Abstract

Die Emission von Sonneneruptionen beim Röntgen und extrem ultravioletten (EUV) Energien kann zu erheblichen Verbesserungen der Elektronendichte in der unteren Ionosphäre der Erde führen. Mittlerweile ist klar geworden, dass Flares quasi-periodische Pulsationen mit minutenlangen Zeitabständen bei Röntgenenergien aufweisen, aber bisher ist nicht bekannt, ob die Ionosphäre auf diese Variabilität reagiert. Hier berichten wir mit einer Kombination aus einer sehr niederfrequenten (24 kHz) Messung in Verbindung mit weltraumgestützten Röntgen- und EUV-Beobachtungen Pulsationen des ionosphärischen D-Bereichs, die mit einer Reihe von pulsierenden Flare-Schleifen synchronisiert sind. Die Modellierung der Ionosphäre zeigt, dass die Elektronendichte im D-Bereich um bis zu einer Größenordnung über die Zeitspanne der Pulsationen variiert (∼ 20 min). Unsere Ergebnisse zeigen, dass die Ionosphäre der Erde empfindlicher auf kleinräumige Veränderungen des solaren weichen Röntgenflusses reagiert als bisher angenommen und impliziert, dass planetarische Ionosphären eng mit kleinräumigen Veränderungen der solaren/Stellaren Aktivität gekoppelt sind.

1 Einführung

Alle planetarischen Atmosphären reagieren auf die Aktivität von Sonneneruptionen (Witasse et al., 2008). Auf der Erde wirken sich plötzliche Erhöhungen der extremen ultravioletten (EUV) und Röntgenstrahlung während einer Sonneneruption auf die gesamte tagesseitige Ionosphäre aus (Tsurutani et al., 2009). Bei ruhigen Sonnenverhältnissen wird die D-Region (∼60-90 km in der Höhe) von Lyman α (1216 Å) auf den geringfügigen Bestandteil Stickstoffmonoxid angewendet, wobei der Röntgenfluss zu klein ist, um einen Beitrag zu leisten. Wenn jedoch eine Sonneneruption auftritt, können Röntgenphotonen mit Wellenlängen 1974; Whitten & Poppoff, 1965). Dadurch erhöht sich die Elektronendichte im D-Bereich deutlich. Beobachtungen der Ausbreitungseigenschaften von sehr niederfrequenten (VLF; 3-30 kHz) Radiowellen liefern ein Werkzeug, um das Verhalten dieser ionosphärischen Schicht als Reaktion auf ionisierende Störungen aus der Ferne zu untersuchen (Mitra, 1974; Thomson et al., 2005). VLF-Wellen breiten sich im Hohlleiter aus, der unten von der Erdoberfläche und oben von der unteren Ionosphäre begrenzt wird. Verbesserungen bei der Ionisation des D-Bereichs führen zu Amplituden- und Phasenänderungen des empfangenen VLF-Signals. Theoretische Modelle (Budden, 1988; Ferguson, 1998; Wait & Spies, 1964) können dann in Verbindung mit der VLF-Messung verwendet werden, um die Variation der Elektronendichte mit Höhe und Zeit durch den D-Bereich zu schätzen, die mit anderen Mitteln nicht leicht messbar sind. Tatsächlich wurden VLF-Techniken auch bei der Erkennung transienter ionosphärischer Störungen in Höhenlagen der D-Region aus Phänomenen wie Gammastrahlenausbrüchen (Inan et al., 1999), Sonnenfinsternissen (Kumar et al..., 2016), Weltraumwetter (Kumar et al., 2015), Meteoritenschauer (Kaufmann et al., 1989) und von Störungen wie Blitzschlägen (Inan et al., 2010; Shao et al., 2013) und Erdbeben (Parrot & Mogilevsky, 1989).

