1 引言

了解电离层上行离子在磁层中的分布以及其上行部分对磁层的影响对于理解磁层-电离层耦合具有重要的意义.电离层上行主要发生在极区(极尖区、极光椭圆带等处)，因此对离子上行的研究主要集中在极区，Andersson等(2004)提出一种动态识别极光椭圆带高低纬度边界的方法，这种方法被广泛应用于上行事件的分析和研究.Shelly等在1972年指出在一次地磁暴中电离层离子上行的幅度明显提升且O⁺的通量甚至会超过H⁺的通量.目前，一致的观点是极区电离层的离子获能过程和内磁层的等离子性质是在太阳风-磁层-电离层这样一个由许多的物理过程组成的系统内部产生的，像离子加热、波粒相互作用等过程(Collin et al., 1984，1998; Peterson et al., 2009).相对于太阳风所携带的离子通过南北极区的开放磁力线区域进入外磁层，电离层上行的离子成分主要被传输到内磁层(上行于夜侧的部分会被传输到等离子幔甚至更远的磁尾)，并成为内磁层离子的重要来源.

关于上行离子在高度上的分布特点，Bouhram等(2002)使用Probes和FAST卫星数据研究了极区从1000到19000 km范围内的H⁺和O⁺上行率，研究发现日侧极尖区在不同高度上都有上行离子存在且向磁层提供了大量冷离子.同时，他们指出2000 km以下的离子主要以沉降为主，这部分离子大部分沉降到大气层，而在2000 km以上，上行离子的能通量会随着高度而增加，直到5000 km高度开始减小并在2R_E之后重新得到增强.另外，在5000 km高度上，Zeng等(2004)用Polar/TIDE观测计算得到极盖区5000 km高度上O⁺的上行率为48%，这个上行率与在840 km高度(DMSP卫星高度)上的模拟结果相差较大.

来自电离层不同源区的离子会上行到磁层的不同区域.Chappell等(1987)指出从日侧极盖区和极尖区的上行H⁺，He⁺，O⁺主要被传输到等离子体幔和磁尾瓣，而夜侧极光椭圆带和更低纬度的上行部分则大部分被传输到磁尾等离子体片.Shi等(2002)证实了这个结论，同时指出起源于日侧椭圆带或者较低纬度的上行部分主要被传输至日侧磁层.因此，上行离子源区的空间分布主要集中在极尖 区和极光椭圆带上(Newell et al., 1989; Valek et al., 2002; Frey et al., 2003; Fuselier et al., 2008).

电离层离子上行与地磁活动之间存在显著的相关关系.Cully等(2003)用EXOS-D/SMS观测研究了不同地磁活动水平和太阳风条件下的H⁺和O⁺上行，表明太阳风动压和行星际磁场(IMF)变化会导致上行强度的显著变化.Lennartsson等(2004)用Polar/TIMAS仪器数据分析了太阳风对高纬电离层上行的影响，结果表明，行星际磁场 B_z 的减小(或北向变为南向)对离子上行具有促进作用，但对H⁺和O⁺的影响幅度并不相同，南向B_z使得两种离子的上行率分别增强1.5~2和2.5~3倍，因此，O⁺上行对行星际磁场的变化更敏感.同时，他们指出上行率随着高度增加而增强，在高度从2R_E到4R_E～9R_E的过程中上行率增加了近3倍.

关于电离层上行离子的观测和模拟研究已经持续了40多年，其中离子上行与地磁扰动之间的关系也取得了大量的研究成果(Yau and André，1997).关于不同地磁活动水平下内磁层O⁺和H⁺的比例问题，Kroth等(2002)用CRESS观测计算表明磁暴期间和非磁暴期间其比例分别为几百倍和15%~65%.Wilson等(2004)曾用FAST观测对比分析了H⁺和O⁺的上行强度与地磁亚暴之间的关系，表明最大地磁亚暴期间的上行强度是最小地磁亚暴期间的10倍左右.在观测研究的基础上，磁流体方程也广泛应用于模拟电离层物质向磁层的传输.这些研究结果充分表明，电离层离子上行与地磁活动关系密切.那么，电离层H⁺的长期平均上行率及其空间分布有什么特点？以及地磁扰动对电离层离子上行的影响在南、北半球之间是否相同？

基于这两个问题，使用FAST/TEAMS仪器第23太阳活动周(SC23)下降相(2000—2005年)观测数据分别计算地磁扰期(Kp≥3⁺)和平静期(Kp≤2⁺)南(SH)、北(NH)半球极区电离层H⁺上行强度(上行率和净积分能通量).以期获得电离层H⁺上行强度的长期统计结果并对比分析地磁扰动对电离层上行增强幅度在南、北半球之间的异同.拟分别从上行强度在ILat，MLT，高度和年份上的分布角度进行研究.

