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如果辐射源（等离子体、中性气体云等）处于热动平衡或局部热动平衡状态，即系统内质点（分子、原子、离子、电子等）的能量分布可以用一定温度下的玻耳兹曼分布律表示，则其辐射称为热辐射；
反之，如果辐射源中质点远离热动平衡分布，则其辐射称为非热辐射。近年发现的许多新型天体，如类星体、中子星、星际分子射电源、X射线源、γ射线源等,它们的辐射谱形、偏振状态、光变特性等与热辐射有明显区别，因此，非热辐射机制的研究日益受到重视。例如，类星体和射电星系所以能发射有偏振特性的幂律型射电谱，普遍认为是由远离热动平衡分布的相对论性电子在外磁场中的同步加速辐射所造成的。又如强的分子射电谱线，一般认为是来自天体微波激射源放大作用。实现这种辐射机制的条件是“粒子数反转”，要求分子的能级分布远离平衡分布，即处于高能级上的分子数多于低能级上的分子数。对于太阳的Ⅱ型及Ⅲ型射电爆发(见太阳射电爆发)，可用相对论性电子在等离子体中穿行时的切连科夫辐射说明。由这一效应产生的等离子体波，将会部分转化为射电辐射。至于相对论性电子的逆康普顿散射，则是产生γ射线的一种重要的非热辐射机制。
反之，如果辐射源中质点远离热动平衡分布，则其辐射称为非热辐射。近年发现的许多新型天体，如类星体、中子星、星际分子射电源、X射线源、γ射线源等,它们的辐射谱形、偏振状态、光变特性等与热辐射有明显区别，因此，非热辐射机制的研究日益受到重视。例如，类星体和射电星系所以能发射有偏振特性的幂律型射电谱，普遍认为是由远离热动平衡分布的相对论性电子在外磁场中的同步加速辐射所造成的。又如强的分子射电谱线，一般认为是来自天体微波激射源放大作用。实现这种辐射机制的条件是“粒子数反转”，要求分子的能级分布远离平衡分布，即处于高能级上的分子数多于低能级上的分子数。对于太阳的Ⅱ型及Ⅲ型射电爆发(见太阳射电爆发)，可用相对论性电子在等离子体中穿行时的切连科夫辐射说明。由这一效应产生的等离子体波，将会部分转化为射电辐射。至于相对论性电子的逆康普顿散射，则是产生γ射线的一种重要的非热辐射机制。
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名词解释：
局部热动平衡
恒星大气深层温度高，浅层温度低，整个大气显然不处于严格的热动平衡状态。因此，热动平衡规律不适用于恒星大气整体。为了描述恒星大气的热状态，K.史瓦西和米尔恩分别于1906年和1921年各自提出了局部热动平衡假设（缩写为LTE）。根据这一假设,恒星大气内任一局部小区域，都可以引入一个局部温度来表征它的热状态。在这小区域内，电子的速度分布、原子的激发和电离状态、物质和辐射的相互作用等，都可以用与局部温度等物理参数相对应的热动平衡关系——麦克斯韦速度分布律、玻耳兹曼公式、萨哈公式和基尔霍夫定律等来描述。对于偏离热动平衡不大的恒星大气，按照局部热动平衡假设所求得的理论结果与观测结果基本相符。这表示局部热动平衡可以近似地描述恒星大气的物理状态。
局部热动平衡