Inzwischen ist klar geworden, dass die in Sonnen- und Sternenfackeln erzeugte Röntgenemission ausgeprägte Pulsationen und Schwingungsverhalten mit Perioden von Sekunden bis zu mehreren Minuten aufweist (Nakariakov & Melnikov, 2009). Der zugrunde liegende Mechanismus, der für die Erzeugung dieser "quasi-periodischen Pulsationen" (QPP) bei der Abfackelung von Emissionen verantwortlich ist, wird weiterhin diskutiert. Eine Möglichkeit ist, dass die Pulsationen eine direkte Folge mehrerer Energiefreisetzungen aus einem System der periodischen magnetischen Wiederverbindung sind. Dies mag die "geplatzten", kurzzeitigen (Sekunden) Pulsationen erklären, die während der impulsiven Phase von Sonneneruptionen beobachtet wurden, aber nicht den längerfristigen QPP berücksichtigen. Längere Pulsationen werden im Allgemeinen als eine Manifestation magnetohydrodynamischer (MHD) Wellenprozesse angenommen, die in den Korona- und/oder Fackelstellen angeregt werden. Pulsationen mit Perioden von Minuten bis zu zehn Minuten wurden zuvor in der Röntgenemission von Fackelereignissen berichtet (z.B. Harrison, 1987; Li & Gan, 2008; Švestka et al., 1982). Es wurde vermutet, dass langsame Schwingungen von großen Schleifen die beobachteten Pulsationen antreiben könnten (Švestka, 1994). Alternativ interpretierten Foullon et al. (2005) Röntgen-QPP mit Perioden von 8-12 min als periodische Modulation der Wiederverbindung durch eine externe MHD-Schwingung in einer nahegelegenen Schleife. Ähnliche zeitliche Pulsationen wurden auch in EUV, den sogenannten SUMER-Oszillationen, untersucht und als stehende Längswellen in heißen koronalen Schleifen interpretiert (Wang, 2011).

Es wurde kürzlich festgestellt, dass diese langen Zeiträume ein häufiges Merkmal der weichen Röntgenemission sind, die im 1-8 Å Kanal des Geostationären Betrieblichen Umweltsatelliten (GOES) beobachtet wird (Tan et al., 2016). Es stellt sich nun die Frage, ob diese oszillatorischen Signaturen von weichen Röntgenpulsationen in terrestrischen Beobachtungen unserer Ionosphäre auftreten können. Nach unserem besten Wissen gibt es in der Literatur keine Berichte über quasi-periodische Sonneneruptionen und deren Reaktion in der unteren Ionosphäre. Hier zeigen wir mit der EUV-Bildgebung der Atmospheric Imaging Assembly (AIA) an Bord des Solar Dynamics Observatory (SDO) zusammen mit dem GOES-Röntgensensor und der VLF-Überwachung der unteren Ionosphäre bisher unbekannte Merkmale der Beziehung zwischen dynamischen oszillatorischen Signaturen in der Sonnenatmosphäre und der Ionosphäre der Erde.


2 Flaring Pulsationen und ionosphärische Reaktion

Am 24. Juli 2016 begann eine aktive Region am westlichen Sonnenrand zu flackern (NOAA aktive Region 12567; N05W91; siehe Abbildungen 1a-1c). Im Laufe von 4 Stunden, von 11:00 bis 15:00 Uhr UT, wurde eine Reihe von Röntgenpulsationen der GOES-Klasse B9.2-C6.8 im 1-8 Å-Band des GOES-Röntgensensors beobachtet. Die Flaring-Loops, die mit EUV-Beobachtungen im heißen 131 Å AIA-Passband (Peak Response ∼10 MK) aufgenommen wurden (Lemen et al., 2011), zeigen ebenfalls quasi-periodische Pulsationshelligkeitsschwankungen (siehe Hintergrundinformation Film S1). Die Entwicklung der Röntgenemission zusammen mit der zugehörigen über den aktiven Bereich integrierten Lichtkurve AIA 131 Å ist in Abbildung 1d dargestellt. Die Zeitprofile zeigen quasi-periodische Pulsationen mit einer Progression von neun großen Amplitudenspitzen mit wachsender Intensität. Die Periodogrammanalyse der Strömungsprofile findet eine charakteristische Zeitskala von ∼20 min zwischen den Spitzen der Pulsationen.

Synchronisierte Pulsationen aus koronalen Bördelschleifen, die sowohl bei der Röntgen- und EUV-Emission als auch bei der Reaktion der D-Region der Ionosphäre beobachtet wurden. (a-c) EUV-Bilder vom 131 Å-Kanal von SDO/AIA werden während der (d) drei durch Pfeile markierten Intervalle angezeigt. Quasi-periodische Pulsationen sind sowohl in der Röntgen- als auch in der EUV-Emission in Figur 1d zu erkennen, während die entsprechende D-Regionalantwort, die mit VLF bei 24 kHz beobachtet wurde, in Figur 1e dargestellt ist. (e) Der Nebenplot ist ein Zoom auf die Pulsationsnummer 2, um die Zeitverzögerung (Δt ∼ 90 s) zwischen dem Röntgenpeak und der VLF-Antwort hervorzuheben. 

