磁正午附近极光强度与沉降粒子能量关系的参数模型

邢赞扬，杨惠根，吴振森，胡泽骏，刘俊明，张清和，胡红桥

1西安电子科技大学理学院，西安 710071

2中国极地研究中心国家海洋局极地科学重点实验室，上海 200136

1 引 言

极光是由磁层各种区域的不同能量的粒子在磁力线的引导下与极区电离层高度的高层大气碰撞，产生能量跃迁，激发出光子的发光现象.绚烂多彩的极光能够反映沉降粒子的磁层源区以及地球极区高空大气的空间结构等重要信息，通过对极光典型谱线（如427.8nm，557.7nm和630.0nm等）的同时观测，比较不同谱线极光强弱，可以加深对磁层源区中各边界层动力学过程对应的沉降粒子的特征以及极光在电离层中激发、辐射及其湮灭过程的理解，对深入研究日地空间环境以及空间天气过程的变换规律具有重要意义［1－5］.

许多学者利用测量的不同光谱的极光发光强度和强度比值来诊断极光沉降粒子的能量特征［6－16］.早期的地面扫描光度计、卫星以及飞机飞行试验的观测都研究了不同波段的极光发光强度比与特定波段 极 光 发 光 强 度 之 间 的 关 系［7，14－15，17］.Eather 和Mende［7］利用36次的极区飞行试验获得的数据，系统分析了427.8nm，557.7nm、630.0nm极光强度和I（630.0nm）／I（427.8nm）强度比的变化关系以及它们与沉降电子能通量和特征能量的关系，结果表明I（630.0nm）／I（427.8nm）强度比反映了极光沉降电子的特征能量.后来更多的研究表明不同波段的极光强度比与入射电子的平均能量之间也存在相似 的 函 数 关 系［8，10－11，16－17］.Rees 和 Roble［10］以 及Christensen等［11］提出427.8nm 波段的极光强度可以估算沉降电子的能通量，而630.0nm／427.8nm的极光强度比可用来估算沉降粒子的平均能量.由于此前研究极光强度与能量参数之间关系时的数据量较少且存在模型初始输入误差的不确定性，本文采用更大的数据集进一步验证极光强度与极光沉降粒子能量特征之间的关系，并推演出具体模型参数信息.

极轨卫星的观测表明磁正午附近的极光粒子沉降存在软粒子沉降区（发生在极隙区附近）和硬粒子沉降区（发生在相对较低纬度上）［18］.然而，极轨卫星（如DMSP卫星）只能获得直接经过时采样的沉降粒子的能谱数据，有限信息较少且在磁地方时的覆盖与分辨率上受到卫星轨道的限制.Yang等［19］利用南极中山站的全天空摄像机发现了磁正午附近的冕状极光，它具有明显的射线结构并且630.0nm极光占主导，主要由软电子沉降引起.Hu等［2］利用北极黄河站的全天空成像仪的极光数据，对日侧极光进行综观统计研究，发现磁正午附近存在630.0nm极光发光占主导而557.7nm极光发光间断的“正午间隙区”（midday gap），而午后极光存在“热点”区（hot spot）.由于磁正午附近不同磁地方时的极光沉降粒子的磁层源区不同，而且磁正午附近的粒子探测也较少，因此利用地面极光数据反演磁正午附近的粒子沉降特征就非常必要.

本文中我们利用北极黄河站磁正午附近（10—14MLT）的三波段（427.8nm，557.7nm和630.0nm）单色极光全天空CCD成像仪（ASI）的高分辨率的地面极光观测数据，结合DMSP卫星实测的沉降电子能谱数据，对磁正午附近的极光强度与粒子沉降能量特征之间的关系进行定量研究，以期建立适合黄河站观测系统的较为理想的半经验半物理的沉降电子平均能量和能通量的反演方法，可以为空间天气的监测和预报服务，具有重要的实际应用价值.