恒星大气深层温度高，浅层温度低，整个大气显然不处于严格的热动平衡状态。因此，热动平衡规律不适用于恒星大气整体。为了描述恒星大气的热状态，K.史瓦西和米尔恩分别于1906年和1921年各自提出了局部热动平衡假设（缩写为LTE）。根据这一假设,恒星大气内任一局部小区域，都可以引入一个局部温度来表征它的热状态。在这小区域内，电子的速度分布、原子的激发和电离状态、物质和辐射的相互作用等，都可以用与局部温度等物理参数相对应的热动平衡关系——麦克斯韦速度分布律、玻耳兹曼公式、萨哈公式和基尔霍夫定律等来描述。对于偏离热动平衡不大的恒星大气，按照局部热动平衡假设所求得的理论结果与观测结果基本相符。这表示局部热动平衡可以近似地描述恒星大气的物理状态。
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同步加速辐射
相对论性电子（速度接近光速 c的高能电子）在外磁场中沿圆轨道或螺旋轨道运动时所产生的一种辐射。这种辐射最早是在电子同步加速器中发现的，因而得名。这种辐射的特点是：①辐射功率强：假定电子速度是各向同性分布的，则能量为γmec2的电子在磁感应强度为B的磁场中运动时的平均辐射功率为P=1.1×10-15γ2B2β2（尔格/秒）。式中
相对论性电子（速度接近光速 c的高能电子）在外磁场中沿圆轨道或螺旋轨道运动时所产生的一种辐射。这种辐射最早是在电子同步加速器中发现的，因而得名。这种辐射的特点是：①辐射功率强：假定电子速度是各向同性分布的，则能量为γmec2的电子在磁感应强度为B的磁场中运动时的平均辐射功率为P=1.1×10-15γ2B2β2（尔格/秒）。式中
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在天体物理中，同步加速辐射是一种重要的辐射机制。目前普遍认为，很多具有幂律谱形式的、有偏振特性的非热宇宙射电辐射正是这种同步加速辐射，例如射电星系、一般星系和超新星遗迹的射电辐射等。在太阳的射电辐射中也观测到同步加速辐射。此外，在蟹状星云、某些射电星系和类星体中，还观测到可见光和 X射线的同步加速辐射。
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名词解释：
天体微波激射源
又称天体脉塞源，一种具有特殊的辐射特性的星际分子源。1963年，在用射电天文方法发现星际分子羟基以后不久，人们在搜寻和研究新的羟基分子源的过程中发现有一类靠近电离氢区的羟基源。它具有下列各种反常的辐射特性：辐射强度很高，偏振极强，谱线宽度比预期值窄得多，四条羟基的基态谱线之间的强度比远远偏离热平衡条件下应有的比值，在几个月甚至几个星期的时间内辐射强度就会发生剧烈的变化。用分辨率很高的射电干涉仪观测表明，这种源的尺度往往很小。例如，有一个靠近IC1805的羟基源，测得的OH发射体的直径小于太阳系。这些反常的特性说明，若用热平衡条件下的自发发射来解释这种射电辐射就会遇到各种难以解释的矛盾。譬如,按热辐射机制,这种源的温度必须达到1012K以上。目前，一般认为这类源的微波辐射可能来自受激发射放大作用。受激发射机制要求，与辐射跃迁相联系的一对能级中，处于高能级上的分子数目多于低能级上的分子数目，即分子源不处于热动平衡状态。至于形成分子源中这种分子数反转的原因尚不十分清楚。有人设想红外线或碰撞的激发可能导致反转。受激发射理论还认为源的表观大小可能小于它的真实大小。但总的说来，天体微波激射源的理论研究至今只取得有限的成果。
