2020, Vol. 63
2. 国家卫星气象中心空间天气重点开放实验室, 北京 100081;
3. 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;
4. 中国科学院国家空间科学中心, 北京 100190
2. Key Laboratory of Space Weather, National Center for Space Weather, China Meteorological Administration, Beijing 100081, China;
3. Key Laboratory of Earth and Planetary Physics, Institute of Geology and Geophysics, Chinese Academy of Sciences, Beijing 100029, China;
4. National Space Science Center, Chinese Academy of Sciences, Beijing 100190, China
地球等离子体层位于磁层的内部, 主要由绕地球共转的致密冷等离子体组成(Lemaire and Gringauz, 1998).等离子体层的外边界称为等离子体层顶, 在该区域等离子体层密度剧烈下降.一般在0.5 RE(RE为地球半径)下降至少1~2数量级, 它也是内外两种不同密度和温度的等离子体的分界面(Wolf et al., 2007; Zhang et al., 2017).等离子体层是内磁层耦合中的重要组成部分, 与电离层、辐射带、环电流之间存在重要的耦合关系(杜沛珩等, 2018).地球外辐射带中的高能电子通量在不到一天的时间内可能会变化几个数量级, 以响应由太阳活动引起的太阳风特性变化.辐射带的可变性是由于违反了一个或者多个绝热不变量引起的主要辐射源与损失过程之间的不平衡.对于辐射带电子, 非绝热行为主要与各种磁层波相互作用期间的能量传递有关(Thorne, 2010).由于粒子与超低频波相互作用而产生的向内径向扩散以及哨声波和磁声波产生的能量扩散会导致电子加速(Gu et al., 2020).并且研究表明, 具有低于100 Hz的显著波功率的低频等离子体层嘶声波可以有效地与辐射带电子发生共振, 并且在回旋、朗道和弹跳共振中对辐射带电子沉降起着重要的作用(Cao et al., 2017; Fu et al., 2020).现在已经知道, 各种波粒相互作用在许多不同的源, 损耗和传输过程中起着至关重要的作用, 最终导致地球外辐射带中相对电子能级的剧烈变化(Turner et al., 2014).等离子体层内部波动是空间物理的重要研究内容, 它影响地球磁层的能量循环.最显著的影响是通过波粒相互作用显著改变辐射带高能粒子动力学行为(Thorne, 2010; Turner et al., 2014; Gu et al., 2020; Fu et al., 2020).通过对地球等离子体层及其边界变化研究, 掌握其物理规律, 可以提高空间天气预报的准确程度, 同时也能保证航空航天活动的安全有序进行(冯时等, 2017; Zheng et al., 2019).
大量的观测证据表明，一些低频电磁波与等离子体层顶有关, 特别是黄昏区(Kikuchi, 1971; Klkuchi, 1976; Kivelson, 1976; Lanzerotti and Fukunishi, 1975; Lanzerotti et al., 1976). OGO 5卫星观测到类似波纹的等离子体密度结构(Chappell, 1972)，Chappell认为这种结构可能是分离的等离子体区域, 该区域从日侧等离子体层剥离, 最终旋转到黄昏区域.OGO 5数据的其他研究(Chappell et al., 1971; Chappell, 1974)发现这些独立区域通常位于黄昏区域, 而较少位于白天区域.S3-A卫星也观察到了类似的结构(Maynard and Cauffman, 1973)，该结构主要包裹在黄昏一侧等离子体层顶周围, 形成凸起区域, 类似等离子体羽密度结构(Chen and Wolf, 1972). OGO 5数据的研究还表明, 在增强的地磁活动一段时间后, 等离子体层顶凸起区域附近出现了较大的密度波动(Chappell et al., 1970; Carpenter and Chappell, 1973).最近He等在磁暴期间昏侧等离子体层顶首次发现了表面波(He et al., 2020), 并揭示了等离子体注入激发表面波的物理过程.
