地球物理学报  2015, Vol. 58 Issue (9): 3023-3037   PDF    
磁暴期间热层大气密度变化
张晓芳1,2,3, 刘立波1, 刘松涛2, 吴耀平2    
1. 中国科学院地球与行星物理重点实验室, 中国科学院地质与地球物理研究所, 北京 100029;
2. 61741部队, 北京 100094;
3. 航天飞行动力学技术重点实验室, 北京 100094
摘要:基于CHAMP卫星资料,分析了2002—2008年267个磁暴期间400 km高度大气密度变化对季节、地方时与区域的依赖以及时延的统计学特征,得到暴时大气密度变化的一些新特点,主要结论如下: 1)两半球大气密度绝对变化(δρa)结果在不同强度磁暴、不同地方时不同.受较强的焦耳加热和背景中性风共同作用,在北半球夏季,中等磁暴过程中夜侧和大磁暴中,夏半球的δρa强于冬半球;由于夏季半球盛行风环流造成的扰动传播速度快,北半球夏季日侧30°附近大气,北(夏)半球到达峰值的时间早于南(冬)半球.而可能受半球不对称背景磁场强度所导致的热层能量输送率影响,北半球夏季强磁暴和中磁暴个例的日侧,南半球δρa强于北半球;春秋季个例中日侧30°附近大气,北半球先于南半球1~2 h达到峰值. 2)受叠加在背景环流上的暴时经向环流影响,春秋季暴时赤道大气密度达到峰值的时间最短,日/夜侧大气分别在Dstmin后1 h和2 h达到峰值.至点附近夜侧赤道大气达到峰值时间一致,为Dstmin后3 h;不同季节日侧结果不同,在北半球冬季时赤道地区经过更长的时间达到峰值. 3)日侧赤道峰值时间距离高纬度峰值时间不受季节影响,为3 h左右.在春秋季和北半球冬季夜侧,赤道大气密度先于高纬度达到峰值,且不同纬度大气密度的峰值几乎无差别,表明此时低纬度存在其他加热源起着重要作用.
关键词热层大气密度     磁暴     CHAMP卫星     半球不对称性     地方时和纬度依赖     时延    
A statistical study on the response of thermospheric total mass density to geomagnetic storms
ZHANG Xiao-Fang1,2,3, LIU Li-Bo1, LIU Song-Tao2, WU Yao-Ping2    
1. Key Laboratory of Earth and Planetary Physics, Institute of Geology and Geophysics, Chinese Academy of Sciences, Beijing 100029, China;
2. Unit 61741, Beijing 100094, China;
3. Science and Technology on Aerospace Flight Dynamics Laboratory, Beijing 100094, China
Abstract: During geomagnetic storms, the coupling magnetosphere-ionosphere-thermosphere system is a rather complex phenomenon, and the thermospheric mass density exhibits large deviations from the climatological behavior upon the conjunct effect of Joule/particle heating, Lorentz force, thermal expansion, upwelling, and horizontal wind circulation. Due to different weight effects, thermospheric responses might vary with different storms, and even for the same storm case resulting from unlike methods of data process. In order to know more about the seasonal, magnetic local time (MLT) and latitude dependencies and the time delay characteristic of the thermospheric response to geomagnetic storms, we investigate the thermospheric response to 267 geomagnetic storms in which the Dst minimum, Dstmin, is below -50 nT during 2002—2008.
The data of thermospheric mass density normalized to 400 km is derived from the high-accuracy accelerometer on board the CHAMP satellite. Each orbit is first divided into an ascending and a descending half, which are subdivided into five latitudinal segments, namely ±60°, ±30°and 0°. In order to investigate the dependence of MLT, density data are sorted into 4 different MLT sectors: 05:00MLT to 09:00MLT as the dawn sector, 10:00MLT to 16:00MLT as the noon sector, 17:00MLT to 21:00MLT as the dusk sector, and 22:00MLT to 04:00MLT as the night sector. To investigate seasonal variations, the available data are subdivided into three local seasons: the northern hemisphere winter (December-February, DJF), combined equinoxes (March-May, MAM, and September-November, SON), and the northern hemisphere summer (June-August, JJA). Dstmin is used to identify four categories of geomagnetic storms: weak storms (-30 >Dstmin ≥-50 nT), moderate storms (-50 >Dstmin ≥-100 nT), intense storms (-100 >Dstmin ≥-200 nT) and great storms (Dstmin <-200 nT). By this means the effects of magnetic local time, latitude, season and intensity of storm are separated.
Since the quiet-time density (ρq) shows much dependence on the solar activity, season, and local time, the density deviation from quiet-time values, rather than the total storm-time density (ρ) itself, seems better suited for describing the storm effect. There are two ways to define the deviation, one is the absolute difference (δρa=ρ-ρq), and the other is the percentage difference (δρr=δρa/ρq). As there is no general agreement on which expression is more appropriate, both the absolute and the percentage variations for each event are presented to produce a complete picture. Considering that the MSIS model underestimates the total mass density in the crest region resulting from its missing double peaks at low latitudes completely, the CHAMP measurements from the day prior to the storm is taken as a quiet-time reference density.
The thermospheric mass density reacts after geomagnetic activity with a delay time, which is expected to depend on latitudes, MLT and seasons. Besides the superposed epoch comparisons for different conditions during storms, in which epoch time zero is chosen as the time of Dstmin, time delays between Dstmin and maxima of densities which are divided into different season, latitude, and MLT, have been computed for each storm event and the statistical result accounted for the biggest proportion describes quantitatively the time intervals.
Besides some characteristics that have been mentioned in previous research, our statistical results reveal some new or more detailed variations about the responses of thermospheric mass density to geomagnetic storms, and the main conclusions are as follows:
1) The absolute enhancements of thermospheric density during storms show a north-south asymmetry dependence on both the intensity of storms and the magnetic local time. In the northern hemisphere summer, for great storms and the nightside of moderate storms, controlled by higher Joule heating rates and prevailing summer-to-winter winds, stronger density enhancements occur in the summer hemisphere. On the dayside of northern hemisphere summer, due to the faster propagation of the disturbance from high to low latitudes in the summer hemisphere, the thermospheric density enhancements happen near 30 degree in the northern (summer) hemisphere peak ahead of those in the southern (winter) hemisphere. While probably affected by the higher rate of the energy transferred to the thermosphere partly dependent on the strength of the background magnetic field which is weaker in the Southern hemisphere due to shifted position of the dipole in positive Z-direction, on the dayside of northern hemisphere summer during intense and moderate storms, δρa of the southern (winter) hemisphere was stronger than that of the northern (summer) hemisphere, and on the dayside near equinoxes for most storms, the thermospheric density enhancements near 30 degree of the northern hemisphere peaked 1~2 h ahead of that of the southern hemisphere.
2) Thermospheric densities of low latitudes enhancing after that of high latitudes during storms, the delay time during great storms is shorter than that of other weaker storms, and the time-lag during nightsie is shorter than that of dayside, indicating that propagation of energy deposited in polar regions to lower latitudes seems faster in the night-side sector during stronger storms. Only for great storms, the percentage difference δρr of dayside sector in low latitudes is higher than that of high latitudes, and the density of low latitudes peaks earlier than that of high latitudes, implying some other heating source in low latitudes play an important role during great storms.
3) Affected by the storm-time disturbance-driven thermospheric meridional circulation, the thermospheric density enhancements of the equator approach their maxima fastest at the equinoxes, and the time delay relative to Dstmin is 1 h, 2 h for the density of dayside, night-side, respectively. At the nightside either in summer or in winter, the thermospheric density of the equator tends to peak 3 h after Dstmin. While for the dayside, the time interval that thermospheric density at the equator approached its maximum is dependent on seasons, and it is shortest for the northern hemisphere winter.
4) At dayside, the thermospheric density enhancement at the equator tends to peak after 3h the density of 60oapproached its maximum, which is independent of seasons. While at nightside of equinoxes and northern hemisphere winter, the thermospheric density at the equator tends to peak before that of high latitudes done, meanwhile the density enhancement maxima of those latitudes were comparable, implying some other heating source working. Although the thermospheric density at the equator tends to respond with 0~2 h delay relative to the response of Dst index during most storms, while in some cases, the density at the equator enhances before the Dst index responded.
Key words: Thermospheric neutral mass density     Geomagnetic storms     CHAMP     Hemispheric asymmetry     Local time and latitude dependencies     Time delay    
1 引言