除羟基以外，目前至少还有全部的星际水分子源和一部分氧化硅源和甲醇源,被认为是天体微波激射源,虽然它们不一定具备上述一切特性。某些甲醛分子云微波吸收谱线所具有的特性，使人认为它是由一种“反微波激射”效应造成的（见星际分子谱线）。天体微波激射源往往与致密的电离氢区、红外星、星周物质、超新星遗迹有联系。七十年代在离银河系较近的几个河外星系的某些区域中，也观测到激射型的分子源。天体微波激射源可能来自气体星云形成为原恒星的区域以及在恒星演化到晚期阶段的长周期变星的星周包层中。对天体微波激射源的研究将有助于弄清恒星演化过程。
天体微波激射源
又称天体脉塞源，一种具有特殊的辐射特性的星际分子源。1963年，在用射电天文方法发现星际分子羟基以后不久，人们在搜寻和研究新的羟基分子源的过程中发现有一类靠近电离氢区的羟基源。它具有下列各种反常的辐射特性：辐射强度很高，偏振极强，谱线宽度比预期值窄得多，四条羟基的基态谱线之间的强度比远远偏离热平衡条件下应有的比值，在几个月甚至几个星期的时间内辐射强度就会发生剧烈的变化。用分辨率很高的射电干涉仪观测表明，这种源的尺度往往很小。例如，有一个靠近IC1805的羟基源，测得的OH发射体的直径小于太阳系。这些反常的特性说明，若用热平衡条件下的自发发射来解释这种射电辐射就会遇到各种难以解释的矛盾。譬如,按热辐射机制,这种源的温度必须达到1012K以上。目前，一般认为这类源的微波辐射可能来自受激发射放大作用。受激发射机制要求，与辐射跃迁相联系的一对能级中，处于高能级上的分子数目多于低能级上的分子数目，即分子源不处于热动平衡状态。至于形成分子源中这种分子数反转的原因尚不十分清楚。有人设想红外线或碰撞的激发可能导致反转。受激发射理论还认为源的表观大小可能小于它的真实大小。但总的说来，天体微波激射源的理论研究至今只取得有限的成果。
除羟基以外，目前至少还有全部的星际水分子源和一部分氧化硅源和甲醇源,被认为是天体微波激射源,虽然它们不一定具备上述一切特性。某些甲醛分子云微波吸收谱线所具有的特性，使人认为它是由一种“反微波激射”效应造成的（见星际分子谱线）。天体微波激射源往往与致密的电离氢区、红外星、星周物质、超新星遗迹有联系。七十年代在离银河系较近的几个河外星系的某些区域中，也观测到激射型的分子源。天体微波激射源可能来自气体星云形成为原恒星的区域以及在恒星演化到晚期阶段的长周期变星的星周包层中。对天体微波激射源的研究将有助于弄清恒星演化过程。
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名词解释：
切连科夫辐射
高速荷电粒子在介质中穿行时，如果粒子速度大于介质中的光速,就会产生一种特殊辐射,它具有明显的方向性和强偏振等特点。1934年，苏联物理学家切连科夫首先在液体介质中发现这种辐射，因而得名。这是一种电磁“冲击波”现象。作匀速直线运动的带电粒子，当其速度大于介质中的光速时，它所辐射的电磁波将集中在粒子后方一个圆锥形区域中。粒子正好位于圆锥的顶点。如图所示，箭头所指即为辐射传播的方向,它与粒子运动方向之间的夹角θc.称为切连科夫角。由图可知：
切连科夫辐射
高速荷电粒子在介质中穿行时，如果粒子速度大于介质中的光速,就会产生一种特殊辐射,它具有明显的方向性和强偏振等特点。1934年，苏联物理学家切连科夫首先在液体介质中发现这种辐射，因而得名。这是一种电磁“冲击波”现象。作匀速直线运动的带电粒子，当其速度大于介质中的光速时，它所辐射的电磁波将集中在粒子后方一个圆锥形区域中。粒子正好位于圆锥的顶点。如图所示，箭头所指即为辐射传播的方向,它与粒子运动方向之间的夹角θc.称为切连科夫角。由图可知：
