外波即是快波”的觀點(diǎn)（如, Long et al., 2019）.這說明日冕極紫外波的研究依然有很長(zhǎng)一段路要走.事實(shí)上，大量的極紫外波觀測(cè)也確實(shí)帶來了很多尚未解決的問題.比如說，雖然很多爆發(fā)事件顯示兩個(gè)速度迥異的極紫外波，但也有一些事件只展現(xiàn)出一個(gè)極紫外波（Hou et al., 2022; Wang et al., 2020）.一個(gè)很可能的原因是另外一種極紫外波的強(qiáng)度很弱，跟背景噪聲相當(dāng)或更低.是什么原因?qū)е缕渲幸粋€(gè)極紫外波很弱，這是一個(gè)值得探究的問題.此外，兩類極紫外波及隨后暗區(qū)的光譜觀測(cè)分析可以揭示極紫外波更多觀測(cè)特征（Chen et al., 2010; Harra et al., 2011; Jin et al., 2009; Madjarska et al., 2015; Miklenic et al., 2011;Tian et al., 2012; Veronig et al., 2011）.在海量觀測(cè)數(shù)據(jù)背景之下，極紫外波列表（Nitta et al., 2013;Thompson and Myers, 2009）和自動(dòng)識(shí)別算法的開發(fā)（Ireland et al., 2019; Podladchikova and Berghmans,2005; Xu et al., 2020）將大大促進(jìn)極紫外波的研究.

研究極紫外波的意義是多重的：（1）極紫外波慢速分量（或簡(jiǎn)稱為EIT 波）及隨后暗區(qū)分別對(duì)應(yīng)CME 亮前沿和暗腔（Chen and Fang, 2005; Wen et al., 2006）.在缺乏日冕儀觀測(cè)的情況下，EIT 波及擴(kuò)展暗區(qū)是CME 的一個(gè)很好的示蹤物；（2）大尺度極紫外波為診斷大尺度日冕磁場(chǎng)強(qiáng)度和磁場(chǎng)位形提供了一個(gè)重要的窗口（Ballai et al., 2011; Chen,2009b; Liu et al., 2018; Long et al., 2017b; Srivastava et al., 2016; West et al., 2011）.無論是快速分量還是慢速分量，極紫外波都是穹頂狀三維結(jié)構(gòu)，原則上根據(jù)其速度可以反演日冕的三維磁場(chǎng)，尤其是慢速分量還可以揭示磁場(chǎng)的位形（Chen, 2009b）.為了精準(zhǔn)確定極紫外波的三維結(jié)構(gòu)和速度，有必要借助太陽(yáng)立體探測(cè)來進(jìn)行重構(gòu)（Feng et al., 2020）；（3）極紫外波也是觸發(fā)暗條振蕩甚至太陽(yáng)爆發(fā)和恒星爆發(fā)的一種機(jī)制（Devi et al., 2022; Shen et al.,2014a, 2014b; Trenholme et al., 2004; Zhang and Ji,2018）；（4）極紫外波快速分量攜帶著大量的能量，在有的事件中其能量可能高達(dá)2.8×1031erg（Long et al., 2015）；（5）極紫外波的快速分量是II 型射電暴產(chǎn)生及高能粒子加速的源頭（Miteva et al., 2014; Nitta et al., 2014; Pesce-Rollins et al.,2022）.

隨著Solar Orbiter 衛(wèi)星、羲和衛(wèi)星（Li et al.,2022; Qiu et al., 2022）和ASO-S 衛(wèi)星（Gan et al.,2019）的發(fā)射，大量的莫爾頓波、極紫外波甚至紫外波將被觀測(cè)到.莫爾頓波和極紫外波的諸多謎團(tuán)將逐漸被揭開，也會(huì)有更多的謎團(tuán)等待著我們?nèi)ヌ剿?

致謝

本研究由科技部重大研發(fā)項(xiàng)目（2020YFC2201200）及國(guó)家自然科學(xué)基金委項(xiàng)目（11961131002）資助.感謝倪儀偉協(xié)助整理參考文獻(xiàn)格式.