2 仪器及数据

中国黄河站位于北极斯瓦尔巴特群岛新奥尔松地区（地理纬度为78.92°N，经度为11.93°E），是世界上能够开展冬季日侧极光观测的少数台站之一，修正地磁纬度是76.24°MLAT，日侧时正好处于极光卵的极隙区纬度，是研究磁层顶边界层及其动力学物理过程的理想场所.自2003年11月底，在黄河站安装了三台先进的配置相同的极光 ASI［2，20－22］，对极光427.8nm，557.7nm和630.0nm三个特征谱线进行同时观测，连续测量极光的谱线强度的二维空间分布及其高分辨率时间演化特征（时间分辨率为10s），提供了研究日侧极光粒子沉降特征的基础.不同波段的极光由于其激发机制不同，引起发光的峰值高度不同（将在讨论中详述），文中分别选取日侧极光630.0nm的发光高度为220km，而427.8nm的发光高度为120km［23］.本文利用北极黄河站的极光ASI从2003年12月到2009年2月共6年的冬季观测，选取磁正午前后2个小时（10—14MLT）时间段内的天气晴好，无日光干扰的极光观测数据.

DMSP（Defense Meteorological Satellite Program）卫星是美国国防部自1965年1月开始发射的一系列极轨气象卫星的统称.此类极轨卫星几乎每2年发射一颗新的，命名依次为DMSP＿F1—F17，该系列卫星的倾角大约96°，运行在高度约830km的太阳同步轨道，周期约101min.DMSP卫星上的沉降离子和电子探测仪（SSJ／4）［24］可探测能量范围在32eV～30keV的沉降电子和离子的能谱特征，结合地面极光光学观测和同时的DMSP卫星沉降粒子探测，可以获得极光粒子沉降特征.本文主要是利用F13—F17这5颗卫星的SSJ／4测量的沉降电子的能通量和平均能量信息，数据源于霍普金斯大学应用 物 理 实 验 室 的 JHU／APL 网 站 http：／／sdwww.jhuapl.edu／Aurora／data／data＿step1.cgi.

3 反演方法

本文中的极光沉降粒子主要指沉降电子，根据目前已经基本清晰的不同波段极光强度与沉降电子的能量特征的关系，反演参数模型设计为含有两个待确定参数的幂函数.具体关系如下：427.8nm波段极光发光强度与沉降电子的能通量之间的关系模型为公式（1），其中F为沉降电子的能通量，A1为转换系数，I为427.8nm波段极光发光强度，B1为无量纲的数据.相应地，630.0nm／427.8nm 的极光强度比与平均能量的关系模型为公式（2），其中E为沉降电子的平均能量，I1和I2分别为630.0nm和427.8nm的极光发光强度，A2和B2分别与A1和B1类似.

本文采用两个数据集，一个是2003—2009年的地面极光ASI获得的极光图像数据.另一个是穿越ASI视野范围对应的DMSP卫星采集的粒子沉降数据.沉降粒子能量反演模型需要根据现有的大量的数据信息确定极光强度与能量特征变换中的参数信息，即确定A1、A2、B1和B2四个参数.一旦确定系数，就可以极光强度信息估计当地的沉降粒子的能量特征.本文中选取了磁正午前后2个小时（10—14MLT）时间段，不同磁地方时区间的样本数分别为1209（10—11MLT），3006（11—12MLT），3592（12—13MLT）和3473（13—14MLT），详细研究磁正午附近不同时区内极光强度与粒子沉降能量的定量关系.

极光ASI采集的图像提供了相应像素点的位置和时间信息，因此，可以根据DMSP卫星上的粒子探测仪提供位置和时间信息确定对应的ASI图像上极光的发光强度信息，然后确定DMSP卫星穿越时的粒子沉降信息.具体处理过程如下：首先，极光数据预处理.极光强度需要去除背景暗电流，并进行由于视线范阿伦效应产生的强度修正，获得极光发光的绝对强度［25］；其次，根据96天的极光观测时间以及DMSP卫星穿越黄河站极光观测视野的轨迹，选取较好的穿越天顶附近（天顶角小于60°）的联合观测时段；再次，根据高度修正地磁坐标系（AACGM）将不同波段的ASI图像投影到其对应的发光高度上获得ASI图像点的地磁纬度、地磁经度、时间和发光强度信息；寻找对应的DMSP轨迹点和不同波段ASI对应像素点的极光强度信息，相邻帧极光图像像素值采用线性插值，计算出相同或近似地磁经纬度对应的像素点的极光强度.最后，匹配极光发光强度以及极光发光强度比与DMSP卫星测量的沉降电子的能通量和平均能量.为方便计，统计研究427.8nm波段极光发光强度与沉降电子的能通量的关系以及630.0nm／427.8nm的极光强度比与平均能量的关系时，相应数据均采用对数值，并经过等间隔分割取均值，采用最小二乘法拟合，获得磁正午附近极光强度与粒子沉降之间的定量关系.