TEAMS仪器是搭载在FAST飞船上的时间-离子能量-投掷角-质谱仪的简称(Carlson et al., 1998; Klumpar et al., 2001; Pfrff et al., 2001).飞船发射于1996年8月，其轨道倾角为83°，近、远地点分别为350和4175 km.只有当其运行至南、北 半球高纬时才会正常接收离子的相关数据，这些离子包括H⁺，He⁺和O⁺(其能量范围是1~12000 eV)，相关数据包括卫星地理坐标、时间、离子在48个能道上的微分能通量、离子在16个投掷角内的微分能通量以及卫星飞行速度等信息.其旋转一周的时间是5 s，在1/2个旋转周期内TEAMS就可以收集一次信息，其观测的离子投掷角范围是-90°~270°.对于北半球而言，由于磁力线向下，上行的离子成分应该具有的投掷角范围是135°~225°，而南半球则相反(Zhao et al., 2014).该仪器数据可获取的时间范围是1996年10月1日到2009年4月30日，本文取SC23下降阶段2000年3月6日到2005年10月22日阶段内的数据进行分析.

图 1从上往下分别显示2004年11月9日，20 ∶ 38—21 ∶ 35UT特大地磁暴期间的H⁺能谱、<1 keV H⁺角谱、≥1 keV H⁺角谱、O⁺ 能谱以及该时段的Kp指数和卫星飞行高度.磁暴发生时地磁 K指数达到87 nT，Kp指数等级为9^-.在20 ∶ 42 UT 左右和21 ∶ 25 UT之后，微分能通量得到显著增强，具有高能离子的通量比低能离子的通量大、各个投掷角内的通量都增强、H⁺通量比O⁺通量平均高一个量级等特点.另外，可以发现，磁暴发生时通量增强的地方通常在较低磁纬度的极光带下边界和其他较低纬度地区，椭圆带以内的通量要相对较小，而>80°ILat极盖区的较小通量是由于卫星在此期间停止观测.根据Shelley等(1972)的观点，磁暴发生时O⁺的通量甚至会超过H⁺的通量，在此次磁暴事件中该现象并不明显，但可以肯定的是H⁺和O⁺的微分能通量都会增加甚至两个量级以上.在卫星此次飞行中，远地点处在高纬极盖区，因此通量数值非常小.对于南半球而言，上行离子的投掷角范围是-90°~90°，在该投掷角范围内上述时段的高、低能H⁺的微分通量显著增加至10⁶ eV/(cm²·s·eV)，如图 1第二、三子图中离子通量的角谱所示，尤其低能H⁺在向上的通量要大于向下的通量，因此，我们确定此时发生了H⁺上行事件.在90°~270°投掷角范围内，H⁺的通量也显著得到增强.这部分离子的运动方向与磁力线方向相背，以沉降的形式回到电离层或被束缚在局部.

图 1

Fig. 1

图 1 从上到下分别表示，1 eV~12 keV H+的能谱、≥1 keV和<1 keV H+的投掷角谱、1 eV~12 keV O+的能谱以及该事件期间的Kp指数等级和卫星飞行的高度.图中离子微分能通量是对数处理后的值，在第一条参考线(20 ∶ 42 UT)之前和第二条参考线(21 ∶ 25 UT)之后，其数值在上行方向上(-90°~90°)显著增强 Fig. 1 The panels，from top down，illustrate the 1 eV~12 keV H+ energy-time spectrogram，≥1 keV and <1 keV H+ pitchangle-time spectrograms，1 eV~12 keV O+ energy-time spectrogram，the Kp level and spacecraft altitude plot at the 20 ∶ 35—21 ∶ 35 UT interval. The differential energy fluxes are logarithmically transformed and are enhanced before the first vertical ref line(20 ∶ 42 UT) and after the second ref line(21 ∶ 25 UT)at the upward directions，which is from -45° to 45° exactly

根据地磁活动水平和地磁纬度将数据分为四组(在3.1节讨论)分别确定H⁺上行事件(在3.2节讨论)，一方面分析不同地磁活动水平下上行的空间分布、地方时分布、高度分布以及年代分布的长期特征(在3.3和3.4节讨论)；另一方面，分析并讨论上行强度在南、北两个半球的异同.

选择2000—2005年卫星时间精度为5 s的数据，研究50°ILat以上的电离层上行问题.考虑到2000 km以下的离子主要以沉降的形式存在(Bouhram et al., 2002)，计算中只保留2000 km以上的数据计算上行率和上行净通量.从此高度到卫星的远地点4175 km被划分为四组：2000~2500、2500~3000、3000~3500和3500~4200.对于网格的划分，使用48×20个网格点覆盖磁经度0~360°(磁地方时0—24)和磁纬度50°~90°ILat的半球，网格精度为7.5°×2°(0.5 h×2°).上述处理后的数 据按照地磁活动水平3 h的Kp指数分为平静期(Kp≤2⁺)和磁扰期(Kp≥3⁺)，按地磁纬度分为南半球(ILat≤-50°)和北半球(ILat≥50°).在四组内，分别讨论电离层H⁺上行强度的ILat-MLT、高度和磁地方时分布.