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式中u为辐射在介质中传播的速率，v为荷电粒子速率,c为真空中光速,n为介质折射率。若v=βc,则cosθc=1/nβ。显然β有个阈值，仅当β >1/n时，才有切连科夫辐射产生。切连科夫效应在高能天体物理等领域中得到日益广泛的应用。
附图
附图
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注意：
按照狭义相对论，具有静质量的物体不可以超过真空中光速c。然而介质中光的传播速度(指群速度)是小於c的，具静质量物体在介质中运动，其速度可以超越介质中的光速。假使物体带电，通过的介质大致上呈绝缘者，则会发出蓝色光为主的电磁辐射—切仑可夫辐射(Cherenkov radiation，或拼作Cerenkov radiation，或拼作Čerenkov radiation)。在核反应器，特徵性的蓝色微光(blue glow)即为切仑可夫辐射。
按照狭义相对论，具有静质量的物体不可以超过真空中光速c。然而介质中光的传播速度(指群速度)是小於c的，具静质量物体在介质中运动，其速度可以超越介质中的光速。假使物体带电，通过的介质大致上呈绝缘者，则会发出蓝色光为主的电磁辐射—切仑可夫辐射(Cherenkov radiation，或拼作Cerenkov radiation，或拼作Čerenkov radiation)。在核反应器，特徵性的蓝色微光(blue glow)即为切仑可夫辐射。
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名词解释：
逆康普顿散射
高能电子与低能光子相碰撞而使低能光子获得能量的一种散射过程。康普顿在 1922～1923年研究X射线被电子散射时发现X射线波长会增长,这种现象称为康普顿散射。这是高能光子 （X射线、γ 射线）与静止或近似静止电子相碰撞导致高能光子损失能量的一种散射现象。逆康普顿散射和康普顿散射一样，都是光子与自由电子之间的一种弹性散射过程，只是能量传递方向正好相反。前者能量从电子传递给光子，后者从光子传递给电子。
在宇宙空间和天体中，普遍存在各种各样的低能光子，诸如射电光子、星光光子、微波背景光子；在高能天体附近和宇宙射线中,又经常存在高能电子。因此,逆康普顿散射在天体物理问题中具有重要意义。由于逆康普顿散射的作用,低能光子获得能量而变成高能光子,这是宇宙X射线的来源之一。在一般条件 [Eε《(mec2)2]下,光子能量约可提高γ2倍,这里me为电子静止质量；c为真空中的光速;E和ε 分别为散射前高能电子和低能光子的能量，而γ=E/mec2。逆康普顿散射作用的另一结果是，高能电子损耗能量而变成低能电子，丧失其作为高能电子的功能，因而逆康普顿散射可看作是一种与其他高能电子过程（尤其是同步加速辐射过程）的竞争机制。这种竞争可用同步加速辐射能耗率与逆康普顿散射能耗率之比
逆康普顿散射
高能电子与低能光子相碰撞而使低能光子获得能量的一种散射过程。康普顿在 1922～1923年研究X射线被电子散射时发现X射线波长会增长,这种现象称为康普顿散射。这是高能光子 （X射线、γ 射线）与静止或近似静止电子相碰撞导致高能光子损失能量的一种散射现象。逆康普顿散射和康普顿散射一样，都是光子与自由电子之间的一种弹性散射过程，只是能量传递方向正好相反。前者能量从电子传递给光子，后者从光子传递给电子。