4 统计结果与讨论

4.1 磁正午附近427.8nm与630.0nm极光强度的关系

图1给出了磁正午附近不同MLT时区的427.8nm与630.0nm极光发光强度的关系.极光发光强度的单位为瑞利（R），图中为千瑞利（kR）.从图中可以看出，在磁正午附近（如10—11MLT和11—12MLT）主要以630.0nm的极光发光为主，而427.8nm极光的发光强度较弱，这可以解释为源于磁鞘的低能电子沿着磁力线能映射到低纬边界层（LLBL）或者极隙区（Cusp）区域［26］.在12—13MLT，427.8nm和630.0nm的极光强度均有增加，主要以软电子沉降为主，此时辐射型冕状极光占主导，对应着Hu等［2］提出的R区域，可能对应Cusp或开放LLBL的极区电离层投影区域.然而，在13—14MLT，427.8nm极光的发光强度增加明显，此时磁层源区的动力学过程复杂，极光活动性增强，沉降电子可能经过加速过程具有较高的平均能量，激发出427.8nm极光.不同能量的电子沉降到电离层的高度不同，从而激发不同波段的极光.427.8nm极光的激发属于N2＋的第一负带系统，是由较高能量的粒子沉降到电离层E层引起的，可作为电离过程的指示器.而630.0波长的“红线”产生于氧原子1D态向基态的跃迁，对低能粒子沉降很敏感［27］.文中选取630.0nm极光的峰值发光高度为220km，这是因为低能的沉降电子的碰撞截面大，容易在高空损失能量，而630.0nm极光的O（1D）亚稳态的持续时间是110s，在低空时碰撞频率高导致激发的氧原子去激发，不易产生极光，所以630.0nm极光的发光高度一般在200km以上.然而，激发427.8nm极光是较高能量的沉降电子，这是因为高能沉降电子的碰撞截面小，在高空时的碰撞机会就少，只有到达低空（120km），大气成分密度增加，碰撞增加，电子损失能量，容易导致N＋2（1NG）的激发，即产生427.8nm谱线的极光，文中选取其极光峰值发光高度为120km.

图1 黄河站磁正午附近不同时区的427.8nm与630.0nm极光强度的关系Fig.1 Relation of auroral intensities of 427.8nm and 630.0nm emissions observed at YRS near magnetic noon at different magnetic local time intervals

4.2 磁正午附近I（630.0nm）／I（427.8nm）与I（427.8nm）的关系

图2给出了磁正午附近不同MLT时区的630.0nm／427.8nm极 光 强 度 比 （I（630.0nm）／I（427.8nm））与427.8nm 极光强度（I（427.8nm））之间的关系，其中不同MLT时区内二者的相关系数R也标示在每幅子图右下角.从图中可以看出，I（630.0nm）／I（427.8nm）与I（427.8nm）之间存在明显的反相关关系，这与早期的观测研究的结果非常吻合.值得注意的是，在10—11MLT和11—12MLT，427.8nm的极光强度较小，并且I（630.0nm）／I（427.8nm）极光强度比绝大多数大于2，说明该区域内是软电子沉降（＜500eV）为主.在12—13MLT存在部分I（630.0nm）／I（427.8nm）极光强度比小于2甚至小于1的电子沉降，说明此时存在部分较高能量的电子沉降，但仍然以软电子沉降为主.然而，在13—14MLT，427.8nm 的极光强度显著增加，而强度比有所降低，说明沉降电子正逐渐变硬，即引起较高能量的电子沉降.这些统计结果与Yang等［19］和 Hu等［2］的综观结果以及粒子探测结果有很好的一致性.