样本量的大小一定程度上决定着统计结果的显著性水平.如图 2所示，≥60°ILat区域的样本都在1000个以上，≥50°ILat区域的样本数都大于200，因此能够满足统计分析需要.对于80°~90°ILat高纬极盖区域，由于样本量原因不做讨论.

图 2

Fig. 2

图 2 使用2°×7.5°网格划分ILat和MLT，地磁纬度的范围是50°~90°，磁地方时从0 ∶ 00到24 ∶ 00.南、北半球的样本量 在50°~80°的纬度范围内满足统计要求，对于>80°区域由于样本量不足不予讨论. 北半球(a)的样本量比南半球(b)相对多一些，但分布相似 Fig. 2 Bins for statistical analysis are grided into 2°×7.5° at ILat-MLT，where the invariant latitude runs from 50°to 90° while the magnetic local time is from 0 ∶ 00 to 24 ∶ 00. The sample size in northern(a) and southern(b)hemisphere are sufficient for the statistical analysis except the >80°ILat polar cap region which will not be discussed due to the insufficient samples. Note the samples are accumulated from March，2000 to October，2005 and are on different scales but in similar spatial distribution between the two hemispheres

在这种情况下，满足条件的观测总共有2944200个，平静期有1507311个(57%)，磁扰期有1127337个(43%)，南、北半球分别为1154906(42%)，1604186个(58%)，从低到高的四个高度范围内观测数分别占总数的12%，17%，25%和46%，从2000到2005年的6年观测数分别占总数的20%，16%，17%，17%，15%和15%.因此，除了在不同高度组内数据量随着高度增加而增加，数据相对均匀地分布在各组中.

Yau等(1984)从离子投掷角的角度给出离子上行 事件相对严格的定义(他们简称上行离子为UFI)，简言之是在电离层或内磁层存在背离地球向上运动 的离子，在一定时间内当其通量达到某个量级的时候就发生了离子上行事件.上行O⁺和H⁺的微分能 通量峰值需要分别超过10³和10⁴ eV/(cm²·s·sr·eV). 在投掷角方面，以北半球为例，被向上加速的离子(正电荷)其投掷角在135°~225°区间内，在垂直于磁力线的~90°和~270°投掷角上，离子被捕获.对 于投掷角范围是0~180°的观测资料，该值是135°~180°. 被向下加速的部分刚好相反.阈值的选择很大程度上影响最后计算的上行强度，Collin等(1988)指出上行事件在12s短暂的时间内其通量峰值将会增加一个量级，且离子束的最大通量远超过10⁵ eV/(cm²·s·sr·eV).

在Cully等(2003)、党戈等(2007)工作的基础上，我们采用南、北半球总体向上和向下通量的公式(1)和(2).其中，F_up｜north和F_down｜north分别表示微分能通量j(θ，m，E)在向上和向下的投掷角范围内的积分基础上对离子能量积分后的通量，θ为离子投掷角，m为该上行(下行)离子，本文是H⁺，如式(3)所示.E是离子所携带的能量，离子温度范围是1 eV~1.2 keV.公式(2)与(1)的差别源于南半球的上行投掷角范围与北半球的相反.

通过式(4)计算出净积分能通量，对于上行事件而言，净积分通量要为正值而且要大于某个阈值F_thrs.如式(5)所示，该阈值至少在平均净通量μ以 上(3个标准差)，否则过低的阈值将导致计算的上

通过公式(1)、(2)、(4)我们计算出南、北半球的净积分能通量的均值和标准误分别为8201和6340、9089和1480 eV/(cm²·s·eV)，其均值未超过10⁴量级，因此，计算过程中将净积分能通量的阈值设定为10⁴ eV/(cm²·s·eV).如果计算出的净积分能通量F_net大于阈值F_thrs，我们就设定此次观测(第j个)的Up_j为1，其中，j=1，2，…N_i，其中N_i表示第i个网格内的观测总数，i=1，2，…n，n是总的网格数，n=48×20=960个.公式(6)和(7)给出了平静期H⁺的上行率和平均上行净积分能通量的计算公式，其中当该观测(第j个)处于平静时(Kp≤2⁺)，设定Quiet_j为1.

据此，我们最后得到的上行H⁺事件总数为北半球463865个(平静期55%，磁扰期40%)，南半球271079个(平静期49%，磁扰期50%).基于这些事件，下文一方面分析研究这些上行事件的平均强度与长期变化特征，另一方面对比分析H⁺在南、北半球上行强度的异同.

表 1列出根据公式(6)、(7)计算出的H⁺上行率和平均上行积分能通量.分别给出在平静期和磁扰期，南、北半球在磁正午(6小时LT，下同)、傍晚、午夜和黎明地方时段以及半球的平均上行率和净积分能通量.同时，为了讨论地磁扰动对上行强度的影响，对应列出南、北半球的上行率和净积分能通量的扰时-平静时比值，记为S/Q.