在宇宙空间和天体中，普遍存在各种各样的低能光子，诸如射电光子、星光光子、微波背景光子；在高能天体附近和宇宙射线中,又经常存在高能电子。因此,逆康普顿散射在天体物理问题中具有重要意义。由于逆康普顿散射的作用,低能光子获得能量而变成高能光子,这是宇宙X射线的来源之一。在一般条件 [Eε《(mec2)2]下,光子能量约可提高γ2倍,这里me为电子静止质量；c为真空中的光速;E和ε 分别为散射前高能电子和低能光子的能量，而γ=E/mec2。逆康普顿散射作用的另一结果是，高能电子损耗能量而变成低能电子，丧失其作为高能电子的功能，因而逆康普顿散射可看作是一种与其他高能电子过程（尤其是同步加速辐射过程）的竞争机制。这种竞争可用同步加速辐射能耗率与逆康普顿散射能耗率之比
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名词解释：
太阳射电爆发
太阳射电的一种急剧变化的过程，发生在与活动区有关的日面局部区域。与宁静太阳整个表面辐射相比,爆发时的辐射流量可以从百分之几到几十万倍以上，辐射增强的特征时间从 1秒（如微波脉冲爆发和米波Ⅲ型爆发）到数日之久（如米波噪暴）。
太阳射电爆发是1942年发现的。按爆发的频段分为微波爆发、分米波爆发、米波爆发（包括十米波爆发）。根据射电辐射在太阳大气中的传播特性，可以确定各频段射电爆发来自太阳大气的不同高度：微波爆发来自色球－日冕过渡层，与耀斑发生区域相衔接；米波爆发则来自日冕层。辐射特征复杂多样。用澳大利亚射电日像仪（具有二维高分辨率）快速观测得到的米波爆发图像，形象地表现出太阳活动由内层经过日冕向行星际空间传播的生动图画。太阳射电爆发对太阳活动现象的研究具有重要意义。
微波爆发 微波波段（波长 0.3～10厘米）的太阳射电爆发，根据辐射强度随时间变化的特点可分为渐升渐降爆发、脉冲爆发和微波大爆发。渐升渐降爆发变幅较小,通常为几十个太阳流量单位——1太阳流量单位为10-22瓦/(米2·赫)，即104央,变化缓慢为几十分钟，多数人认为这种爆发是日冕活动区中局部升温引起的。但坎杜用美国国立射电天文台的三面干涉仪发现其中也有显著的高温非热成分(见热辐射和非热辐射)，因此，辐射机制尚待探索。脉冲爆发持续时间短（一至数分钟），变幅大，往往发生于耀斑的闪光阶段。微波大爆发在形态上可以看作由若干个脉冲爆发和渐升渐降爆发所组成，总持续时间可达数小时，变幅可达宁静太阳射电的数十倍以上。脉冲爆发和渐升渐降爆发都具有较宽的频谱，而微波大爆发频谱更宽。频谱特点都是：在某一频率辐射流量密度最大，两端逐渐减小。高频往往可用幂律谱描述，即强度Sv∝ν-α（ν为电波频率）。
通常认为这两种爆发是耀斑中加速的非相对论性电子在磁场中的回旋加速辐射。根据回旋加速辐射理论，频谱指数α与电子能谱指数存在简单关系。因此,根据峰值频率和高频端谱指数可以推断出有关磁场和粒子加速的有用资料。低频截止与各种吸收机制有关，也可推断出发射区的一些有用参数和性质。它们与空间天文的硬X射线观测、粒子观测一起,是研究耀斑中粒子加速与辐射过程的重要工具，近年来受到广泛的注意。目前已有一些高分辨率射电望远镜用于微波爆发现象的研究。初步结果表明,爆发源具有小于0奞5的精细结构及精细的偏振特征。
太阳射电爆发