已有多种机制用于解释这种磁流体波动如何被激发, 其中梯度漂移和开尔文-亥姆霍兹(K-H)不稳定性已经成为磁层中磁流体波动最可能的来源(Lanzerotti and Southwood, 1979; Southwood and Hughes, 1983).在等离子体层顶两侧的等离子体密度和温度都存在明显的差异, 磁场中的粒子漂移运动可能会激发内部起源的磁流体漂移波.这些波可以在磁场中传播, 并且可以在共振场线上耦合, 产生剪切阿尔芬波(Hasegawa, 1971; Hasegawa and Chen, 1974; Patel, 1978; Migliuolo, 1983).此外, Lernaire等用不同的方法研究了等离子体层顶不稳定性, 他们认为, 等离子体层顶不稳定性的形成是由离心-重力驱动的交换机制引起的, 但在他们的讨论中没有给出激发模式波类型的标准(Lemaire, 1974, 1976; Lemaire and Kowalkowski, 1981).
另一方面, 通过无线电波技术和密度、电场和磁场原位测量, 已经观察到等离子体层顶不规则性, 并且推测是由于阿尔芬波与等离子体层顶的密度梯度混合造成(Kelley et al., 2012).Lemaire等对K-H剪切不稳定性进行了深入的研究.但是, 这种不稳定性在空间等离子体物理学中的大多数应用都是针对磁层顶边界的稳定性研究, 而关于等离子体层顶边界的研究很少.LeDocq等(LeDocq et al., 1994)利用CRRES卫星上的等离子体仪器在等离子体层顶附近观察到电子数密度的小尺度准周期波动, 外等离子体层中的等离子体密度不规则性有时候具有接近-5/3的功率谱斜率, 这表明可能存在发展良好的二维磁流体动力学湍流.统计分析表明, 密度波动幅度在L=3~6区域最大(等离子体层顶所在区域)，当L>6时, 密度波动幅度随着L的增加而减小.在磁地方时(MLT)9 : 00到21 : 00区域, CRRES卫星缺乏可用的所需数据, 因此当时并未发现明显的磁地方时依赖性(LeDocq et al., 1994).
全面、细致地统计分析等离子体层顶密度波动对研究太阳风-磁层-电离层耦合过程中的质量输运和能量转移上起着重要作用.以往已利用CRRES、S3-A、OGO 5等卫星数据, 开展过等离子体层顶密度波动统计研究, 但由于这些卫星数据覆盖与数据量的限制, 大部分研究覆盖磁壳L与磁地方时MLT并不全面.2012年, 美国发射了低倾角大椭圆轨道的范艾伦辐射带探测卫星(Van Allen Probes, VAP)，该卫星携带了更加精密的波动探测仪器, 为更加全面地研究等离子体层顶密度波动提供了更好的数据.本文将利用VAP-A、VAP-B卫星2012—2015年的数据对等离子体层顶密度波动开展更深入的分布统计以及功率谱密度统计研究.
1 数据来源和分析方法VAP卫星于2012年8月30日发射, 包含了两颗轨道几乎相同的A星和B星, 主要用于对地球辐射带空间区域的在轨观测.VAP为低倾角、大椭圆轨道卫星, 其轨道倾角~10°, 近地点高度约500~675 km, 远地点地心距约30050~31250 km (约5.8RE)，运行周期约9 h(Stratton et al., 2013). VAP卫星搭载的电场和磁场集成科学仪器(EMFISIS) (Kletzing et al., 2013)由三轴磁通门磁强计和三轴探测线圈磁强计组成, 分别安装在独立的3 m悬臂末端.磁通门磁强计探测速度快、探测范围广, 用于测量背景稳定或缓慢变化的磁场, 它和探测线圈磁强计一起可探测超低频电磁波.EMFISIS着重研究磁场和等离子体波在辐射带粒子加速和损失过程中的重要作用, 并且提供磁场和电场的基本等离子体波测量结果, 以阐明波动与带电粒子之间相互作用的物理原理、辐射带粒子的输运和损失.此外, EMFISIS对稳定或缓慢变化磁场的测量将提供有关较低频率现象的信息, 例如环绕地球的环形电流的变化以及传输粒子的超低频波.
本文的研究对象为等离子体层顶密度波动, 范艾伦卫星探测器可以完美覆盖其发生区域, 进而可以统计分析波动发生的全球分布特征.选用范艾伦卫星EMFISIS数据的时间范围为2012年9月至2015年11月, 共计39个月.