图2 黄河站磁正午附近不同时区的630.0nm／427.8nm强度比与427.8nm强度的关系Fig.2 Relation of the I（630.0nm）／I（427.8nm）ratio and the intensity of 427.8nm observed at YRS near magnetic noon at different magnetic local time intervals

4.3 I（427.8nm）与沉降电子的能通量的关系

根据I（427.8nm）与沉降电子的能通量的关系［11］及假设的参数模型公式（1），图3给出了磁正午附近不同 MLT时区的I（427.8nm）与DMSP卫星探测的沉降电子的能通量（F）的关系.其中相应数据均采用对数值，此时为线性关系，其相关系数R也标示在每幅子图左下角.公式（3）给出了不同MLT时区内的427.8nm极光强度与沉降电子能通量关系的参数模型公式，其中F为沉降电子的能通量，其单位为erg·cm－2·s－1，I为427.8nm极光强度，其单位为瑞利（R）.

从图3以及公式（3）中可以看出，在磁正午附近不同MLT时区中，I（427.8nm）与沉降电子的能通量F都是正相关的关系，拟合效果较好.一般而言，极光发光强度大意味着沉降电子的能通量大，而427.8nm谱线的极光发光强度更能体现沉降电子的能通量特征［11，16］.另外，不同 MLT时区的拟合参数不同，这是由于各个扇区的极光活动性以及粒子沉降特征的不同.磁正午附近的极光粒子沉降主要包括准直沉降和“倒V”沉降.准直沉降是日侧冕状极光的电子能谱特征，主要表征为：沉降电子的平均能量小于400eV，并且在电子能谱中经常出现“钉状”的能谱结构（结构内的各能级的沉降电子通量相近），该能谱结构的沉降电子主要来源于有大量磁鞘软粒子注入的LLBL或者Cusp区域［26］.在10—11MLT、11—12MLT，主要是帷幔状日侧冕状极光，二波段的极光发光均较弱，各能级沉降电子通量相近，因此利用427.8nm极光强度反演沉降电子的能通量，拟合效果较好.而在12—13MLT的极光以辐射型冕状极光为主，极光在557.7nm和427.8nm波长上的激发强度弱，但是具有强的630.0nm极光激发，对应 Hu等［2］提出的R区域，使得利用427.8nm的极光强度比反演沉降电子的能通量，效果不是很好.而在13—14MLT的极光弧主要为“倒V”沉降，其沉降电子的平均能量较高，沉降电子能谱表现为“倒V”结构（结构内沉降电子通量主要集中在高能级段），它主要是由平行电场形成的“V型”电场结构加速沉降电子而形成的［28］.此区域内的沉降电子经过加速过程具有较高的平均能量，从而主要激发出427.8nm极光，利用427.8nm的极光强度比反演沉降电子的能通量，效果较好.

图3 磁正午附近不同时区的427.8nm的极光强度与沉降电子能通量的关系Fig.3 Relation of auroral intensity of 427.8nm and the total energy flux of electron precipitation near magnetic noon at different magnetic local time intervals

4.4 I（630.0nm）／I（427.8nm）与沉降电子平均能量之间的关系

根据I（630.0nm）／I（427.8nm）极光强度比与沉降电子的能通量的关系［11］及假设的参数模型公式（2），图4给出了磁正午附近不同 MLT时区的I（630.0nm）／I（427.8nm）与DMSP卫星探测的沉降电子的平均能量的关系.其中相应数据均采用对数值，此时为线性关系，其相关系数R也标示在每幅子图左下角.公式（4）给出了不同MLT时区内的I（630.0nm）／I（427.8nm）极光强度比与沉降电子平均能量关系的参数模型公式，其中E为沉降电子平均能量，其单位为eV，M 为I（630.0nm）／I（427.8nm），无量纲.