热层大气密度受到太阳辐射和地磁活动的显著影响,传统观点认为,太阳辐射决定了热层背景大气密度的基本结构和如太阳自转周、太阳活动周等规律性很强的变化.太阳风能量通过与磁层相互作用以焦耳加热和粒子沉降等形式进入高纬电离层和热层,在磁扰期间,耦合进入大气层的太阳风能量显著增强导致热层发生一系列复杂的物理过程,造成极区大气成分、温度的变化,以及加热膨胀从而改变大气环流(Wilson et al.,2006).其中,中性大气密度对磁暴响应最明显的区域在高纬度(Liu and Lühr,2005).局地加热还能够在高纬激发重力波(Bruinsma et al.,2006).高纬扰动通过大尺度环流和大气行进扰动等形式向中低纬度区域传播,产生具有几小时延迟性的低纬扰动,从而磁暴驱动的大气密度增强成为全球现象.

模式以及利用卫星观测结果(Sutton et al.,2005; Liu and Lühr,2005Forbes et al.,2005周云良等,2007Zhou et al.,2009)均表明,磁暴期间大气密度和成分都有全球性的剧烈变化.但是当前广为应用的经验大气密度模型严重低估了地磁活跃时期的大气密度.研究磁暴期间热层大气密度变化不仅对理解磁层-电离层-热层耦合十分重要,而且对低轨道卫星的精确定轨具有重要意义.基于CHAMP和GRACE星载加速度仪的高分辨率数据,一些研究给出了大磁暴过程中热层的全球变化(Bruinsma et al.,2006; Sutton et al.,2005; Liu and Lühr,2005)以及不同类型磁暴对大气密度的影响(Lei et al.,2011; Liu et al.,2012; Chen et al.,2012),关注了大气密度随纬度、地方时、季节、太阳活动周期变化特点以及高纬度大气向低纬度的传播速度等问题.但是对于同一问题的研究存在多样的结果.

以暴时中性大气密度变化的季节不对称性为例,Bruinsma等(2006)对2003年11月20—21日磁暴过程的分析表明日侧夏半球大气密度的增强明显强于冬半球,Liu等(2012)利用时序叠加分析的CIR磁暴分析表明,高纬度中性大气日侧平均变化为40%左右,高于冬半球26%,而Sutton等(2005)对于2003年10月28—11月1日磁暴分析则指出冬半球的大气密度变化强于夏半球,Burns等(2004)的模拟结果表明暴时热层温度和成分的增强在冬季比夏季大.对于夜侧的季节不对称性,不同磁暴个例也给出了不同的分析结果(Liu and Lühr,2005; Bruinsma et al.,2006).关于暴时大气密度扰动的传播速度,Sutton等(2005)认为夜间密度扰动传播速度比白天更大,而Liu等(2012)则认为冬季半球的日间传播速度大于夜间.

导致上述对同一磁暴分析结果的差异,有可能一方面是数据分析方法不同所致,另外一方面,由于暴时大气密度变化影响因子众多,个例分析结果不一定具有普适性.为了更清楚了解地磁扰动对热层大气密度影响,本文利用2002—2008年CHAMP卫星400 km高度大气密度资料,通过对267个不同强度磁暴过程中大气密度变化的分析,来认识暴时大气密度变化的区域差异、季节和地方时变化以及对磁暴响应的时延特征.相对于以往个例研究工作,我们将得到统计学特性,为未来进一步的暴时高层大气密度变化机理分析和准确预报提供参考.

2 数据处理

高层大气密度数据来自CHAMP卫星加速度计的反演资料,数据来源于科罗拉多大学网站(http://sisko.colorado.edu/sutton/data.html),具体分析过程请参见Sutton等(2005)Liu等(2005).CHAMP轨道为近圆形极轨,倾角87.3°,其绕地周期约为94 min,每天绕地球15.4圈,约每130天可覆盖全部太阳地方时.为了避免CHAMP 卫星轨道高度变化带来的密度变化,假设密度沿高度分布满足气体扩散平衡方程,利用MSIS00模式将大气密度归一到400 km高度.如图 1(a—b)所示,CHAMP卫星轨道分为升轨和降轨,各对应于大致相同地方时,两者相差12 h.根据磁暴过程中卫星所处磁地方时(MLT)将其分为4个扇区:05∶00—09∶00 MLT为清晨扇区,10∶00—16∶00 MLT为白天扇区,17∶00—21∶00 MLT为黄昏扇区,22∶00—04∶00 MLT为夜晚扇区.为了获得大气密度的时间-纬度的二维连续分布,对轨道数据进行了网格化插值,各轨道之间数据缺失区域以插值填充,从而保证在时间和纬度都是连续的.季节的划分处理是,6—8月(June-August,JJA)为北半球夏季(南半球冬季),12月、1—2月(December-February,DJF)北半球冬季(南半球夏季),3—5月(March-May,MAM)和9—11月(September-November,SON)为春秋季.

为了解暴时大气密度与太阳风及地磁活动的相关性,分析了大气密度与Dst、ap、Kp、AE等地磁活动指数,以及太阳风速度(Vsw)、太阳风动压(Psw)、行星际(IMF)磁场等行星际参数间的相关性.行星际参数利用了NASA/SPDF(http://spdf.gsfc.nasa.gov)OMNI2的小时平均和日平均资料,地磁活动数据来源于世界资料中心日本京都大学地磁中心网站(http://swdcwww.kugi.kyoto-u.ac.jp/).重联电场(Em)被认为对暴时热层大气密度变化起控制作用(Liu et al.,2010),我们还分析了Em与大气密度间的关系.重联电场表示为Em=VswBTsin2(θ/2),其中,是行星际磁场在GSM(Geocentric-Solar-Magnetospheric)坐标系内的横向分量,θ是在磁重联区域地磁场和行星际磁场之间的夹角,约等于BT和GSM坐标系的z轴间的极角,即tan(θ)=|By|/Bz,0 ≤ θπ.