1.1 数据处理背景冷等离子体密度对于理解磁层大尺度等离子体结构的演化和进行数值模型计算有着非常重要的作用.在VAP卫星的EMFISIS仪器组件中的高频接收机(HFR)提供的高频电场波谱数据中, 我们通常可以准确地识别出上混杂频率波带(Upper Hybrid Resonance, UHR).上混杂频率通常表现为波谱中强度最高的连续波带.当确定上混杂频率带之后, 我们就可以利用上混杂频率和电子回旋频率的关系得到背景冷等离子体密度, 具体关系式为(Kurth et al., 2015; Zhang et al., 2017)
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(1) |
其中fUHR代表上混杂频率(单位Hz)，fce代表电子回旋频率(单位Hz)，ne为电子数密度(单位cm-3). fce可以通过范艾伦卫星MAG仪器提供的背景磁场强度B计算得到, 即fce=eB/me, 其中e为电子电量, me为电子质量.获得电子密度后, 就可以根据密度变化梯度确定等离子体层顶位置.一般采用的判据是等离子体层电子密度在0.5RE范围内下降至少1个数量级(Zhang et al., 2017)，同时也可以识别等离子体层顶区域的密度扰动信息.
图 1显示了EMFISIS仪器测量的原位等离子体波环境的频率-时间频谱图示例以及根据UHR频率计算得到的电子密度图.根据公式(1)和图 1, 由于电子回旋频率fce一般远小于UHR频率, 因此背景磁场波动对密度计算影响较小, 不影响对等离子体层顶密度波动的判断.
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图 1 基于频谱图计算等离子体层电子密度 (a)2013年4月13日05 : 30 UT到08 : 00UT期间VAP-A卫星HFR观测的频谱图, 红线代表fUHR, 蓝线代表fce; (b) VAP-A卫星观测的背景磁场强度; (c)根据(a)中红线标示的UHR频率和蓝线标示的电子回旋频率计算得到的电子密度 Fig. 1 Calculation of plasmaspheric electron density based on spectrogram (a) A frequency-time spectrogram from the VAP-A satellite during 05 : 30 UT and 08 : 00 UT on April 13, 2013. The fUHR is marked by red and the fce is marked by blue; (b) Magnitude of the background magnetic field measured by VAP-A; (c) The electron number density profile calculated from the UHR frequency (red curve in panel a) and the electron cyclotron frequency (blue curve in panel a) |
图 1c中灰色区域为等离子体层顶区域, 也就是密度快速下降的区域, 如果在该区域中电子数密度曲线不是光滑的, 并且不规则体的相对密度波动大于20%, 即超过频谱图提取密度的不确定度误差(Kurth et al., 2015), 则认为此次等离子体层顶穿越事件为一例离子体层顶密度波动事件.根据该判据, 利用IDL程序编程, 我们可以分辨等离子体层顶穿越事件, 逐个挑选等离子体层顶密度波动, 如图 1c所示, 图 1c中灰色区域的中心所处的时间、磁壳参数L值和磁地方时MLT分别代表该波动事件的时间和位置.L值为一根磁力线与磁赤道面交点到地心的距离与地球半径的比值.在计算过程中我们采用了Tsyganenko 2007模型进行磁力线追迹(Tsyganenko and Sitnov, 2007).每一个波动事件根据其观测时间匹配地磁活动Kp指数, 建立完善的等离子体层顶密度波动数据库, 为等离子体层顶密度波动事件分布统计分析及功率谱密度统计分析奠定数据基础.为了统计波动时间的发生概率, 需要知道同一位置不存在波动的等离子体层顶穿越情况, 该数据直接使用Zhang等建立的数据库(Zhang et al., 2017).通过以上方法对2012年9月至2015年12月的数据进行分析, 共提取波动事件584例.
1.2 计算频谱信息傅里叶变换是信号分析中的一种常用方法, 主要用于数据信号在时域和频域之间的转换.傅里叶变换的基本原理是将符合条件的信号表示成三角函数的积分形式.我们的工作中主要使用时域离散信号的傅里叶变换对卫星数据进行处理(Press et al., 1992).利用快速傅里叶算法(FFT)计算波动的功率谱密度, 对挑选出的波动事件数据进行功率谱分析, 对不同磁地方时、地磁活动、L值下的功率谱进行平均, 得到等离子体层顶密度波动的平均功率谱.图 1c灰色区域展示的等离子体层顶密度波动的功率谱密度如图 2所示, 可以看到在双对数坐标系中, 功率谱密度与频率之间的线性拟合斜率接近-5/3, 接近Kolmogorov谱.下一节我们将对波动分布和功率谱特性进行详细统计研究.