表 1(Table 1)

表 1 不同磁地方时区间和半球内的H+上行率、净积分能通量及其S/Q值统计表 Table 1 The upflow rate and net differential energy flux of UFI in different MLT intervals Sector Upflow rate(%) Upflow net flux(eV/(cm2·s·eV)) Quiet Disturbed S/Q ratio Quiet Disturbed S/Q ratio NH SH NH SH NH SH NH SH NH SH NH SH Noon 19.28±0.89 13.20±0.71 19.14±0.89 18.47±0.70 0.99 1.40 5.34±4.47 4.94±3.75 5.27±4.08 5.24±4.17 0.85 2.00 Dusk 15.39±0.66 11.33±0.37 15.61±0.74 15.13±0.75 1.01 1.34 4.86±3.58 4.94±3.60 4.94±3.66 5.00±3.81 1.20 1.15 Midnight 22.88±1.17 16.31±0.76 25.27±1.27 27.56±1.20 1.10 1.69 6.23±5.62 5.05±3.76 5.70±5.06 5.20±4.09 0.30 1.41 Dawn 23.30±1.19 22.41±0.75 24.13±1.06 27.80±0.94 1.04 1.24 5.01±3.86 5.31±4.19 5.06±3.76 5.29±4.14 1.12 0.95 Hemisphere 20.25±0.51 15.80±0.37 21.09±0.52 22.34±0.50 1.04 1.45 5.74±5.06 5.09±3.67 5.36±4.49 5.20±3.80 0.42 1.29 注：磁正午(Noon)表示从09 MLT到15 MLT的6小时区间，其他类似；NH代表北半球，SH代表南半球，下同；表中的误差(±后数字)代表由各个地方时区间所有网格内的上行率或积分通量计算出该区间均值时，该均值的标准误差，下同.

表 1 不同磁地方时区间和半球内的H+上行率、净积分能通量及其S/Q值统计表 Table 1 The upflow rate and net differential energy flux of UFI in different MLT intervals

计算结果显示，H⁺的长期平均半球上行率在15%~25%之间，上行积分通量的平均水平处于10⁵~10⁶ eV/(cm²·s·eV)之间.同时，平静期的北半球H⁺平均上行率(~20%)要高于南半球的平均强度(~15%)，但是，在磁扰期间，差距将不断缩小，几乎达到同一个水平(分别是21%和22%).上行离子的半球平均积分通量与上行率有相似的分布特点，即平静时北半球较高，磁扰时两个半球达到相似的水平.这说明两点，一是地磁扰动可以显著地增强电离层H⁺的上行强度；二是，地磁扰动对电离层H⁺上行强度的增加幅度在两个半球间并不相同.这自然让我们想到，地磁扰动对南、北半球的H⁺上行的增强幅度分别是多少？

要回答这个问题，需要研究H⁺上行率在半球的空间分布，了解电离层H⁺的上行源区和上行高发区.与以往结果一致，H⁺的上行源区主要分布在日侧极尖区、午夜侧极光椭圆带和黎明时分的椭圆带上.如图 3所示，源区从日侧极尖区经由黎明侧向午夜时分蔓延、由极盖高纬向椭圆带蔓延.在磁傍晚区间(6小时LT)，上行强度最弱，存在明显的晨昏不对称性(党戈等，2007).对比图中磁静期与磁扰期的上行强度空间分布，发现磁扰期的上行得到显著增强.这种增强具有两个特点：首先，增强的区域以磁静时的上行源区为中心向四周延伸；其次，地磁扰动期，极尖区虽为主要的上行源区，但是其中心明显的向晨侧移动，印证了Newell 等(1989)和Frey等(2003)部分结论.那么，地磁扰动对电离层H⁺上行强度的增强在两个半球的差异是否显著呢？

图 3

Fig. 3

图 3 根据公式(6)分别计算出的磁平静期(a，c)和磁扰期(b，d)北半球(a，b)、南半球(c，d)1 eV~12 keV H+上行率 的分布.图例范围是0～0.5，网格数据经线性插值为图 2网格大小的一半 Fig. 3 According to Eq.(6)，occurrence frequencies of upflow H+ over the NH(a，b) and SH(c，d)are calculated individually in quiet(left two panels) and disturbed(right two panels)times and are color coded on a 0~0.5 scale as a function of ILat and MLT. The energy level of the ions goes from 1 eV to 12000 eV. The bins are interpolated to the half size to that in Fig. 2