为了区分磁暴强度类别,采用Srivastava and Venkatakrishnan(2004)Gonzalez等(1999)对磁暴强度的分类标准,根据磁暴过程中Dstmin将磁暴分成以下几类:-30>Dstmin≥-50 nT为小磁暴,-50>Dstmin ≥-100 nT为中等磁暴,-100 > Dstmin ≥ -200 nT为强磁暴,Dstmin < -200 nT为大磁暴.在确定一次磁暴事件时规定磁暴过程中Dst最小值Dstmin前后2天(48 h)为一次过程.这种方法所确定的磁暴的过程会漏掉一些连续磁暴个例,如图 2所示,2003年10月29日—11月1日期间发生了三次磁暴过程,这种在前一次磁暴还没恢复即又发生的磁暴在以下进行统计分析时只分析强度最强的个例.

3 分析结果

低地磁活动条件下热层密度具有显著的太阳活动、季节和地方时依赖特性.以低纬度(30°S—30°N)为例,400 km高度大气总密度日均值在2002年比2008年高了近一个量级;每日大气密度峰值出现在地方时15时左右,谷值在04时左右,两者比率可达3倍以上;受热层大尺度环流影响(Fuller-Rowell,1998; Qian et al.,2009),大气密度具有明显的季节变化,表现为在春秋分时最大,在六月夏至最小.

为了剔除背景影响,在下面的分析,我们考虑了暴时总大气密度ρ相对于同一地方时磁静日大气密度(ρq)的差值,即大气密度绝对变化δρa和相对变化δρr,其中δρa=ρ-ρq,δρr=δρaq.对于绝对变化δρa和相对变化δρr哪个更适合代表暴时大气密度变化的物理过程,当前并没有定论(Liu and Lühr,2005). Burns等(2004)指出δρa与暴时能量的输入比δρr更为接近,Fuller-Rowell等(1996)利用δρa检验了大气风场和成分的变化;而Ercha等(2012)则指出δρa受高度影响具有一定的系统误差,从而利用δρr分析了暴时大气密度变化的半球不对称性,Lei等(2011)为了减小季节性和局地地方时的影响分析了CIR磁暴过程中δρr的变化特征.为了给出更为全面完整的暴时大气密度变化特征并且检验两个物理量间的相同以及不同之处,我们以下分别给出了两个物理量的结果.由于经验模式不能给出大气密度在低纬度的双峰结构导致模式估测的大气密度在峰值区低了近15%~20%(Liu et al.,2005),这里ρq采用磁暴开始前CHAMP卫星在附近位置的测量结果.

3.1 磁暴个例对比分析

图 1(c—d)给出的是2003年11月20—21日大磁暴过程400 km大气密度绝对变化δρa全球分布,CHAMP观测的地方时分别为1020-1050 MLT和2220-2250 MLT.由图 1可见,在磁暴主相爆发后,高纬度大气密度突然增强,并向中低纬度传播.日侧大气密度先从南半球开始增强并向中低纬度传播,大约在磁暴急始后2 h,中性大气密度的第一次反应出现在南半球72°附近;在Dst达到极小值前2 h左右,北半球75°左右出现了大气密度增强峰值;从大气密度的峰值看,昼夜半球密度的增强是不对称的,日侧峰值强度高于夜侧,且超前夜侧2 h出现.所得特征与Bruinsma等(2006)Liu和Lühr(2005)的一致.

图 1 2003年11月21日CHAMP卫星轨道对应的地方时-地理纬度 (a)和磁地方时(MLT)-地磁纬度(Mlat) (b), 以及20—21日磁暴引起的日侧(c)和夜侧(d)大气密度扰动(单位: kg·m-3)的时间-纬度分布 图c中实线为Dst指数(单位: nT),图d中实线为ap指数,X轴零时为Dst指数最小时. Fig. 1 Geographic latitude versus local time (a) and geomagnetic latitude versus magnetic local time (b) for CHAMP during 21 Nov.; geomagnetic latitude versus daytime (c) and nighttime (d) response of CHAMP total mass density absolute variations (unit: kg·m-3) at 400 kmAlso shown are the hourly Dst Index (c) and the 3-hourly ap index (d), and epoch time zero denotes the time of Dstmin (unit: nT) for storm of 20—21 Nov., 2003.

为了更加量化的给出暴时大气的变化特点,我们列出了多个磁暴大气密度变化.对于一些个例,由于卫星轨道倾角特点,高纬度如图 1c中-75°以上的区域基本缺测,如果计算60~90°的平均值的话,两侧半球比较会产生较大的误差,因而在以下的分析中分别取0°,南北纬30°和南北纬60°为代表进行分析,从而考察纬度对大气密度的影响.

图 2给出了2003年11月份大磁暴和2003年10月29—11月1日三个连续磁暴过程南北纬60°总大气密度ρ以及大气密度绝对变化δρa和相对变化δρr的对比情况.可见尽管60°并不是大气密度增强的峰值区,但其发展特征与全球峰值变化特点(Liu and Lühr,2005)是一致的.例如在2003年11月的磁暴中,大气密度变化日侧南半球明显强于北半球,而夜侧半球并不明显.对于2003年10月29—31日三个连续磁暴中,Sutton等(2005)研究表明,在最强磁扰期间大气密度的增强达到了200%~300%,日侧增强幅度在北半球远大于南半球,我们的结果与其一致.如图 2(g—i)所示,日侧大气密度峰值除了在第二个磁暴中南半球相当外,第一和第三个磁暴中的日侧,尽管到达峰值时间不同,但北半球的δρaδρr均明显强于南半球.

图 2 2003年11月21—22日磁暴(a—f)和10月29—31日磁暴(g—l)过程中60°N(实线)/60°S(点线)总的大气密度 (左栏),大气密度绝对变化(中栏)以及相对变化(右栏),其中(a—c)、(g—i)为日侧结果,(d—f)、(j—l)为夜侧结果Fig. 2 Daytime (a—c, g—i) and nighttime (d—f, j—l) responses of total density (ρ, left panels), density absolute variations (δρa, middle panels) and relative variations (δρr, right panels) at 60°N (solid lines), 60°S (dot lines) geomagnetic latitude from CHAMP for storms of 20—21 Nov., 29—31 Oct., 2003. Dash lines in (d) and (j) denote the hourly Dst index, and epoch time zero means the time of Dstmin

对于大气密度变化地方时和半球性特点,不同个例可得出相同的结果,例如对于图 2所示2003年11月份大磁暴和2003年10月29—11月1日三个连续磁暴的夜侧,无论是总大气密度还是大气密度绝对变化,均小于日侧.但是也存在结论不同的方面,例如对于夜侧大气密度的半球性,11月20—21日磁暴中日侧南半球的ρδρa明显强于北半球,而在10月29—31日的3个磁暴中第一和第三个磁暴中的日侧δρa却是北半球强于南半球.既然暴时热层-电离层-磁层的耦合是一个很复杂的过程,由于影响因子的权重不同,在不同的个例可能得出相反的结果,以下我们对多磁暴个例进行了统计结果分析,分别分析了在其他条件相同情况下的磁暴过程中的大气密度变化以及高纬度大气增强向赤道传播的区域、季节和地方时特性.