太阳射电的一种急剧变化的过程，发生在与活动区有关的日面局部区域。与宁静太阳整个表面辐射相比,爆发时的辐射流量可以从百分之几到几十万倍以上，辐射增强的特征时间从 1秒（如微波脉冲爆发和米波Ⅲ型爆发）到数日之久（如米波噪暴）。
太阳射电爆发是1942年发现的。按爆发的频段分为微波爆发、分米波爆发、米波爆发（包括十米波爆发）。根据射电辐射在太阳大气中的传播特性，可以确定各频段射电爆发来自太阳大气的不同高度：微波爆发来自色球－日冕过渡层，与耀斑发生区域相衔接；米波爆发则来自日冕层。辐射特征复杂多样。用澳大利亚射电日像仪（具有二维高分辨率）快速观测得到的米波爆发图像，形象地表现出太阳活动由内层经过日冕向行星际空间传播的生动图画。太阳射电爆发对太阳活动现象的研究具有重要意义。
微波爆发 微波波段（波长 0.3～10厘米）的太阳射电爆发，根据辐射强度随时间变化的特点可分为渐升渐降爆发、脉冲爆发和微波大爆发。渐升渐降爆发变幅较小,通常为几十个太阳流量单位——1太阳流量单位为10-22瓦/(米2·赫)，即104央,变化缓慢为几十分钟，多数人认为这种爆发是日冕活动区中局部升温引起的。但坎杜用美国国立射电天文台的三面干涉仪发现其中也有显著的高温非热成分(见热辐射和非热辐射)，因此，辐射机制尚待探索。脉冲爆发持续时间短（一至数分钟），变幅大，往往发生于耀斑的闪光阶段。微波大爆发在形态上可以看作由若干个脉冲爆发和渐升渐降爆发所组成，总持续时间可达数小时，变幅可达宁静太阳射电的数十倍以上。脉冲爆发和渐升渐降爆发都具有较宽的频谱，而微波大爆发频谱更宽。频谱特点都是：在某一频率辐射流量密度最大，两端逐渐减小。高频往往可用幂律谱描述，即强度Sv∝ν-α（ν为电波频率）。
通常认为这两种爆发是耀斑中加速的非相对论性电子在磁场中的回旋加速辐射。根据回旋加速辐射理论，频谱指数α与电子能谱指数存在简单关系。因此,根据峰值频率和高频端谱指数可以推断出有关磁场和粒子加速的有用资料。低频截止与各种吸收机制有关，也可推断出发射区的一些有用参数和性质。它们与空间天文的硬X射线观测、粒子观测一起,是研究耀斑中粒子加速与辐射过程的重要工具，近年来受到广泛的注意。目前已有一些高分辨率射电望远镜用于微波爆发现象的研究。初步结果表明,爆发源具有小于0奞5的精细结构及精细的偏振特征。
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分米波爆发 太阳分米波爆发比较复杂，按照频谱性质分为如下两类：一类为分米波连续辐射，其频带较宽,形态与微波爆发相似,故认为它是微波爆发在长波端的延伸，它的亮温度约为106～109K,其辐射源一般处于缓变射电源的位置上。另一类为分米波快漂移爆发，其持续期很短，常成群出现，它的特征是辐射频率随时间发生很快的变化，从高频漂移到低频，也有小部分由低频向高频漂移，漂移速率很大，通常超过每秒 100兆赫。
米波爆发 太阳米波射电爆发相当复杂，通常根据米波动态频谱仪记录到的不同特征，把米波爆发划分为五种主要类型。附图是一个典型的Ⅲ型爆发动态频谱记录，即时间-频率-强度图，图中的浓淡表示强度的大小。在给定时刻，爆发所占的频率范围就是爆发的频宽。如果爆发频率随时间变化，则称为频率漂移。如果爆发频率从高频向低频方向移动，称为正向漂移，反之，称为逆向漂移。有时在同一次爆发中，记录上会出现两个或更多的分立的频带，而且相互之间有着近似整数的比例(1:2，1:3等)关系，这种现象称为谐波结构。频宽、频率漂移、谐波以及运动频谱中其他一些细节，是目前米波爆发分类的依据。米波爆发有几种类型：