对比图 3上边(北半球)与下边(南半球)的上行率空间分布，我们认为磁静日，北半球的上行 强度比南半球大，磁扰期间离子上行强度得到增强且两个半球达到的强度相似.对比图中左边(静)与右边(扰)两幅，我们发现地磁扰动对南半球H⁺上行强度的影响更大.根据表 1中的S/Q值，南、北半球的值分别为1.45和1.04，说明磁扰时南半球的半球平均强度增强了1.45倍，而北半球的增加幅度仅为4%.在不同的地方时区域内，黎明和午夜侧强度要高于磁正午和傍晚的强度，且磁傍晚的强度最小，上行率平均值为~15%，而最高的黎明和午夜其平均上行率都在22%~28%之间.在此4个磁地方时区间的S/Q值表明，磁扰对北半球磁正午、傍晚、午夜和黎明的平均上行率的增强幅度分别为-1%，1%，10%和4%，而对应的对南半球的增强幅度分别为40%，34%，69%和24%.充分说明地磁扰动对电离层H⁺上行强度的影响在两个半球之间显著不同，且对南半球的影响显著的多.北半球磁正午的增幅最小，午夜的增幅最大；南半球黎明时增幅最小，午夜增幅最大；这说明两点，一是虽然磁扰期间H⁺上行率增幅在半球间并不相同，但是磁午夜的增幅均最大；再者北半球日侧极尖区增幅不明显，而南半球极尖区增幅达到40%.

表 2列出上行率和净积分能通量在南、北半球平静期和磁扰期的不同磁纬度(ILat)区间内的平均强度和S/Q比值.首先，在各个纬度范围内，平静期北半球上行率均高于南半球(除>80°，由于样本量原因)；其次，在磁扰期两个半球上行率得到加强并且相当.在>60°和>70°的纬度范围内，上行率最高，在20%~30%之间，在磁扰期间甚至能达到35%；而较低纬度的>50°区域上行率最小.因此，与图 3一致，椭圆带是电离层H⁺上行的源区.但是，在磁扰期间，这个源区会向低纬度蔓延，可见表 2中的磁扰时低纬上行率上升.

表 2(Table 2)

表 2 不同地磁纬度区间内的半球平均H+上行率、净积分能通量及其S/Q值统计表 Table 2 The mean upflow rate and net differential energy flux of H+ in different ILat intervals ILat Upflow rate(%) Upflow net flux(eV/(cm2·s·eV)) Quiet Disturbed S/Q ratio Quiet Disturbed S/Q ratio NH SH NH SH NH SH NH SH NH SH NH SH >50° 14.01±0.68 11.16±0.50 17.74±0.78 20.70±0.83 1.27 1.85 6.16±5.54 5.18±4.10 5.59±4.97 5.11±3.88 0.27 0.85 >60° 30.46±0.78 21.58±0.63 33.21±0.81 32.85±0.90 1.09 1.52 5.45±4.78 5.04±3.66 5.28±4.36 5.23±4.25 0.68 1.55 >70° 26.84±0.73 20.12±0.56 24.48±0.76 21.57±0.62 0.91 1.07 5.06±3.60 5.04±3.63 5.20±3.84 5.28±4.12 1.38 1.74 注：区间>50°表示地磁纬度范围为50°—60°之间的圆环，以此类推；高纬极区>80°范围内的统计结果由于样本量太少而缺乏可靠性和可比性，在此不予列出.

表 2 不同地磁纬度区间内的半球平均H+上行率、净积分能通量及其S/Q值统计表 Table 2 The mean upflow rate and net differential energy flux of H+ in different ILat intervals

表 2说明，上行率S/Q比值南半球在>50°，>60°和>70°的纬度范围内磁扰期间分别增长了1.85，1.52和1.07倍，均高于北半球的1.27，1.09和0.91倍.这与表 1中的结论一致，即地磁扰动对南半球H⁺的上行影响更显著.这种增长在低磁纬度更明显.

积分能通量的变化与上行率的变化有相似点又有不同点.表 2中所示，静时50°~70°范围内积分通量最大，70°~80°积分通量相对较小，而磁扰时在低纬 度(50°~60°)的通量减小同时高纬度椭圆带上(70°~80°)的积分通量在增加.如净积分通量的S/Q比值所示，在高磁纬度区域其S/Q值最大，而低磁纬度区域的S/Q值最小.我们认为磁扰期间H⁺的上行源区会由高纬蔓延至低纬度，而其净积分通量会由低纬度转移至高纬度，尤其是日侧极尖区附近，如图 4所示.

图 4显示了上行H⁺净积分能通量的分布情况.日侧极尖区、北半球的日侧椭圆带、午夜椭圆带和南半球的黎明椭圆带是积分通量较大的区域.我们有理由相信这些区域是电离层上行的主要源区.此外，第一，磁扰期南半球的积分通量增加比北半球的明显；第二，磁扰期间高磁纬度的积分通量增加明显.

表 1，表 2中的S/Q值表明H⁺的上行率和净积分能通量在磁扰期间都是增加的，且南半球比北半球增加的显著.所以二者之间具有密切的关系，由于上行率在磁扰期间是由高纬向低纬度蔓延，即高、低纬度上行率均较高，而积分通量却由以低纬度为主转向高纬度为主，尤其是日侧极尖区附近.因此这种关系并非线性的.