Um die untere Ionosphärenreaktion auf Röntgen-QPP zu untersuchen, wurden VLF-Funksignale bei 24 kHz, die vom Kommunikationssender in Maine, USA, ausgesendet wurden (Station ID: NAA; 44,6°N, 67,2°W), am Rosse Solar-Terrestrial Observatory in Birr, Irland (53,1°N, 7,9°W) mit dem Stanford University Sudden Ionospheric Disturbance (SID) Monitor überwacht (Scherrer et al., 2008). Dieser Ausbreitungsweg hatte eine große Kreisdistanz von ∼5,320 km über den Atlantik, die einen kontinuierlichen, sonnenbeleuchteten Weg lieferte, um die Reaktion der Ionosphäre auf die Durchquerung des Ozeans durch die Sonne aus der Ferne zu messen (Abbildung 2). Der Einfluss der Röntgenpulsationen auf die untere Ionosphäre lässt sich in der empfangenen VLF-Amplitude (dB) deutlich erkennen (Abbildung 1e). Die Amplitudenverbesserung des VLF-Signals resultiert aus einer erhöhten Elektronendichte im D-Bereich, die den oberen Spiegelpunkt des Erdionosphären-Wellenleiters senkt und schärft, so dass das VLF-Signal an einer schärferen Grenze mit geringerer Dämpfung reflektieren kann (Grubor et al., 2005; Thomson & Clilverd, 2001). 

Hochfrequente Radiowellenabsorption als Folge einer erhöhten Ionisation im D-Bereich der Ionosphäre. Das D-RAP-Modell, das von GOES-Röntgen- und Protonenflüssen angetrieben wird, zeigt, dass die Tagesseite der Ionosphäre über dem Atlantik während der solaren Röntgenpulsationen eine erhöhte Ionisierung erlitt. (a-c) Die drei Tafeln entsprechen den in den Figuren 1a-1c dargestellten Zeiten. Siehe auch unterstützende Informationen Film S2.

Insbesondere die Amplitude des empfangenen VLF-Signals weist pulsierende Signaturen auf, die die Pulsationen in der Röntgenstrahlung systematisch verfolgen. Ein Pearson-Korrelationskoeffizient von 0,92 wurde zwischen dem GOES 1-8 Å Zeitprofil und der VLF-Antwort gefunden. Unter Berücksichtigung der tageszeitlichen Variation des solaren Zenitwinkels aufgrund der Lyman α Emission von der Sonne berechnen wir auch die differentielle VLF-Antwort und vergleichen sie mit den Röntgenpulsationen. Dies geschieht durch Subtraktion des Mittelwertes der sonnenarmen Tage in der Nähe des Ereignisses. Der Korrelationskoeffizient des differentiellen VLF und der Röntgenfackel beträgt dann 0,94. Die Tatsache, dass weiche quasi-periodische Röntgenpulsierungen synchronisierte Pulsationen in der Elektronendichte im D-Bereich erzeugen (wie durch die VLF-Antwort überwacht), deutet auf eine enge Kopplung der solar-terrestrischen Beziehung hin, da Röntgen-QPP als externer quasi-periodischer Treiber für die Elektronendichte im D-Bereich wirkt. Jeder Peak in der Röntgen- und VLF-Antwort wird zum Vergleich mit 0-9 nummeriert. Die Signalantwort des VLF auf den Röntgenfluss ist mit jeder Pulsation signifikant höher. Dies ist auf die zunehmende Röntgenintensität mit jedem Impuls zurückzuführen. Die Elektronenproduktionsrate (q) ist direkt proportional zum Fluss (Fs W m-2) der ionisierenden Strahlung (Budden, 1988; Ratcliffe, 1972); daher sehen wir größere Amplitudengänge für einen größeren Röntgenfluss.