从图4以及公式（4）中可以看出，在磁正午附近不同 MLT时区中，I（630.0nm）／I（427.8nm）与E都是负相关的关系.这是因为平均能量较高的电子能够沉降到更低的大气层中，更容易激发427.8nm谱线的极光，导致I（630.0nm）／I（427.8nm）强度比下降，这种沉降电子的穿透物理过程解释了I（630.0nm）／I（427.8nm）强度比随着沉降电子的平均能量（E）的增加而降低［11，16］.在10—11MLT、11—12MLT主要是日侧冕状极光，其主要为源于磁鞘的软电子（E＜400eV）的准直沉降，由于该区域内的沉降电子通量相近，因此利用公式（2）来估算沉降电子的平均能量拟合效果不是很好.而在午后的极光主要是极光弧，沉降电子的平均能量较高，约为1keV或更大，并且沉降电子能谱为“倒V”沉降，电子沉降经过加速过程［28］后具有较高的平均能量.Christensen等［11］曾基于经过场向电场加速电子沉降产生极光的理论，利用极光强度的观测反演公式（2）中的关系模型，结果与该极光理论非常一致.因此在13—14MLT区域，利用630.0nm／427.8nm的极光强度比反演沉降电子的平均能量，拟合的效果较好.

图4 磁正午附近不同时区的630.0nm／427.8nm强度比与沉降电子的平均能量的关系Fig.4 Relation of the I（630.0nm）／I（427.8nm）ratio and the average energy of electron precipitation near magnetic noon at different magnetic local time intervals

5 结 论

本文利用6年的北极黄河站的极光ASI的观测数据并选取穿越黄河站极光ASI观测视野内的DMSP卫星探测的沉降粒子数据，统计研究了磁正午附近不同MLT时区的极光强度与粒子沉降能量特征之间的定量关系.统计结果表明，10—13MLT的粒子沉降以软粒子沉降为主，630.0nm极光发光占主导，而在13—14MLT时区，427.8nm的极光强度增加，而630.0nm／427.8nm极光强度比有所降低，表明沉降粒子的平均能量较高.特别地，630.0nm／427.8nm极光强度比与427.8nm极光发光强度之间存在反相关的关系.利用427.8nm极光发光强度与沉降电子的能通量以及630.0nm／427.8nm强度比值与沉降电子的平均能量之间的函数关系，初步建立了北极黄河站观测系统在磁正午附近的极光强度与沉降粒子能量关系的参数反演模型，参见公式（3）和公式（4）.利用该模型可以研究ASI视野范围内的沉降电子的能量信息，而不仅仅是粒子探测卫星轨道上的沉降粒子能量信息，探测空间将大大扩充，将来可以应用于空间天气监测以及空间天气预报等领域.

致谢感谢中国极地研究中心极地大气与空间物理学研究室课题组对本研究的支持和帮助；感谢中国北极黄河站历次科学考察队科考队员们的辛勤的数据采集工作；感谢霍普金斯大学应用物理实验室提供DMSP粒子数据.感谢审稿人和编辑的宝贵意见.

（

）

［1］Pedersen T R，Gerken E A.Creation of visible artificial optical emissions in the aurora by high－power radio waves.Nature，2005，433（7025）：498－500.

［2］Hu Z J，Yang H，Huang D，et al.Synoptic distribution of dayside aurora：Multiple－wavelength all－sky observation at Yellow River Station in Ny－Ålesund，Svalbard.J.Atmos.Sol.－Terr.Phys.，2009，71（8－9）：794－804.

［3］Lorentzen D A， Moen J，Oksavik K，et al.In situ measurement of a newly created polar cap patch.J.Geophys.Res.，2010，115（A12），doi：10.1029／2010JA015710.

［4］Xing Z Y，Yang H G，Han D S，et al.Simultaneous optical and radar observations of poleward moving auroral forms under different IMF conditions.Adv.Polar Sci.，2012，23（4）：204－210.

［5］刘晓灿，陈耿雄，徐文耀等.极光沉降粒子能量与AE、Dst指数的相关分析.地球物理学报，2008，51（4）：968－975.Liu X C，Chen G X，Xu W Y，et al.Relationships of the auroral precipitating particle power with AE and Dst indices.Chinese J.Geophys.（in Chinese），2008，51（4）：968－975.

［6］Gattinger R L，Jones A V.The intensity ratios of auroral emission features.Ann.Geophys.，1972，28（1）：91－97.

［7］Eather R H，Mende S B.Systematics in auroral energy spectra.J.Geophys.Res.，1972，77（4）：660－673.