图 4

Fig. 4

图 4 类似于图 3，对数转换后的净积分能通量色标中数字为取常用对数log10后的值 在磁静日(a，c)和磁扰期(b，d)的半球分布，图例范围是3～6 Fig. 4 Similar to Fig. 3，the logarithmically transformed net fluxes of upflowing H+ are calculated and comparisions are made between the two hemispheres as well as the two geomagnetic conditions. The legend runs from 3 to 6

根据Bouhram等(2002)的结论，距离地面2000 km 以下的电离层上行强度相对较弱，在此高度范围的 离子大部分以沉降的形式进入高层大气.在5000 km 高度的磁层其上行强度开始占主导地位，然后开始慢慢减小直到大约2R_E高度.本文讨论南 北半球分别在磁平静时期和磁扰期在2000~4200 km 的高度上H⁺上行强度的变化，同时对比分析地磁扰动在不同高度对上行率的影响.

图 5给出了南、北半球在磁静日和磁扰期的不同高度上的H⁺上行率的分布.首先，不同高度均显示上行强度的晨昏不对称性；其次，上行源区在子夜侧最大且经磁黎明地方时蔓延至高纬极尖区，在磁扰期甚至越过00 MLT达到了22 MLT；与前文一致的是，平静期北半球的平均强度比南半球高，磁扰时达到相同的水平，于是磁扰对南半球H⁺上行的影响更显著.

图 5

Fig. 5

图 5 类似于图 3，磁平静期(a，c)和磁扰期(b，d)的北半球(上)和南半球(下)的H+半球平均上行率 在不同高度范围内的图像.高度由低到高分为2000~2500、2500~3000、3000~3500和3400~4200 km Fig. 5 Similar to Fig. 3，altitudinal slice images of occurrence frequencies averaged over the all hemispheric ILat-MLT bins at rising altitudes for the two hemispheres on magnetically quiet(left) and storm conditions(right)，respectively. Altitude from 2000 to 4200 km is sorted into four groups as labeled around the image corner

在各个高度上，上行率大致呈现均匀的分布，具有两个主要的特点.首先，半球平均上行率随着高度的增加而增强，这与前人的结论一致；其次，随着高度的增加，上行的源区整体向磁午夜偏移，极尖区向 黎明一侧偏移.图 5(a，b)的00—12 MLT的平均强度要明显高于12—24 MLT的强度，而且处于00—12 MLT 侧的源区随着高度增加明显向午夜00 MLT转移，而处于22—24 MLT的午夜源区随着高度增加其上行强度也在增加.这种情况在南半球同样存在，见图 5(c，d).

表 3给出两个半球在不同地磁活动水平下的不同高度上的H⁺上行率的半球平均值和对应的S/Q比值.上行率随着高度增加，北半球由~20%增至4200 km高度的>35%，南半球由~20%增至~45%.虽然都是增加，但是南半球在>4000 km的强度相对要高.地磁扰动对H⁺上行率的影响在南半球的各个高度都比北半球的要大，这与前文在不同地方时区间、地磁纬度区间的结果一致.在所有高 度上的平均增幅，南半球是145%，比北半球的104% 要大.另外，相对表 1，就表 2中的波动而言，H⁺上行率在各个高度上的S/Q值变化不大.说明磁扰期间H⁺上行强度的增加相对均匀.从图 6也可以清楚地看出，平静期南半球的平均上行强度最小，且磁扰期间南北半球的水平相当，但是北半球的增幅 并不如南半球明显.达到FAST卫星远地点的4000 km高度，其平均上行率接近40%，南半球甚至超过该值.

表 3(Table 3)

表 3 不同高度范围内的H+上行率和净积分通量的半球平均值及其S/Q值统计表 Table 3 The average upflow rate of H+ in different altitudinal intervals in northern hemisphere(NH) and southern hemisphere(SH) Altitude/km 2000~2500 2500~3000 3000~3500 3500~4000 4000~4200 NH Quiet 21.68±0.69 21.95±0.65 22.14±0.64 21.29±0.61 36.73±2.19 Disturbed 20.66±0.75 21.07±0.69 20.64±0.63 23.25±0.64 37.35±2.20 S/Q ratio 0.95 0.96 0.93 1.09 1.02 SH Quiet 17.17±0.53 16.46±0.53 16.57±0.48 15.14±0.41 44.50±1.58 Disturbed 22.33±0.63 24.73±0.69 22.61±0.59 21.08±0.54 48.25±1.62 S/Q ratio 1.30 1.50 1.36 1.39 1.08

表 3 不同高度范围内的H+上行率和净积分通量的半球平均值及其S/Q值统计表 Table 3 The average upflow rate of H+ in different altitudinal intervals in northern hemisphere(NH) and southern hemisphere(SH)