噪暴（包括增强辐射和Ⅰ型爆发） 是米波段太阳活动的一种很突出的表现。它的持续时间最长，发生的频次很高，和太阳大黑子群关系密切。单频观测得到的噪暴辐射具有如下特征：①这种辐射包含一系列持续时间很短(几分之一秒至几秒)的爆发，这种爆发称为Ⅰ型爆发。它们迭加在一个稳定或缓变的连续背景之上，这种背景成分称为连续增强辐射。②辐射是强圆偏振的，Ⅰ型爆发的偏振度及其偏振符号通常与连续增强辐射相同。③辐射来自大黑子群上空日冕的局部区域，这个局部区域称为米波Ⅰ型源或噪暴活动中心。例如,在146兆赫上Ⅰ型源高度约为光球之上 0.3R嫯（R嫯为太阳半径）。由于噪暴辐射具有很强的方向性，因此当Ⅰ型源过日面中心时,通常会观测到辐射增强。④在波长1～30米范围内，其观测特征基本相同。
Ⅱ型爆发 与太阳耀斑有密切关系，几乎所有Ⅱ型爆发都与耀斑相伴发生。Ⅱ型爆发具有较慢的频率漂移，因此又称慢漂移爆发,持续时间约5～10分钟。大多数Ⅱ型爆发都具有很高的强度,通常超过宁静太阳辐射100～1,000倍，流量密度可达1,000个太阳流量单位（见射电流量密度）。Ⅱ型爆发频率慢漂移速率不超过每秒 1兆赫；正向漂移，频宽较窄，一般只有几兆赫。Ⅱ型爆发的一个突出特点是具有谐波结构,两个频率之比接近1:2。Ⅱ型爆发是非偏振的，或偏振非常微弱。统计研究表明，Ⅱ型爆发与太阳质子事件密切相关，这表明它同高能粒子加速过程有关。近年来从高分辨率射电观测得知，Ⅱ型爆发与通过光学Hα线翼观测到的耀斑的类波状扰动是同一过程——激波传播——的不同表现。Ⅱ型爆发是激波扰动日冕等离子体引起的等离子体辐射。
Ⅲ型及其变型（U型）爆发 Ⅲ型爆发是一种快速频率漂移爆发,在100兆赫附近漂移速率约为每秒20兆赫。爆发频率上限约为600兆赫,下限可延伸到几十千赫。在活动极大年出现频繁。爆发流量密度大部分为 4～50太阳流量单位,强的爆发可超过200太阳流量单位。Ⅲ型爆发有时出现谐波结构,谐波与基波频率之比接近2:1。一般没有偏振成分。U型爆发是Ⅲ型的一种变型,爆发始于高频端，向低频快速漂移,在到达某一频率转折点时,反向漂移，并终止于高频端。漂移速度与Ⅲ型相同。Ⅲ型爆发是高能电子束沿开放磁场由低向高穿越太阳日冕引起的等离子体辐射,U型爆发则是这种高能电子束沿日冕内的封闭磁弧运动所激发的辐射。
米波爆发 太阳米波射电爆发相当复杂，通常根据米波动态频谱仪记录到的不同特征，把米波爆发划分为五种主要类型。附图是一个典型的Ⅲ型爆发动态频谱记录，即时间-频率-强度图，图中的浓淡表示强度的大小。在给定时刻，爆发所占的频率范围就是爆发的频宽。如果爆发频率随时间变化，则称为频率漂移。如果爆发频率从高频向低频方向移动，称为正向漂移，反之，称为逆向漂移。有时在同一次爆发中，记录上会出现两个或更多的分立的频带，而且相互之间有着近似整数的比例(1:2，1:3等)关系，这种现象称为谐波结构。频宽、频率漂移、谐波以及运动频谱中其他一些细节，是目前米波爆发分类的依据。米波爆发有几种类型：