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图 2 等离子体层顶密度波动功率谱密度 Fig. 2 Power spectrum density of density fluctuations at plasmapause |
基于等离子体层电子密度数据库, 经分析共得到584个密度波动事件, 统计得到等离子体层顶密度波动在不同磁地方时(MLT)与不同磁壳值L的全球分布, 选取的L分辨率为1, 磁地方时的分辨率为1 h, 因此将整个等离子体层空间分成了6(L)×24(MLT)个网格.图 3a为所有等离子体层顶穿越分布, 可以看出等离子体层顶穿越分布并不均匀, 在MLT=23 : 00—4 : 00之间穿越次数较多.从图 3b中我们可以看出, 等离子体层顶密度波动事件分布具有明显的磁地方时依赖性.等离子体层顶密度波动事件主要出现在磁地方时黄昏扇区和黎明扇区, 图中MLT=18 : 00—22 : 00和MLT=4 : 00—9 : 00之间波动出现的频次较高.我们把波动的发生率定义为给定条件内的密度波动事件数与等离子体层顶穿越数之比, 以百分数的形式给出, 该量可以反映波动在等离子体层顶中出现的频率.图 3c为等离子体层顶密度波动发生率分布结果.统计结果表明, 等离子体层顶波动主要在黄昏扇区, 其发生率最大, 约为30%~40%, 其他地区发生概率相对较低.
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图 3 等离子体层顶穿越事件及等离子体层顶密度波动事件统计图 (a)所有等离子体层顶穿越分布图; (b)等离子体层顶密度波动分布图; (c)等离子体层顶密度波动发生率分布图.图中最内侧白色虚线为L=2, 间隔为1, 最外层黑色实线为L=6 Fig. 3 Statistics on plasmapause crossings cases (a) Distribution of all the plasmapause crossings; (b) Distribution of the plasmapause density fluctuations; (c) Occurrence rates distribution of the plasmapause density fluctuations. The inner most white dashed circle in the figure is L=1, the interval is 1, and the outer black solid circle is L=6 |
进一步地, 考虑不同地磁活动条件下等离子体层顶波动事件的分布情况.分析了等离子体层顶密度波动事件与地磁Kp指数的相关性，如图 4所示, 当Kp < 3时, 为磁静期; 当Kp≥3为磁扰期.在不同的地磁活动条件下, 分别给出了等离子体层顶密度波动发生频率的全球分布.不同地磁活动条件下, 等离子体层顶密度波动事件呈现出不同的MLT分布.在磁平静(Kp < 3)期间, 等离子体层顶密度波动主要发生在MLT为16 : 00—23 : 00扇区, 最大发生率约为70%, 这一区域发生概率高的原因可能是该区域等离子体层顶内外漂移速度低剪切更强.在磁扰(Kp≥3)期间, 密度波动发生的位置没有出现明显的分区, 分布较平均, 相较于平静时期发生率较低, 约为20%, 但总体上也表现出下午至昏侧扇区发生率较高的趋势.磁扰期间密度波动事件和发生概率减少的原因可能是磁扰期间对流电场增强, 对等离子体层的剥蚀作用占主导.
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图 4 在不同地磁活动条件下等离子体层顶密度波动发生率分布图 (a)地磁平静; (b)地磁扰动 Fig. 4 Occurrence rates distribution of the plasmapause density fluctuations under different conditions of geomagnetic activity (a) Geomagnetically quiet condition; (b) Geomagnetically active condition |
图 5显示了全部等离子体层顶密度波动事件功率谱密度的平均值, 绘制其斜率直线与Kolmogorov谱进行比较, 并绘制图 5中具有标准偏差的点由垂直误差线表示.从图 5中可以看出, 由FFT计算得出的功率谱图, 其斜率接近-5/3, 具有类似于Kolmogorov谱的特征, 表明存在良好发展的二维磁流体湍流(LeDocq et al., 1994; Biskamp and Welter, 1989).