［8］Rees M H，Luckey D.Auroral electron energy derived from ratio of spectroscopic emissions 1.Model computations.J.Geophys.Res.，1974，79（34）：5181－5186.

［9］Rees M H，Romick G J，Anderson H R，et al.Calculation of auroral emissions from measured electron precipitation：Comparison with observation.J.Geophys.Res.，1976，81（28）：5091－5096.

［10］Rees M H，Roble R G.Excitation of O（1D）atoms in aurorae and emission of the［OI］6300Åline.Canadian Journal of Physics，1986，64（12）：1608－1613.

［11］Christensen A B，Lyons L R，Hecht J H，et al.Magnetic field－aligned electric field acceleration and the characteristics of the optical aurora.J.Geophys.Res.，1987，92（A6）：6163－6167.

［12］Jones A V，Gattinger R L，Shih P，et al.Optical and radar characterization of a short－lived auroral event at high latitude.J.Geophys.Res.，1987，92（A5）：4575.

［13］Rees M H，Lummerzheim D，Roble R G，et al.Auroral energy deposition rate，characteristic electron energy，and ionospheric parameters derived from Dynamics Explorer 1 images.J.Geophys.Res.，1988，93（A11）：12841－12860.

［14］Solomon S C，Hays P B，Abreu V J.The auroral 6300Å emission：Observations and modeling.J.Geophys.Res.，1988，93（A9）：9867－9882.

［15］Rees M H，Lummerzheim D.Characteristics of auroral electron precipitation derived from optical spectroscopy.J.Geophys.Res.，1989，94（A6）：6799－6815.

［16］Hecht J H，Christensen A B，Strickland D J，et al.Deducing composition and incident electron spectra from ground－based auroral optical measurements：variations in oxygen density.J.Geophys.Res.，1989，94（A10）：13553－13563.

［17］Christensen A B，Rees M H，Romick G J，et al.OI（7774Å）and OI（8446Å）emissions in aurora.J.Geophys.Res.，1978，83（A4）：1421－1425.

［18］Heikkila W J，Winningham J D，Eather R H，et al.Auroral emissions and particle precipitation in the noon sector.J.Geophys.Res.，1972，77（22）：4100－4115.

［19］Yang H，Sato N，Makita K，et al.Synoptic observations of auroras along the postnoon oval：a survey with all－sky TV observations at Zhongshan，Antarctica.J.Atmos.Sol.－Terr.Phys.，2000，62（9）：787－797.

［20］Liu R Y，Liu Y H，Xu Z H，et al.The Chinese groundbased instrumentation in support of the combined Cluster／Double Star satellite measurements.Ann.Geophys.，2005，23（8）：2943－2951.

［21］刘瑞源，杨惠根.中国极区高空大气物理学观测研究进展.极地研究，2011，23（4）：241－258.Liu R Y，Yang H G.Progress in the polar upper atmospheric physics research in China.Chinese Journal of Polar Research （in Chinese），2011，23（4）：241－258.

［22］Xing Z Y，Yang H G，Han D S，et al.Poleward moving auroral forms （PMAFs）observed at the Yellow River Station：A statistical study of its dependence on the solar wind conditions.J.Atmos.Sol.－Terr.Phys.，2012，86：25－33.

［23］Sandhold P E，Carlson H C，Egeland A.Dayside and Polar Cap Aurora.Netherlands：Kluwer Academic Publishers，2002：287.

［24］Hardy D A，Gussenhoven M S，Holeman E.A statistical model of auroral electron precipitation.J.Geophys.Res.，1985，90（A5）：4229－4248.

［25］Yang H G，Liu R Y，Natsuo S.Intensity correction in allsky auroral image projection transform.Chin.Sci.Bull.，1997，42（8）：700－703.

［26］Newell P T，Burke W J，Sanchez E R，et al.The lowlatitude boundary layer and the boundary plasma sheet at low altitude：prenoon precipitation regions and convection reversal boundaries.J.Geophys.Res.，1991，96（A12）：21013－21023.

［27］Kivelson M G，Russell C T.Introduction to Space Physics.New York：Cambridge University Press，1995.

［28］Knight S.Parallel electric fields.Planet.Space Sci.，1973，21（5）：741－750.