Ein gemeinsames Merkmal der beobachteten Pulsationen ist die Zeitverzögerung (Δt) zwischen dem Peak der VLF-Amplitude und dem Peak des Röntgenflusses. Diese Zeitverzögerung wird im Subpanel in Abbildung 1e hervorgehoben, wo ein gezoomtes Diagramm sowohl der Röntgenlichtkurve als auch der VLF-Antwort für Peak 2 angezeigt wird. Die Kreuzkorrelationsanalyse zwischen den Profilen findet eine Verzögerung von ∼90 s. Die hier vorliegende Zeitverzögerung ist ein charakteristisches Merkmal der Reaktion der Ionosphäre auf ionisierende Strahlung. Frühere Autoren haben es als "Beziehungszeit" (Mitra, 1974) oder "Trägheit" (Appleton, 1953) der Ionosphäre als Reaktion auf den ionisierenden Fluss bezeichnet. In der unteren Ionosphäre wird die Elektronenproduktionsrate (q = FsσNe m-3 s-1) von der Photoionisation dominiert, während Elektronenverluste

resultieren aus der Rekombination (Mitra, 1974; Nina et al., 2012; Žigman et al., 2007). Der physikalische Effekt des Elektronenverlustprozesses besteht darin, die Reaktion der Änderungen der Elektronendichte Ne (m-3) auf Änderungen in Fs zu verzögern. Hier ist αeff (m3 s-1) der effektive Rekombinationskoeffizient. Daher gibt es eine zeitliche Verzögerung zwischen dem ionisierenden Röntgenpeak und der VLF-Antwort und bezeichnet die Zeit, die die Photoionisations-Rekombinationsprozesse im D-Bereich benötigen, um das Gleichgewicht nach erhöhter Bestrahlungsstärke wiederherzustellen (Appleton, 1953; Basak & Chakrabarti, 2013; Žigman et al., 2007).

3 D Region Absorption Model

Das D-Region Absorptionsmodell (D-RAP) des NOAA Space Weather Prediction Center (Akmaev et al., 2010) lieferte zusätzliche Erkenntnisse über die Auswirkungen der Röntgenpulsationen auf die terrestrische Ionosphäre. Obwohl die überschüssige Ionisation im D-Bereich die Reflexionsfähigkeit bei niederfrequenten Radiowellen verbessert, hat sie schädliche Auswirkungen auf die hochfrequente subionosphärische Funkkommunikation. Hochfrequente (HF; 3-30 MHz) Wellen ermöglichen eine Kommunikation über große Entfernungen, da sie in der oberen Ionosphäre (Peak der F2-Region) reflektieren und den D-Bereich während der Ausbreitung durchlaufen. Wenn ein starkes Röntgenlicht auftritt, werden HF-Signale durch Absorption abgeschwächt, wenn sie die erhöhte lokale Elektronendichte des D-Bereichs passieren. Im Extremfall können diese Signale ausblenden, da sie vor und nach der Reflexion absorbiert werden. D-RAP modelliert diesen Effekt auf die HF-Wellendämpfung, der auf Röntgenverbesserungen im D-Bereich zurückzuführen ist, und wurde hier verwendet, um die Auswirkungen der HF-Ausbreitung über den von VLF zurückgelegten Weg (von Maine, USA, bis Birr, Irland) zu veranschaulichen. Die globale D-RAP-Karte ist in Abbildung 2 in drei Intervallen dargestellt, die den Zeiten unterschiedlicher Ionisationsverbesserungen entsprechen (gleichzeitig mit den Figuren 1a-1c). Die Karte zeigt den Großkreislauf vom NAA-Sender zu unserem Empfänger bei Birr, zusammen mit der höchsten Frequenz, die durch die Absorption von 1 dB beeinflusst wird. Während des Abfackelungsereignisses finden im D-Bereich entlang dieses Weges Ionisationsstörungen statt, was verdeutlicht, dass die NAA-Birr-Ausbreitung ein geeigneter Weg für die VLF-Ferndiagnose in Bezug auf dieses Abfackelungsereignis ist (siehe auch unterstützende Informationen Film S2).

4 Modellierung der Elektronendichte im D-Bereich

Um das Verhalten der Elektronenpopulation der unteren Ionosphäre während des QPP-Ereignisses zu untersuchen, verwenden wir eine Vollwellenleiterlösung, um die Ausbreitung des VLF-Signals unter gestörten Bedingungen zu modellieren. Unsere Analyse basiert auf dem Wait-Modell (Wait & Spies, 1964), das mit zeitabhängigen Parametern einer Referenzhöhe H' (in km) und einer Elektronendichte-E-Faltung oder "Schärfe" β (in km-1) das Höhenprofil der Elektronendichte in der unteren Ionosphäre beschreibt. Dieses Zwei-Parameter-System liefert ein Modell einer vertikal geschichteten Ionosphäre mit einem Elektronendichteprofil Ne, das mit der Höhe h exponentiell zunimmt:

Hier ist β0 0,15 km-1. Die Änderungen dieses Elektronendichte-Höhenprofils unter gestörten Bedingungen wurden mit Hilfe des Long-Waveguide Propagation Capability (LWPC) (Ferguson, 1998) Codes geschätzt. Die Angabe von Elektronenprofilparametern (H', β), zusammen mit Eingangspfadvariablen, ermöglicht es LWPC, die VLF-Ausbreitung basierend auf der Theorie des Vollhohlleitermodus zu simulieren. Es gibt die erwartete Amplitude und Phase an einem bestimmten Empfangspunkt zurück. Durch Variation der beiden unabhängigen Parameter H' und β wurde eine Reihe von VLF-Signalamplituden simuliert, und die daraus resultierende Übereinstimmung zwischen modellierten und beobachteten Signalen ergab das wahrscheinlichste Höhenprofil der gestörten Ionosphäre.

Bei ruhigen Tagesbedingungen liegen die Referenzwerte für H' und β bei 74±1 km bzw. 0,31 ± 0,01 km-1. Die zeitlichen Schwankungen dieser Parameter sind in Abbildung 3a dargestellt, wobei urn:x-wiley:jgra:media:jgra53866:jgra53866-math-0003 und β jeweils schwarz und grau markiert sind. Wie dargestellt, folgt der Satz dieser Parameter ebenfalls den pulsierenden Signaturen. Während des höchsten weichen Röntgenpeaks (unter ∼ 14:05 UT) stellen wir fest, dass H' von 74 ± 1 km auf 63 ± 1 km sinkt und β von 0,31 ± 0,01 km-1 auf 0,42 ± 0,01 km-1 steigt. Die Höhe und zeitliche Abhängigkeit der resultierenden modellierten Elektronendichte, berechnet aus Gleichung 1, ist in den Figuren 3b und 3c dargestellt. Während des Fackelereignisses, insbesondere von den Spitzen 2 bis 8, ist die Variation der Elektronendichte eng mit dem weichen Röntgen-Ionisationsfluss verbunden, der ebenfalls eine pulsierende Signatur aufweist. Wir können sehen, dass der Einfluss der abfackelnden Strahlung in größeren Höhen und in Zeiten größerer Röntgenintensität stärker ausgeprägt ist. So zeigen beispielsweise die Peaks 0 und 1 ein zeitliches Verhalten in der Ionosphäre, vor allem in höheren Lagen; die Größe der Variationen ist jedoch viel geringer. Bei 74 km steigt die Elektronendichte von ∼2 × 108 m-3 unter normalen Tagesbedingungen auf ∼1.6 × 1010 m-3 während des größten Bördelpulses.

Berechnete Warteparameterwerte und Variationen der Elektronendichte in der unteren Ionosphäre als Folge des pulsierenden Röntgenflusses. (a) Der Satz der Werte urn:x-wiley:jgra:media:jgra53866:jgra53866-math-0004 und β als Funktion der aus der LWPC-Simulation berechneten Zeit wird angezeigt. (b) Die Variationen der Elektronendichte (in m-3) werden als Funktion der Höhe und der Zeit dargestellt, die aus der Elektronendichtegleichung 1 berechnet werden. (c) Zeitliche Änderungen der Elektronendichte in Höhen von 65, 75 und 85 km werden dargestellt.

Die Elektronenverlustprozesse können mit Hilfe des effektiven Rekombinationskoeffizienten αeff quantifiziert werden. Dieser Koeffizient kann auf die Zeitverzögerung (Δt) zwischen der VLF-Antwort und dem Röntgenfluss bezogen werden. Mit der Elektronendurchgangsgleichung kann αeff auf einem lokalen Maximum der ionisierenden Strahlung (d.h. wenn dq/dt = 0) durch die Beziehung αeff=1/(2NeΔt) berechnet werden (Appleton, 1953; Mitra, 1974; Žigman et al., 2007). Hier ist Ne die Elektronendichte und Δt die Zeitverzögerung zwischen VLF und Röntgenpeaks. Angesichts der mehrfachen Pulsationen in unserem Beispiel können wir αeff als Funktion des Flusses während desselben Fackelereignisses berechnen. Unter Verwendung der Elektronendichtewerte aus Figur 3 bei jedem Peak für eine Auswahl von Höhen, zusammen mit einer Zeitverzögerung von ∼90 s, berechnen wir den effektiven Rekombinationskoeffizienten zu den Zeiten von weichen Röntgenpeaks. Die Variation von αeff in Abhängigkeit vom Röntgenfluss und der Höhe ist in Abbildung 4 dargestellt. Der Koeffizient wird für jede Spitze 0-9 berechnet, wie in der Abbildung dargestellt. Im Gegensatz zur Elektronendichte hat der effektive Rekombinationskoeffizient kleinere Werte für einen größeren Röntgenfluss und in größeren Höhen. Die Werte im Bereich von 10-10-10-10-13 m3s-1 stehen in Übereinstimmung mit anderen Werken (Gledhill, 1986; Žigman et al., 2007). Der Vorteil unserer Analyse ist, dass wir mehrere Werte für den effektiven Rekombinationskoeffizienten während desselben Abfackelungsereignisses schätzen können.