图 6

Fig. 6

图 6 磁平静期(实线)和磁扰期(虚线)的北半球(蓝色)和南半球(红色)的H+半球平均上行率在不同高度范围内的阶梯图.高度步长为200 km Fig. 6 Step plots of H+upflow rate(hemispherically averaged)versus altitude running from 2000 to 4200 km in step of 200 km for northern hemisphere(blue) and southern hemisphere(red)during quiet(solid line) and disturbed(dash line)times，respectively

以2 h为步长，上行率随地方时的分布特点如图 7所示.夜侧的上行强度最高，晨侧要高于昏侧，日侧12 MLT左右有较显著的上行，但是北半球的磁正午附近极尖区比南半球该处的上行强度更大(分别是~25%和~20%).总体来看，与前文结论一致，即磁静时南半球平均上行强度最低，磁扰期间，上行率会增强，且南北半球水平相当.

图 7

Fig. 7

图 7 磁平静期(实线)和磁扰期(虚线)的北半球(蓝色)和南半球(红色)的H+半球平均上行率在不同磁地方时范围内的阶梯图.磁地方时步长为2 h Fig. 7 Step plots of H+upflow rate(hemispherically averaged)versus magnetic local time running from 0 ∶ 00 to 24 ∶ 00 in step of 2 h for northern hemisphere(blue) and southern hemisphere(red)during quiet(solid line) and disturbed(dash line)times，respectively

上行离子的运动是在行星际磁场-磁层-电离层耦合系统下进行的，离子加热、离心加速和波粒相互作用等物理过程都会对上行离子产生影响.本文考虑的问题之一，即离子上行的长期变化特征，前面已经给出其平均强度(上行率和净积分能通量)，但这种变化是否与太阳活动水平保持一致？这是个值得研究的问题.表 4列出了从2000年到2005年第23 周太阳活动下降相期间南、北半球在不同地磁活动水平下的年平均上行强度，除2001年以外，上行率随着SC23下降相的到来大致呈减弱趋势，这种趋势在南半球更明显.北半球上行率由2000年开始增加至2003年达到最高值>35%，然后开始减弱；南半球上行率在2000和2002年最大(~40%)，然后开始减弱到2005年的~10%.同样地，南半球的S/Q值除2000年与北半球的近似以外，其余每年的值都大于北半球，也就是说磁扰期间南半球的上行率增加较明显.可以看出，上面提出的问题其答案是肯定的，但是由于样本只覆盖了半个太阳活动周，这个趋势还不够明显，因此，需要更进一步的研究.

表 4(Table 4)

表 4 不同年代范围内的H+上行率和净积分通量的半球平均值及其S/Q值统计表 Table 4 The annual mean upflow rate of H+ in northern hemisphere(NH) and southern hemisphere(SH) Year 2000 2001 2002 2003 2004 2005 NH Quiet 21.64±0.95 17.69±0.67 23.47±0.82 38.63±1.11 15.73±0.67 8.29±0.61 Disturbed 23.05±0.97 16.96±0.69 30.06±1.05 35.11±1.02 16.83±0.63 3.74±0.38 S/Q ratio 1.07 0.96 1.28 0.91 1.07 0.45 SH Quiet 37.48±1.09 4.51±0.28 33.86±0.99 12.04±0.67 15.41±0.65 8.63±0.62 Disturbed 39.70±1.07 7.18±0.48 42.30±1.11 16.42±0.56 19.06±0.68 11.44±0.75 S/Q ratio 1.06 1.59 1.25 1.36 1.24 1.33 注：由于TEAMS仪器在2001年的最后两个月出现故障，导致该年的统计量缺乏可比性

表 4 不同年代范围内的H+上行率和净积分通量的半球平均值及其S/Q值统计表 Table 4 The annual mean upflow rate of H+ in northern hemisphere(NH) and southern hemisphere(SH)

外流离子以一定的角度沿着磁力线上行到磁层，是磁层-电离层耦合的重要组成部分，这种上行 通常发生在极光椭圆带附近(Fuselier et al., 2008). 关于上行源区的ILat-MLT分布，由于高度和卫星仪器的不同，研究结果并不统一.Norqvist等(1998)的统计结果表明上行率在黎明侧最高，而Fuselier等(2008)使用IMAGE/LENA成像仪数据分析上行源区的分布，认为上行源区以傍晚侧为中心.较一致的观点认为磁午夜侧是上行的重要区域之一，本文印证了这个结论，同时研究结果表明磁黎明侧的上行强度要显著高于磁傍晚侧的.

上行离子的运动受到的力主要来自于离子加热、波粒相互作用、离心加速和平行加速等物理过程.当行星际磁层IMF北向的时候，电离层离子被对流强度较低的极盖电势控制，此时离子上行强度较弱，太阳风离子通过高纬磁重联进入磁层；当行星际磁层转为南向时，电离层离子被急剧增长的极盖 电动势驱动并上行到内磁层(Fuselier et al., 2008). 对于行星际磁层对电离层离子上行幅度的影响，Lennartsson等(2004)使用Polar/TIMAS和Wind卫星数据分别研究了H⁺和O⁺在不同行星际磁场条件下的上行强度.结果表明，转为南向的行星际磁场会分别使得两种离子的上行率增加1.5~2和2.5~3倍.说明南向行星际磁场可增强离子上行率，但上行率的增加比例与地磁扰动对电离层H⁺上行率的增加比例不同.