噪暴（包括增强辐射和Ⅰ型爆发） 是米波段太阳活动的一种很突出的表现。它的持续时间最长，发生的频次很高，和太阳大黑子群关系密切。单频观测得到的噪暴辐射具有如下特征：①这种辐射包含一系列持续时间很短(几分之一秒至几秒)的爆发，这种爆发称为Ⅰ型爆发。它们迭加在一个稳定或缓变的连续背景之上，这种背景成分称为连续增强辐射。②辐射是强圆偏振的，Ⅰ型爆发的偏振度及其偏振符号通常与连续增强辐射相同。③辐射来自大黑子群上空日冕的局部区域，这个局部区域称为米波Ⅰ型源或噪暴活动中心。例如,在146兆赫上Ⅰ型源高度约为光球之上 0.3R嫯（R嫯为太阳半径）。由于噪暴辐射具有很强的方向性，因此当Ⅰ型源过日面中心时,通常会观测到辐射增强。④在波长1～30米范围内，其观测特征基本相同。
Ⅱ型爆发 与太阳耀斑有密切关系，几乎所有Ⅱ型爆发都与耀斑相伴发生。Ⅱ型爆发具有较慢的频率漂移，因此又称慢漂移爆发,持续时间约5～10分钟。大多数Ⅱ型爆发都具有很高的强度,通常超过宁静太阳辐射100～1,000倍，流量密度可达1,000个太阳流量单位（见射电流量密度）。Ⅱ型爆发频率慢漂移速率不超过每秒 1兆赫；正向漂移，频宽较窄，一般只有几兆赫。Ⅱ型爆发的一个突出特点是具有谐波结构,两个频率之比接近1:2。Ⅱ型爆发是非偏振的，或偏振非常微弱。统计研究表明，Ⅱ型爆发与太阳质子事件密切相关，这表明它同高能粒子加速过程有关。近年来从高分辨率射电观测得知，Ⅱ型爆发与通过光学Hα线翼观测到的耀斑的类波状扰动是同一过程——激波传播——的不同表现。Ⅱ型爆发是激波扰动日冕等离子体引起的等离子体辐射。
Ⅲ型及其变型（U型）爆发 Ⅲ型爆发是一种快速频率漂移爆发,在100兆赫附近漂移速率约为每秒20兆赫。爆发频率上限约为600兆赫,下限可延伸到几十千赫。在活动极大年出现频繁。爆发流量密度大部分为 4～50太阳流量单位,强的爆发可超过200太阳流量单位。Ⅲ型爆发有时出现谐波结构,谐波与基波频率之比接近2:1。一般没有偏振成分。U型爆发是Ⅲ型的一种变型,爆发始于高频端，向低频快速漂移,在到达某一频率转折点时,反向漂移，并终止于高频端。漂移速度与Ⅲ型相同。Ⅲ型爆发是高能电子束沿开放磁场由低向高穿越太阳日冕引起的等离子体辐射,U型爆发则是这种高能电子束沿日冕内的封闭磁弧运动所激发的辐射。
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Planck11
Ⅳ型爆发 也是某些耀斑伴生的重要射电现象，但与Ⅱ型不同，它不是一种剧变现象，而是属于连续辐射类型，即在很宽频带上比较持久的均匀辐射。辐射强度随时间作缓慢变化。一个发展完全的Ⅳ型爆发，几乎可以完全覆盖地面可观测的全部射电频率范围。因此，Ⅳ型并不是米波所特有的类型。它通常发生在大耀斑之后，持续时间从几十分钟到2小时。在米波段,它通常在Ⅱ型爆发之后（平均约迟 10分钟）发生。爆发源较大(8┡～12┡)，以每秒钟几百至几千公里的速度向外运动，到达相当高的高度(≥5R嫯)后缓慢降落。Ⅳ型爆发很强,源的亮温度可达1010～1012K,有部分圆偏振。Ⅳ型爆发是高能电子在磁场中回转而发出的辐射，即同步加速辐射。
V 型爆发 与某些Ⅲ型爆发相伴发生的连续辐射。辐射频带较宽，强度较大（在150兆赫上，强度可达108央），持续时间较短（0.5～5分钟）。一般只发生在低频（＜150兆赫）范围内。大约10%的Ⅲ型爆发伴随有Ⅴ型爆发。
V 型爆发 与某些Ⅲ型爆发相伴发生的连续辐射。辐射频带较宽，强度较大（在150兆赫上，强度可达108央），持续时间较短（0.5～5分钟）。一般只发生在低频（＜150兆赫）范围内。大约10%的Ⅲ型爆发伴随有Ⅴ型爆发。
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