Rekombinationskoeffizient αeff in Abhängigkeit von Röntgenfluss und Höhe. Der Koeffizient wird bei jeder Röntgenhöchstzeit mit der Nummer 0-9 berechnet. Die schattierten Bereiche sind das 95% Konfidenzintervall der kleinsten Quadrate.

5 Schlussfolgerungen

Die hier beschriebenen Beobachtungen zeigen, dass die untere Ionosphäre empfindlich auf dynamische Sonnenaktivität reagiert, wie z.B. quasi-periodische Pulsationen in der Röntgenstrahlungsabstrahlung. Dies ist die erste Beobachtung von synchronisierten Pulsationen, die eine empfindliche Kopplung von oszillatorischen Signaturen in der weichen Röntgenstrahlung von Sonneneruptionen und der ionisierten Umgebung der Erde in kurzen Zeitabständen aufzeigt. Der Nachweis von Sonneneruptionen in der Ionosphäre der Erde hat interessante Auswirkungen auf die Untersuchung der Geoeffektivität von Sonneneruptionen. Die schnellen Schwankungen der ionosphärischen Plasmadichte (Abbildung 3), die durch die pulsierende Röntgenemission erzeugt werden, könnten zu einer weiteren Auslösung von Prozessen in der Erdatmosphäre führen. Die Dichtevariation kann einen periodischen Treiber für dynamische atmosphärische Phänomene wie akustische Schwerewellen darstellen (Nina & Čadež, 2013). Diese Effekte würden sich deutlich verstärken, wenn eine Resonanz zwischen der Periodizität des ankommenden Flusses und den Eigenfrequenzen der Ionosphäre auftritt (Nakariakov et al., 2016).

Die Vergleichbarkeit von Sonneneruptionen und der ionosphärischen Reaktion (ohne pulsierende Signaturen) wurde in der Literatur umfassend untersucht (z.B. Mitra, 1974; Thomson et al., 2005; Selvakumaran et al., 2015). VLF bietet ein leistungsstarkes Werkzeug, um die untere Ionosphäre als Reaktion auf ionisierende Substanzen, wie z.B. solare Röntgenfackeln, zu untersuchen. Die Ionosphäre der Erde wirkt im Wesentlichen wie ein riesiger Röntgendetektor und reagiert charakteristisch auf einen erhöhten Röntgenfluss. Anschließend hat die D-Region auf die quasi-periodischen Pulsationen reagiert, die im einfallenden Röntgenfluss dieser Sonneneruption vorhanden sind. Globale VLF-Netzwerke wie GIFDS (Wenzel et al., 2016) werden es uns ermöglichen, die Reaktion der D-Region auf Sonneneruptionen kontinuierlich zu überwachen, und in der Tat werden wir den Zusammenhang von dynamischem QPP in Sonneneruptionen und ihrer ionosphärischen Reaktion weiter untersuchen können.

Wie die Erde sind auch andere planetarische Atmosphären von Sonneneruptionen stark betroffen. So zeigten Mendillo et al. (2006), dass in der unteren Ionosphäre des Mars eine Verbesserung der Elektronendichte um bis zu 200% als Reaktion auf einen erhöhten Röntgenfluss während einer Fackel auftreten kann. Ähnliche Berichte wurden auch in den Studien über die Auswirkungen von Flares auf die Atmosphäre der Venus gezeigt (Kar et al., 1986). Es stellt sich nun die Frage, ob oszillierende Signaturen in anderen planetarischen Atmosphären beobachtet werden können und wie gekoppelt die planetarischen Atmosphären an die Sonnenaktivität sind. Schließlich, angesichts der jüngsten Beweise für QPP in stellaren Fackelemissionen (Cho et al., 2016; Mitra-Kraev et al., 2005; Pugh et al., 2016), impliziert diese Beobachtung das Vorhandensein von oszillatorischen Reaktionen in exoplanetären Atmosphären.