3.2 统计分析结果

磁暴是全球性的地磁场强烈扰动,通常是由与日冕物质抛射(CME)或共转相互作用区(CIR)相联系的到达地球轨道的南向行星际磁场(IMF Bz<0)引起,较强而持续的南向IMF Bz使得巨大的太阳风能量通过磁重联机制进入地球空间,导致包括磁层与电离层以及中高层大气的整个地球空间都会发生一系列扰动.CIR引发的磁暴大部分是中小磁暴,实际上Liu等(2012)进行分析的CIR磁暴时序叠加分析中值仅为-20 nT.Bz分量的变化特点是区分不同行星际源的重要信号,一般来说,CME驱动的磁暴过程中,Bz快速转为南向并持续,而CIR驱动的磁暴中,Bz不断在南北向间波动.无论是由何种行星际源引发,磁暴对于高层大气密度的影响程度更多的取决于磁暴强度.

图 3给出了不同强度磁暴过程中部分参数的时序叠加结果.从图可见磁暴过程的发生发展特点.随着太阳风动压加强和行星际磁场转为南向及其持续,根据磁重联理论在太阳风、磁鞘、磁层顶内侧的电场相等条件下计算而得的重联电场Em增强;由于暴时的能量注入首先发生在高纬极区,首先出现的是AEap指数(徐文耀,2009)的增强,表明亚暴和高纬度地磁扰动的发生,作为赤道环电流指数的Dst相对延迟1~3 h.不同强度磁暴过程所对应参数的强度不同,如大磁暴中IMF Bz可达-40 nT,中等磁暴中仅为-6 nT.尽管大磁暴过程中的扰动剧烈,但是磁暴持续时间与中小磁暴相差不大,若没有新的能源注入,在Dstmin后48 h内恢复到暴前水平.虽然根据地方时进行分类的磁暴强度类似,但是行星际参数却是有差别的,如强磁暴过程中晨昏侧磁暴个例对应的太阳风动压增强早于且强于午夜侧个例,在中磁暴个例中晚于午夜侧个例,这是由不同磁暴的开始及持续时间不同所造成.引发磁暴的行星际源特点,如太阳风速度、密度、动压以及行星际磁场的方向和强度等变化对大气密度强度、时空分布特点均有影响(Liu and Lühr,20052010Lei et al.,20082010Kwak et al.,2009; Guo et al.,2010).如Bruinsma等(2006)指出,410 km大气甚至在BzBy为零或者为正的情况下对Psw的增强都具有明显响应,表明太阳风和中性大气密度变化之间具有紧密的联系.我们分析了大量行星际-磁层和地磁活动参数与磁暴过程中大气密度变化间的关系.

图 3 行星际-磁层和地磁活动参数在不同磁暴过程中的时序叠加中值Fig. 3 Superposed epoch medians of various quantities as a function of epoch time for different storms, and zero on the epoch time axis corresponds to the time of Dstmin Panels from top to bottom: solar wind dynamic pressure, Psw , IMF Bz, the merging electric field Em, the AE index, and the Dst index.

根据CHAMP卫星经过所处MLT以及磁暴发生时的季节以及磁暴强度进行分类,表 1给出了所分析2002—2008年的磁暴情况.由于磁暴的起始时间难以界定,且不同的磁暴发生发展持续时间不同,我们以Dstmin为零点分析了其前48 h到后72 h内大气密度变化情况,对于磁暴极值间隔时间小于2天的连续磁暴,只分析了强度相对大的磁暴.我们对同类磁暴过程中的参数做了时序叠加分析,考虑了每个个例情况给出了定量分析结果.

表 1 磁暴情况列表 Table 1 Summary of geomagnetic storms according to the intensity and the characteristic of CHAMP orbits during 2002—2008
3.2.1 半球间的对比

对季节性分析时,为了去除磁暴强度影响仅对同一磁暴的不同半球进行比较.以下分析中发现,虽然高纬度的季节性更为明显一些,但60°与30°的结论是一致的.图 4给出了磁纬60°大气密度变化在不同强度磁暴过程时序叠加结果.如表 1所示,符合条件的大磁暴只有一个夏季个例.由于个例的数量问题,对于冬季个例仅给出了中级磁暴时序叠加结果.由图 4(右栏)可见,与夏季个例相比,北半球冬季个例的大气密度变化时间较早,这也是与不同个例间的太阳风特点(图略)相对应的;虽然不同半球达到峰值的时间有差别,但是两半球间的密度峰值差别较小.以下主要分析夏季磁暴个例的时序叠加分析结果.

图 4 北半球冬(DJF)/夏(JJA)季磁暴过程中60°S、60°N大气密度变化的时序叠加中值 其中(a—f)为日侧结果, (g—l)为夜侧结果, (a—c, g—i)为绝对变化δρa, (d—f, j—f)为相对变化δρrFig. 4 Superposed epoch results of absolute (a—c, g—i), relative (d—f, j—f) variations at 60°S, 60°N for different seasonal storms in neutral density at 400 km. Daytime and nighttime results are shown in (a—f) and (g—l), respectively

60°大气总密度ρ,在春秋季节中两半球的分布较均匀,而至点附近的个例几乎都是夏半球都强于冬半球.图 5给出了Dstmin前后6 h内30°的大气密度及其变化峰值情况,散点相对于60°的结果更加集中,说明在高纬度半球间的差异更大.以下分析中发现,这种不同季节半球间的差异主要是由磁静日时的背景大气所造成.