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图 5 以对数坐标绘制的全部事件平均功率谱图.在图中用黑色虚线绘制其斜率, 并且用竖线表示标准偏差 Fig. 5 The average power spectrum of all events plotted in logarithmic coordinates. The slope is plotted with a black dashed line in the graph, and the standard deviations are shown by the vertical bars |
为了研究在不同地磁活动下, 等离子体层顶密度波动谱是否存在不同, 我们将Dst分为四个区间, 分别是Dst≥0 nT、-20 nT≤Dst < 0 nT、-40 nT≤Dst < -20 nT、Dst < -40 nT.如图 6(a)、(b)所示可以发现等离子体层顶密度波动在不同地磁条件下, 都具有类似的频谱特征, 频谱图斜率均接近-5/3, 都具有类似于Kolmogorov谱的特征.
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图 6 不同条件下等离子体层顶密度波动功率谱 (a)不同Dst指数; (b)不同Kp指数; (c)不同MLT; (d)不同L-shell.不同颜色代表不同分类，相应的斜率用虚线绘制, 标准偏差用竖线给出 Fig. 6 The average power spectral density of all the events under different conditions (a) Different Dst indces, (b) different Kp indices, (c) different MLTs and (d) different L-shells. Different conditions are plotted with different colors with the corresponding slopes shown by dashed lines. The standard deviations are shown by the vertical bars |
接下来我们把MLT划分为21 : 00—03 : 00、03 : 00—09 : 00、09 : 00—15 : 00、和15 : 00—21 : 00四个时间段, 并且把磁壳值L按照1的间隔分为四个区间, 然后把每个时间段内、每个L-shell之间的等离子体密度波动频谱进行平均, 得到了不同MLT、L-shell上的频谱分布图.如图 6(c)、(d)所示可以看出在不同MLT时段和不同L-shell值上, 等离子体层顶波动具有相同的频谱特征, 也都具有-5/3的斜率.
3 讨论与结论本文基于VAP卫星2012年9月至2015年12月的数据, 对等离子体层顶密度波动的分布特性进行了统计分析.统计结果表明, 等离子体层顶密度波动分布具有明显的磁地方时依赖性, 其主要出现在磁地方时黄昏扇区.由快速傅里叶变换得出的功率谱图可以看出, 在不同的MLT、L值、地磁指数条件下的功率谱图的斜率接近-5/3, 具有类似于Kolmogorov谱的特征, 表明了存在良好发展的二维磁流体湍流.这种湍流的发生可能来自下列过程：
(1) 二维MHD湍流可能由于等离子体层顶处的速度剪切引起, 等离子体层内部的等离子体随地球共同自西向东旋转(Jacobson and Erickson, 1993)，并以相对于等离子体层顶外部的自东向西运动的环电流和等离子体片等离子体的速度流动.这种速度的剪切将在等离子体层顶处产生K-H不稳定性, 并可能演变发展为湍流(LeDocq et al., 1994).由于电离层效应, 磁通量管中的MHD波或等离子体在磁通量管中的消耗可能产生密度不均.
(2) 雷电放电会产生垂直于磁场线的电场.假定这些电场沿着场线映射到等离子体层中.然后, E×B漂移导致磁通管绕磁场线旋转, 电子密度较小的通量管向内旋转, 并由向外旋转的高密度管代替.这种互换表现为飞行器穿过这种结构所产生的密度分布的波动(Park and Helliwell, 1971).
(3) 由于等离子体层顶密度波动大部分处于超低频波(ULF)频段, 地磁场扰动也主要是ULF频段.等离子体层粒子基本都被束缚在磁力线上, 磁场的ULF波动可能影响粒子的投掷角, 造成粒子的损失, 从而造成密度的波动.两者之间确切的物理关联需要进一步的观测和理论研究.
本文的研究结果进一步深入了解了地球等离子体层顶密度波动在空间上的分布规律, 有利于进一步研究该波动产生的具体原因, 并且将促进对内磁层波动能量传播的更全面的理解和分析.
致谢 地磁活动指数数据来自NASA的OMNIWEB网上数据库(http://omniweb.gsfc.nasa.gov/ow_min.html), Van Allen Probes的数据来源于Iowa大学EMFISIS仪器官方网站(https://emfisis.physics.uiowa.edu).
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