于是，有理由相信不同的地磁活动水平会对电离层离子上行产生影响.由于地磁扰动是地球磁场与行星际磁场相互作用下产生的，地磁扰动的强度一定程度上反应了行星际磁场的强度.研究结果表明，磁扰期间，南、北半球的平均上行率均增加，但是增加的幅度并不相同，分别为1.45和1.04倍，说明南半球离子上行对地磁扰动的响应更敏感.这与Lennartsson等使用1996年到1998年太阳活动极小年的Polar数据分析电离层15 eV~33 keV的O⁺随行星际磁场B_z的变化得到的增强幅度不同.他们认为南半球(近地点约2R_E)的O⁺上行强度受B_z的影响要大于北半球(远地点约4~9R_E)，其最大增幅可达到3倍.所以地磁扰动水平对上行的影响要小于行星际磁场，其原因可能是行星际条件的变化对电离层的影响也许是全球的，而地磁扰动在局部进行.对于不同质量的离子，其上行强度对地磁活动水平的响应也不相同，上行H⁺的强度在不同地磁水平下的变化要小于O⁺的变化(Yau et al., 1985;Lennartsson et al., 2004; Zhao et al., 2014).

对于地磁扰动期间南半球的H⁺上行率增加更明显的原因，作者认为，首先，平静时的南半球上行率比北半球低，其背景值低.磁扰时并不是南半球超过了北半球的上行强度，而是达到几乎相同的水平，所以南半球的S/Q更大；其次，在相同的太阳风K指数条件下，南半球的电离层外流率(Polar卫星高度)较小，于是我们猜测相同行星际磁场条件下，太阳风能量的注入在南、北半球之间并不相同，且北半球的要大于南半球的.因此，在地磁活动水平较低的时候，电离层上行H⁺主要发生于北半球日侧极尖区和夜侧极光椭圆带上；而在地磁扰动的时候，两极的磁剪切都随着行星际磁场转为南向而增强，所以其上行强度都会增大，于是H⁺的上行率在两个半球达到几乎相同的水平.

由于极尖区是离子上行的重要通道之一，所以日侧磁正午高纬是上行源区.研究结果表明，磁扰期间南、北半球的日侧极尖区上行源区会向黎明侧转移，其原因可以根据Newell等(1989)和Frey等(2003)的结论得到回答，极尖区所在的地方时与行星际磁场 B_y 分量显著正相关，当该分量分别为正、负向的时候，极尖区所处的地方时分别向傍晚和黎明侧靠近.因此，我们认为地磁扰动期间的极尖区上行源区向晨侧转移是由于行星际磁场的变化.

(1)地磁扰动对电离层H⁺上行率和净积分能通量的增加幅度在两个半球间并不相同.平静期的北半球H⁺平均上行率高于南半球的平均强度，但是，磁扰期间两个半球的上行率几乎达到同一个水平.磁扰期间上行率和净积分能通量均得到增强，但是南半球比北半球增加的显著.磁扰时南半球的半球平均强度增强了1.45倍，而北半球的增加幅度仅为4%；

(2)与以往结果一致，上行源区主要分布在日侧极尖区、午夜侧极光椭圆带和磁黎明时分的椭圆带上(60~80°ILat).磁扰时源区从日侧高纬极尖区经由黎明侧扩展至子夜、由极盖高纬向椭圆带蔓延.在磁傍晚区间，上行强度最弱，在磁午夜区间上行强度最大；

(3)磁扰期电离层离子上行强度的增强具有两个主要特点，一是增强的区域以磁静时上行源区为中心向四周延伸；二是地磁扰动剧烈时，极尖区虽为主要的上行源区，但是其中心明显地向晨侧移动；

(4)磁扰期间不同磁地方时区间和磁纬度区间的上行率变化并不相同.北半球磁正午的增幅最小，午夜的增幅最大；南半球黎明时增幅最小，午夜增幅最大；北半球日侧极尖区增幅不明显，而南半球极尖区增幅达到40%；

(5)在各个高度上，上行率大致呈现一致的分布，且地磁扰动在各高度对H⁺上行的增幅相比各个地方时和磁纬度区间的更均匀.半球平均上行率随着高度的增加在增强，这与前人的结论一致，但随着高度的增加，上行的源区整体向磁午夜偏移，极尖区向黎明一侧偏移.

致谢 感谢加州大学伯克利分校的Carlson C.W.教授提供的FAST卫星相关数据下载服务.感谢审稿专家对此研究工作提出的修改建议.