图 5 北半球冬(DJF, 左栏)、夏(JJA, 中栏)和春秋(MAM/SON, 右栏)季节磁暴过程中不同半球磁纬30°大气密度 峰值对比 (其中(a—c)为总大气密度ρ,(d—f)为绝对变化δρa,(g—i)为大气密度相对变化δρr,实线为Y=X示意)Fig. 5 Maximums of hourly total density (a—c ), density absolute variations (d—f ) and relative variations (g—i) during different seasonal storms at 30°S versus those at 30°S. Left, right panels show results for northern winter (DJF), summer (JJA) storms, middle panels describe results of near equinox (MAM/SON) storms, and solid lines denote Y=X

图 4所示,两半球δρa在不同强度磁暴、不同地方时比较结果不同.从2005年8月23—25日的大磁暴(图 4左栏)来看,夏半球的δρa强于冬半球,这与前面分析的2003年11月份大磁暴结果(图 2b图 2e)是相同的.中等磁暴的夜侧结果(图 4i)也表明,夏季半球的δρa是强于冬季半球的,这与(Liu et al.,2012)对于CIR磁暴的时序叠加结果也是相同的.这种结果可以利用焦耳加热和背景中性风共同作用的不对称性来解释(Bruinsma et al.,2006Liu et al.,2012).一方面,由太阳加热驱动的盛行夏季-冬季风有助于夏半球的密度扰动向赤道方向传播,同时限制了冬半球高纬度带的扰动;另一方面,卫星AE-C分析结果(Foster et al.,1983)以及利用经验和数值模式计算结果(Fuller-Rowell et al.,1996; Lu et al.,1998)均表明,焦耳加热在夏季半球是远高于冬半球,既然磁扰动期间高纬度的焦耳加热比粒子沉降具有更重要的作用(Ahn et al.,1983; Richmond et al.,1990; Lu et al.,1995),则夏季半球大气密度比冬季半球增强的更大.

除了上述个例以及中等磁暴的夜侧外,图 4所示其他情况给出了相反的结果.夏季强磁暴以及中级磁暴的日侧结果表明,南(冬)半球δρa强于北(夏)半球.实际上如图 5(d—f)所示,强度较低的δρa半球分布较均匀,但是对于大的δρa,几乎均为南半球大于北半球.图 5e中显示夏季个例中最强的一点北半球强于南半球,此点即为图 4左栏的夏季大磁暴个例,这也说明了个例分析并不具备普遍性.很少有文献对于这种半球不对称性给出合理解释(Sutton et al.,2005).既然暴时热层结构受多种过程影响,热层能量输送率取决于与极区电离层的电导率、电场以及背景磁场的强度,这可能可以利用背景磁场强度的半球不对称性来解释.既然磁极附近的电离层电导率能最大程度的增强热层反应(Burke et al.,2007),且电场是随着电离层电导率而增强的,则南半球由于偶极轴在正方向的偏移导致的较弱背景磁场强度使得南半球热层具有更大的增强.Ercha等(2012)对南北半球的季节性分析指出,南半球大气密度随着太阳辐射变化具有明显的季节变化,在夏季最大冬季最小,而北半球则几乎不随季节变化;对于春分磁暴时大气密度的分析表明,在二分点附近,南半球的大气密度增强远远高于北半球.如图 5f所示,春秋季的个例中也是以南半球δρa强于北半球的居多.既然上述南半球强于北半球的这种效果在夜侧较弱(Ercha et al.,2012),这可能也是使得中等磁暴夏季个例的夜侧北(夏)半球强于南(冬)半球(图 4i)的原因.

关于相对变化δρr,时序叠加结果表明除上述夏季大磁暴个例以及中等磁暴夜侧由于对应夏半球的高δρa而使得夏半球δρr高于冬半球外,其余的均为冬半球的相对变化高于夏半球,尤其是夏季磁暴个例,既然南半球的δρa较高且背景大气密度相对较低,如图 5 h所示,对于具有100%以上增强的个例来说,均为南半球大于北半球.对于冬季和春秋季个例,虽然最强的几点是南(夏)半球强于北(冬)半球,但是总的来说由于受背景大气影响更大,半球间结果与总大气密度结果相反,即大部分个例中北半球δρr强于南半球.

大磁暴个例和强磁暴结果中另外一个明显的特点是,北(夏)半球的反应增强时间都明显早于南(冬)半球,这种效果在日侧(图 4a—b)更加明显,这可以用由于盛行风环流造成的夏季半球扰动传播速度快来解释.既然上述分析表明总体来说南半球的变化幅度要强一些,以下在两半球结果一致的情况下以南半球的分析结果代表给出.

3.2.2 不同纬度的比较

对于磁静日的大气密度,无论是模式结果还是CHAMP结果均表明,60°的大气密度低于较低纬度,与MSIS00模式结果不同的是,CHAMP资料表明最大密度点并未出现在赤道,而是在磁纬±30°附近的中纬度,大气密度的这种双峰结构被认为是中性大气受磁场影响的例证之一(Liu et al.,2005),这种分布在某种意义上与F区等离子体的赤道电离异常是一致的.

图 6给出了不同纬度大气密度变化的对比,可见暴时不同纬度间大气密度绝对变化间差异较小.既然磁静日日侧的中低纬度大气密度值较高,则暴时大气增强在高纬度所占比重即δρr最大,实际上除大磁暴外的结果的确如此.而夜间由于加热源权重的改变,赤道和低纬度地区密度值较小,高纬度地区至两极密度缓慢增强,这种情况下暴时造成的大气密度加热在中低纬度所占比重相对较高.

图 6 磁纬0°、30°S和60°S和大气密度变化在磁暴过程时序叠加中值对比

(其中(a—f)为日侧结果, (g—l)为夜侧结果)
Fig. 6 Superposed epoch results of absolute (a—c, g—i), relative (d—f, j—f) variations at equator, 30°S, 60°S in neutral density at 400 km during storms (Daytime and nighttime results are shown in (a—f) and (g—l), respectively)

大磁暴中δρr即使是日侧也是中低纬度强于高纬度,同时可见中低纬度达到峰值的时间也要早于高纬度,这说明了除了由高纬上行传播的能量外,其他的某种低纬大气密度扰动源,例如磁层环电流,在大磁暴期间起了重要作用.如图 3所示,大磁暴期间,CME造成的携带着强南向行星际磁场的太阳风与地球磁层相互作用,通过磁场重联机制,巨大的太阳风能量得以进入地球空间,环电流Dst指数快速增强,环电流离子和电子的库伦碰撞会产生热能并传输给中性成分,产生不受磁力线控制的高能中性原子从而加热中低纬度大气.

日侧中低纬度的变化相对于较高纬度有明显延迟,延迟时间受磁暴强度影响.大磁暴和夜侧延迟时间很短,这可能也说明了暴时贮存在高纬度能量向低纬度的传播速度在夜侧、强度大的磁暴中更快.如图 6所示,除大磁暴外的磁暴过程中,高纬度大气,无论是开始变化时间还是峰值到达时间都是先于中低纬度,表明暴时能量首先输入到高纬再向赤道方向传播.中低纬度大气密度的时延特点在日侧更为明显,这可能是受夜侧的两个半球均存在盛行赤道向环流影响,受EUV加热驱动的影响,日侧的盛行环流是向极的(Forbes et al.,1976Sutton et al.,2005),从而抑制了大气密度扰动的向赤道传播的,造成高纬度大气密度扰动更易于在夜侧传播.

3.2.3 不同地方时的比较

日侧大气密度变化δρa大于夜侧,且在高纬度更加明显;而相对变化相反,即夜侧δρr远大于日侧.这与个例分析(Liu and Lühr,2005)以及CIR磁暴过程中的统计结果(Liu et al.,2012)是一致的.对于暴时δρa的日夜不对称性可以利用焦耳加热来解释.基于Astrid-2卫星观测(Olsson et al.,2004)和模式计算(Deng et al.,2011)的电离层焦耳加热结果均表明,地磁扰动期间,焦耳加热通常更多的沉积在日侧,既然焦耳加热比粒子沉降具有更重要的作用(Ahn et al.,1983; Richmond et al.,1990; Lu et al.,1995),δρa日夜不对称性可归因于不均匀的日夜焦耳加热率.在夜侧极光区太阳辐射加热低,与磁暴有关的焦耳加热可能更加重要,因而夜侧大气密度具有比日侧大气更大尺度的变化.比较晨昏侧结果可见,即使受更利于大气密度增强的太阳风结构影响,与午夜侧个例相比,晨昏侧δρa峰值仍然稍低于午侧;与静日特点一样的是昏侧强于晨侧,δρr结果相反即晨侧强于昏侧.

虽然开始变化时间类似,夜侧δρa到达峰值的时间明显晚于午侧.如图 7(g—h)所示,大磁暴和强磁暴中,夜侧60°S大气密度达到峰值时间距离午侧均有3h的延迟,这与(Liu and Lühr,2005)所研究的2003年大磁暴中近赤道热层大气的延迟反应也是一致的.(Müller et al.,2009)也指出,低纬地区热层大气密度对ap指数的响应时间在在向阳面比在背阳面要早1~2 h.既然磁暴期间能量输入主要是受场向电流(FAC)影响(Liu and Lühr,2005),(Wang et al.,2010)给出了进一步的证实和解释,其研究表明日侧FAC强度非常接近于太阳风能量输入参数的变化,相对的,夜侧FAC与Dst指数的变化符合的更好,后者与太阳风输入后具有2 h的峰值延迟时间.既然场向电流是处于45°以上的较高纬度,如图所示,夜侧大气密度的时延在较高纬度更加明显.

图 7 不同地方时大气密度变化在磁暴过程时序叠加中值对比 (其中(a—f)为0°结果, (g—l)为60°S结果)Fig. 7 Superposed epoch results of absolute (a—c, g—i), relative (d—f, j—f) variations at equator (a—f), 60°S (g—l) in neutral density of different local time during storms

太阳风结构对暴时大气密度的变化有着明显的影响.如图 3所示,尽管根据地方时进行分类的磁暴强度类似,但是行星际参数却是有差别的,在强磁暴过程中晨昏侧磁暴个例对应的太阳风动压增强早且强于午夜侧个例,中磁暴晚于午夜侧个例.由图 7可见,强磁暴的晨昏侧个例中大气密度无论是在高纬还是低纬,均明显早于日夜侧个例,而在中磁暴中晨昏侧的明显晚于午夜侧,均与太阳风动压的变化特点一致,这种特点也可以利用场向电流的特点来解释,既然FAC主要受太阳风动压而不是行星际磁场的控制(王慧等,2010),那么与FAC密切相关的暴时大气密度必然受Psw影响.

3.2.4 大气密度相对磁暴爆发的时延

相对于地磁活动热层反应具有一定的延迟时间,而这种时延与纬度、地方时和季节都有关系.上述时序叠加分析结果表明,日侧中低纬度的变化相对于较高纬度具有明显的延迟;高纬度夜侧δρa到达峰值的时间明显晚于午侧;大磁暴个例和强磁暴中,夏半球的反应增强时间都明显早于冬半球.既然不同的个例结果可能不同,我们给出了磁暴过程中不同季节、不同半球、不同地方时大气密度达到峰值的时间对比,利用占比重最大的情况来指示全球大气密度的响应时间问题,从而给出更加定量的结果. 由于Dst指数的时间分辨率更高,利用Dstmin作为一个全球大密度响应的参考时间.ρδρaδρr的变化时间基本一致,三者结果相同.

为了解季节效应,我们对不同半球的峰值时间进行分析,高纬度中未见明显的趋向性,图 8(d—f)给出了30°N大气密度峰值距离30°S峰值的时延,可见北半球夏季和春秋季个例中,日侧30°附近大气,北半球到达峰值的时间早于南半球.除去比例最大的时延为零情况,夏季个例中所占比例最大的为日侧北(夏)半球到达峰值的时间早于南(冬)半球1 h,实际上如图 4(a—b)所示,时序叠加结果表明,夏季个例中北(夏)半球的反应增强时间都明显早于南(冬)半球,而夜侧的这种半球效应并不明显.在冬季个例中虽然除时延为零的外所占最大比例为夏半球先于冬半球2 h到达峰值,但是仅有4例.如果说上述效果是由于盛行风环流造成的夏季半球扰动传播速度快的话,那么如图所示对于春秋季个例的日夜侧来说,所占比例最大的均为北半球先于南半球1~2 h达到峰值,这可能受3.2.2 节中所指出地球磁场偶极轴的不对称影响.

图 8 赤道大气密度峰值ρLL距离Dstmin时延(a—c),30°N大气密度峰值ρLN距离30°S峰值ρLs的时延(d—f)和ρLL距离60°S 峰值时延(g—i)(左栏为春秋季(MAM/SON)结果,中间为北半球夏季(JJA)结果,右栏为北半球冬季(DJF)结果)Fig. 8 Time delays between Dstmin and the following maximum hourly averages of equator neutral density at 400 km during storms (a—c), between maximum hourly averages of neutral density at 30°S and that at 30°S (d—f), and that between maximum hourly averages of neutral density at 60°S and that at equator (g—i). Left, middle, and right panels show results for spring/autumn (MAM/SON) , northern hemisphere summer (JJA) and winter (DJF) storms, respectively

日侧赤道大气密度峰值时间距离高纬度峰值时间不受季节影响.图 8(g—i)给出60°S高纬度大气密度峰值距离低纬度峰值的时间,可见日侧结果未受季节影响,所占比例最大的均为高纬度峰值后的3 h.夜侧结果并未见明显趋向性,冬季半球比例最大的为0~2 h的时延(图 8h);而在二分点(图 8g)和北半球冬季的夜侧(图 8i),大部分个例在高纬度达到峰值前赤道即已达到峰值,这种结果与图 6g图 1d也是一致的,如图 6g所示,在高纬度的一部分能量并未传播到低纬情况下,不同纬度大气密度的峰值相差不大,表明夜侧还有另外加热源起着重要作用.

春秋季暴时赤道大气密度达到峰值的时间最短.由图 8a可见,日/夜侧大气分别在Dstmin后1 h和2 h达到峰值,而在北半球夏季(图 8b)和冬季(图 8c),夜侧往往在Dstmin后3 h达到峰值,日侧分别为2 h和4 h.这种结果可以用叠加在背景环流上的暴时热层大气环流特点解释:磁暴期间沿磁力线沉降到两半球极区的太阳风能量造成极区大气加热膨胀,形成了由极区向赤道的大尺度环流,两分点附近两半球环流是近似对称(Roble et al.,1979),400 km高度的赤道处于两环流叠加的下沉气流,从而使得高纬扰动更快的传播到赤道地区,而在至点附近,日侧夏半球地磁扰动形成的次级环流与背景环流一致,而冬半球与背景环流相反,使得两半球环流叠加的下沉气流沉积在冬半球低纬,从而使得暴时赤道大气的加热效率要低于二分点时.需要指出的是,不同季节夜侧至点附近赤道大气达到峰值时间是一致的,均为3 h,但是不同季节的日侧是不一样的,北半球夏、冬季分别为2 h和4 h,这可能与3.2.2 节中所指出地球磁场偶极轴的不对称有关,在北半球冬季,日侧的南半球夏季环流越过赤道传播到北半球纬度更高从而使得赤道地区经过更长的时间达到峰值.由图 8(a—c)可见,尽管大部分低纬度大气密度峰值出现在Dstmin后1~5 h,仍然存在大气密度峰值出现在Dstmin之前的情况,实际上我们分析磁暴过程中大气密度与不同参数间的相关性发现,虽然大部分暴时低纬度大气密度响应与Dst指数相比延迟0~2 h,仍然存在提前Dst指数0~2 h情况,说明在部分磁暴过程中高纬度大气密度增强的传播快于赤道环电流的反应.

4 结论

暴时磁层-热层-电离层的耦合是一个复杂的过程,由于影响因子的权重不同以及分析方法的差异,关于暴时高层大气密度的变化特点,在不同的个例可能得出相反的结果,本文对2002—2008年267个磁暴期间400 km高度大气密度进行分析,给出了暴时大气密度变化的区域、季节、地方时依赖特性以及时延的统计学特征.

分析中得出暴时大气密度变化的部分特点与历史结果相一致,例如:暴时总大气密度ρ,在春秋季节中两半球的分布较均匀,至点附近几乎都是夏半球强于冬半球;不同纬度间大气密度绝对变化间差异较小,由于静日日侧的中低纬度大气密度值较高,暴时大气增强在高纬度所占比重最大,而夜间由于加热源权重的改变,暴时造成的大气密度加热在中低纬度所占比重相对较高;受焦耳加热不均影响,日侧大气密度变化δρa大于夜侧,且在高纬度更加明显,相对变化相反,即夜侧δρr远大于日侧;日侧中低纬度δρa相对于较高纬度具有明显的延迟;与场向电流特点一致,高纬δρa到达峰值的时间夜侧晚于午侧;强以上(Dstmin≤100 nT)磁暴中,由于盛行风环流造成的夏季半球扰动传播速度快,夏半球δρa增强时间早于冬半球.

除了上述曾在历史文献中指出过的特征,我们在分析过程中还得出了暴时大气密度变化的一些新的或者更加具体的特点,主要如下:

1)两半球δρa比较结果在不同强度磁暴、不同地方时不同.受焦耳加热不均和背景中性风共同作用影响,北半球夏季大磁暴和中等磁暴过程中的夜侧夏半球的δρaδρr强于冬半球;主要受背景磁场强度的半球不对称性影响,夏季强磁暴以及中级磁暴的日侧结果表明,南(冬)半球δρa强于北(夏)半球,δρr相反即冬半球强于夏半球.

2)对于中低纬度大气密度变化相对于高纬度的时间延迟,大磁暴比强度小的磁暴中更短,夜侧相对日侧更短,说明了暴时贮存在高纬度能量向低纬度的传播速度在夜侧、强度大的磁暴中更快.大磁暴的日侧中低纬度δρr强于高纬度,同时可见中低纬度达到峰值的时间也要早于高纬度,表明除了由高纬上行传播的能量外,某种低纬大气密度扰动源在大磁暴期间起了重要作用.

3)北半球夏季和春秋季个例中,日侧30°附近大气,北半球到达峰值的时间早于南半球,对于夏季个例可以用由于盛行风环流造成的夏季半球扰动传播速度快解释,而可能受地球磁场偶极轴的不对称影响,对于春秋季个例中北半球先于南半球1~2 h达到峰值.

4)日侧赤道峰值时间距离高纬度峰值时间不受季节影响为3h左右.春秋季和北半球冬季夜侧低纬度大气密度先于高纬度达到峰值,且在高纬度部分能量未传播到低纬情况下不同纬度大气密度的峰值相差不大,表明夜侧低纬度还有另外的加热源起着重要作用.

5)受叠加在背景环流上的暴时热层大气环流影响,春秋季暴时赤道大气密度达到峰值的时间最短,日/夜侧大气分别在Dstmin后1 h和2 h达到峰值.至点附近夜侧赤道大气达到峰值时间一致,为3 h,而不同季节日侧结果不同,南半球夏季赤道地区经过更长的时间达到峰值.

参考文献
[1] Ahn B H, Akasofu S I, Kamide Y. 1983. The joule heat production rate and the particle energy injection rate as a function of the geomagnetic indices AE and AL. J. Geophys. Res., 88(A8): 6275-6287, doi: 10.1029/JA088iA08p06275.
[2] Bruinsma S, Forbes J M, Nerem R S, et al. 2006. Thermosphere density response to the 20—21 November 2003 solar and geomagnetic storm from CHAMP and GRACE accelerometer data. J. Geophys. Res., 111: A06303, doi: 10.1029/2005JA011284.
[3] Burke W J, Huang C Y, Marcos F A, et al. 2007. Interplanetary control of thermospheric densities during large magnetic storms. J. Atmos. Solar-Terr. Phys., 69(3): 279-287.
[4] Burns A G, Killeen T L, Wang W, et al. 2004. The solar-cycle-dependent response of the thermosphere to geomagnetic storms. J. Atmos. Terr. Phys., 66(1): 1-14.
[5] Chen G M, Xu J Y, Wang W B, et al. 2012. A comparison of the effects of CIR- and CME-induced geomagnetic activity on thermospheric densities and spacecraft orbits:Case studies. J. Geophys. Res., 117: A08315, doi: 10.1029/2012JA017782.
[6] Deng Y, Huang Y S, Lei J H, et al. 2011. Energy input into the upper atmosphere associated with high-speed solar wind streams in 2005. J. Geophys. Res., 116: A05303, doi: 10.1029/2010JA016201.
[7] Ercha A, Ridley A J, Zhang D H, et al. 2012. Analyzing the hemispheric asymmetry in the thermospheric density response to geomagnetic storms. J. Geophys. Res., 117: A08317, doi: 10.1029/2011JA017259.
[8] Forbes J M, Garrett H B. 1976. Solar diurnal tide in the thermosphere. J. Atmos. Sci., 33(11): 2226-2241.
[9] Forbes J M, Lu G, Bruinsma S, et al. 2005. Thermosphere density variations due to the 15—24 April 2002 solar events from CHAMP/STAR accelerometer measurements. J. Geophys. Res., 110: A12S27, doi: 10.1029/2004JA010856.
[10] Foster J C, St-Maurice J-P, Abreu V J. 1983. Joule heating at high latitudes. J. Geophys. Res., 88(A6): 4885-4897, doi: 10.1029/JA088iA06p04885.
[11] Fuller-Rowell T J, Codrescu M V, Codrescu H, et al. 1996. On the seasonal response of the thermosphere and ionosphere to geomagnetic storms. J. Geophys. Res., 101(A2): 2343-2353.
[12] Fuller-Rowell T J. 1998. The ‘thermospheric spoon’: A mechanism for the semiannual density variation. J. Geophys. Res., 103(A3): 3951-3956.
[13] Gonzalez W D, Tsurutani B T, de Gonzalez A L C. 1999. Interplanetary origin of geomagnetic storms. Space Sci. Rev., 88(3-4): 529-562.
[14] Guo J P, Feng X S, Forbes J M, et al. 2010. On the relationship between thermosphere density and solar wind parameters during intense geomagnetic storms. J. Geophys. Res., 115: A12335, doi: 10.1029/2010JA015971.
[15] Kwak Y S, Richmond A D, Deng Y, et al. 2009. Dependence of the high-latitude thermospheric densities on the interplanetary magnetic field. J. Geophys. Res., 114: A05304, doi: 10.1029/2008JA013882.
[16] Lei J H, Thayer J P, Forbes J M, et al. 2008. Global thermospheric density variations caused by high-speed solar wind streams during the declining phase of solar cycle 23. J. Geophys. Res., 113: A11303, doi: 10.1029/2008JA013433.
[17] Lei J H, Thayer J P, Burns A G, et al. 2010. Wind and temperature effects on thermosphere mass density response to the November 2004 geomagnetic storm. J. Geophys. Res., 115: A05303, doi: 10.1029/2009JA014754.
[18] Lei J H, Thayer J P, Wang W B, et al. 2011. Impact of CIR storms on thermosphere density variability during the solar minimum of 2008. Sol. Phys., 274(1-2): 427-437, doi: 10.1007/s11207-010-9563-y.
[19] Liu H, Lühr H. 2005. Strong disturbance of the upper thermospheric density due to magnetic storms: CHAMP observations. J. Geophys. Res., 110: A09S29, doi: 1011029P2004JA010908.
[20] Liu H, Lühr H, Henize V, et al. 2005. Global distribution of the thermospheric total mass density derived from CHAMP. J. Geophys. Res., 110: A04301, doi: 1029P2004JA010741.
[21] Liu J, Liu L B, Zhao B Q, et al. 2012. Superposed epoch analyses of thermospheric response to CIRs: Solar cycle and seasonal dependencies. J. Geophys. Res., 117: A00L10, doi: 10.1029/2011JA017315.
[22] Liu R, Lühr H, Doornbos E, et al. 2010. Thermospheric mass density variations during geomagnetic storms and a prediction model based on the merging electric field. Ann. Geophys., 28(9): 1633-1645, doi: 10.5194/angeo-28-1633-2010.
[23] Lu G, Richmond A D, Emery B A, et al. 1995. Magnetosphere-ionosphere-thermosphere coupling: Effect of neutral winds on energy transfer and field-aligned current. J. Geophys. Res., 100(A10): 19643-19659.
[24] Lu, G, Bake D N, McPherron R L, et al. 1998. Global energy deposition during the January 1997 magnetic cloud event. J. Geophys. Res., 103(A6): 11685-11694, doi: 10.1029/98JA00897.
[25] Müller S, Lühr H, Rentz S. 2009. Solar and magnetospheric forcing of the low latitude thermospheric mass density as observed by CHAMP. Ann. Geophys., 27(5): 2087-2099.
[26] Olsson A, Janhunen P, Karlsson T, et al. 2004. Statistics of Joule heating in the auroral zone and polar cap using Astrid-2 satellite Poynting flux. Ann. Geophys., 22(12): 4133-4142, doi: 10.5194/angeo-22-4133-2004.
[27] Qian L Y, Solomon S C, Kane T J. 2009. Seasonal variation of thermospheric density and composition. J. Geophys. Res., 114: A01312, doi: 10.1029/2008JA013643.
[28] Richmond A D, Kamide Y, Akasofu S I, et al. 1990. Global measures of ionospheric electrodynamic activity inferred from combined incoherent scatter radar and ground magnetometer observations. J. Geophys. Res., 95(A2): 1061-1071, doi: 10.1029/JA095iA02p01061.
[29] Roble R G, Dickinson R E, Ridley E C, et al. 1979. Thermospheric response to the November 8-9, 1969, magnetic disturbances. J. Geophys. Res., 84(A8): 4207-4216.
[30] Srivastava N, Venkatakrishnan P. 2004. Solar and interplanetary sources of major geomagnetic storms during 1996—2002. J. Geophys. Res., 109: A10103, doi: 10.1029/2003JA010175.
[31] Sutton E K, Forbes J M, Nerem R S. 2005. Global thermospheric neutral density and wind response to the severe 2003 geomagnetic storms from CHAMP accelerometer data. J. Geophys. Res., 110: A09S40, doi: 10.1029/2004JA010985.
[32] Wang H, Mao D D, Ma S Y, et al. 2010. Substorm time ionospheric field-aligned currents as observed by CHAMP. Chinese J. Geophys. (in Chinese), 53(6): 1256-1262, doi: 10.3969/j.issn.0001-5733.2010.06.002 .
[33] Wilson G R, Weimer D R, Wise J O, et al. 2006. Response of the thermosphere to Joule heating and particle precipitation. J. Geophys. Res., 111: A10314, doi: 10.1029/2005JA011274.
[34] Xu W Y. 2009. Yesterday, today and tomorrow of geomagnetic indices. Progress in Geophys.(in Chinese), 24(3): 830-841.
[35] Zhou Y L, Ma S Y, Lühr H, et al. 2007. Changes of thermospheric mass density and their relations with Joule heating and ring current index during Nov. 2003 superstorm-CHAMP observations. Chinese J. Geophys.(in Chinese), 50(4): 986-994.
[36] Zhou Y L, Ma S Y, Lühr H, et al. 2009. An empirical relation to correct storm-time thermospheric mass density modeled by NRLMSISE-00 with CHAMP satellite air drag data. Adv. Space Res., 43(5): 819-828.
[37] 王慧, 毛丹丹, 马淑英等. 2010. 亚暴期间电离层场向电流的分布特征—CHAMP卫星观测. 地球物理学报, 53(6): 1256-1262, doi: 10.3969/j.issn.0001-5733.2010.06.002.
[38] 徐文耀. 2009. 地磁活动指数的过去、现在和未来. 地球物理学进展, 24(3): 830-841.
[39] 周云良, 马淑英, Lühr H等. 2007. 2003年11月超强磁暴热层大气密度扰动及其与焦耳加热和环电流指数的关系—CHAMP卫星观测. 地球物理学报, 50(4): 986-994.