水星磁层亚暴和磁暴

赵玖桐，孙为杰，宗秋刚,3*

1 北京大学 空间物理与应用技术研究所，北京 100871

2 美国密歇根大学气候与空间科学与工程系，密歇根安娜堡 48109

3 中国极地研究中心，上海 200136

0 引言

水星是太阳系距离太阳最近的行星，它与太阳的平均距离约为0.39 个天文单位（Astronomy Unit,AU,1.498×1011m，一个天文单位为地球与太阳的平均距离）.水星的公转轨道倾角相较于太阳赤道面约为7°，轨道离心率约为0.21，对应的远日点约为0.467 AU，近日点约为0.307 AU，因此水星的公转轨道覆盖了约0.16 AU 的距日的径向距离.水星的半径（RM）约为2440 km，固体密度在八大行星中仅次于地球，约为 5.4 g/cm3，暗示其固体成分富含高密度的金属物质.水星的公转周期约88 天，自转周期约为58.5 天，公转周期与自传周期的比例为3:2，是一颗引力潮汐锁定的行星（Solomon et al.,2018）.在自转的驱动下，水星拥有全球性的内禀磁场（Ness et al.,1975;Alexeev et al.,2010;Anderson et al.,2010），尽管水星磁矩只有大约195 nT·，不足地球磁矩的千分之一（Anderson et al.,2011），但它足以在大部分时间抵御太阳风的压缩和磁重联的侵蚀，然后形成一个尺寸比地球小约10 倍的迷你磁层（Siscoe et al.,1975;Slavin et al.,2009;Winslow et al.,2013;Zhong et al.,2015a,2015b,2020a）.然而与地球不同的是，水星原有的大气几乎逃逸殆尽，现存的大气十分稀薄，无法形成一个电子含量显著的电离层，因而被称作逃逸层（Broadfoot et al.,1974;McClintock et al.,2008）.

自1980 年代始，地球上太阳望远镜的遥感探测确认了水星逃逸层中存在钠原子（Potter and Morgan,1985）、钾原子（Potter and Morgan,1986）和钙原子（Bida et al.,2000）等.虽然遥感探测可以很好地成像水星逃逸层原子的整体分布和特征，但要对水星进行深入的了解，则需要人造卫星任务的局地探测.迄今为止共有三个人造卫星任务造访过水星，它们分别是发射于1973 年的水手10 号（Mariner-10）、发射于2004 年的信使号（MErcury,Surface and Space ENviroment,GEochemistry,and Ranging,MESSENGER）（Solomon et al.,2007）以及发射于2018 年的BepiColombo（Benkhoff et al.,2010）.水手10 号对水星进行了三次飞掠，首次探测到了水星的全球性内禀磁场以及磁层高能粒子（Ness et al.,1974;Simpson et al.,1974）.信使号对水星进行了为期5 年的极轨环绕观测，信使号对水星的表面、化学成分以及空间环境作了较为全面的测量.信使号于2015 年4 月30 日硬着陆在水星表面 的Suisei 平 原.BepiColombo 于2021 年10 月1日飞掠了水星，BepiColombo 计划于2025 年底或者2026 年初被水星捕获，成为第二个环绕水星进行探测的人造卫星任务.

目前的观测结果显示，水星与地球有很多相似之处.在空间物理方面，水星的磁场在大多数情况下可以抵御太阳风的压缩和磁重联的侵蚀，在水星的向日侧形成磁层和磁层顶，磁层顶上游约1 个水星半径处存在由太阳风减速而形成的弓形激波.无论是磁层顶还是弓激波，它们的形状都和地球的磁层顶和弓激波相似，只是尺寸上缩小了约10 倍（Winslow et al.,2013）.此外，水星还具有一系列的磁层结构，包括极尖区、磁尾电流片、等离子体幔等（Raines et al.,2014;DiBraccio et al.,2015;Poh et al.,2017b;Sun et al.,2020a;Zhao et al.,2020）.太阳风与磁层的相互作用激发了磁层的亚暴活动，包括磁尾通量的装卸载过程、磁通量绳、偶极化锋面以及等离子体团等（Slavin et al.,2009;Sun et al.,2015a,2015b,2016;Zhao et al.,2019;Zhong et al.,2019）.最新的工作证实了水星环电流的存在，进一步更新了我们对水星磁层的认识，同时为水星和地球的磁层又增加了一个相似结构（Zhao et al.,2022）.

水星的磁层亚暴与地球磁层亚暴有许多相似之处，但水星缺少显著的大气层，因此磁层亚暴期间没有类似于地球极区的绚丽的可见极光，而是会存在由于高能电子撞击水星表面之后产生的X 射线（Lindsay et al.,2016）.本文中我们将专注于发生在水星磁层的与亚暴相关的过程，下文中我们提及的水星亚暴均指水星磁层亚暴.由于潮汐锁定，水星的共转电场非常弱，水星表面之外不存在由共转电场捕获的等离子体层.此外，水星所处的行星际位置也使得它必须面临相较地球更强的太阳风动压以及行星际磁场（Sun et al.,2022）.因此，关于水星磁层的亚暴、磁暴研究可以为整个磁层科学提供来自不同视角的见解.水星这种强外部驱动的磁层系统可以为预想极端空间灾害事件起到重要的参考作用.目前，关于水星磁层亚暴、磁暴的研究包括但不限于：磁层亚暴的时空间尺度；亚暴电流系统的强度及分布；亚暴期间的粒子输运、加热及损失；漂移粒子对环电流及磁暴的贡献.本文将从以上几个方向介绍水星磁层亚暴、磁暴的最新进展.

1 水星磁层亚暴

1.1 向日侧磁通量传输事件

磁层亚暴这种爆发式的太阳风—磁层耦合过程，起始于向日侧的磁重联（Dungey,1961）.而向日侧磁重联的产物，通量传输事件（flux transfer events,FTEs）（Lee and Fu,1985），是 目 前 水 星向日侧磁层研究中的重点.一般认为，磁重联可以将水星磁层闭合的磁力线打开，使其一端连向开放的行星际磁场，另一端连着水星的内禀磁场，这种磁力线结构被称为是半开放—半闭合的.在存在多个重联点的情况下，相邻的两个重联点之间的磁力线会相互交织，形成螺旋式的磁场结构，被称作通量传输事件，是磁通量绳（以下简称为磁绳）的一种.磁绳的观测特征为：双极化的磁场法向分量以及增强的磁场强度，此外，通量传输事件还伴随有高速的（约数百千米每秒）、沿磁层顶切向、朝向背阳面的等离子体流.图1 展示了水星向日侧磁层中观测到的通量传输事件（Slavin et al.,2014）.其内部半开放—半闭合的磁力线一方面为可以传输磁通量，另一方面为太阳风粒子向磁层内的输运提供了通道.

图1 水星磁层通量传输事件示例（修改自 Slavin et al.,2014）.（a）质子能谱（仪器扫描周期内平均值）和总磁场（黑色实线）.（b）质子能谱（区分仪器扫描周期）和总磁场（黑色实线）.（c）磁场BZ 分量.FTE：通量传输事件；E/q：能荷比；Alt：卫星高度；MLat：卫星磁纬度/(°)；LT：地方时Fig.1 Observations of flux transfer events on Nov 23th,2011 (modified from Slavin et al.,2014).(a) Proton differential flux with same time step and the magnetic field intensity (black solid line).(b) Proton differential flux with different time step because of FIPS's voltage ramp-up.(c) Magnetic field Z component

观测表明水星磁层顶附近的通量传输事件发生率极其频繁，在某些条件下，信使号在一次磁层顶穿越中（约20 min）可以观测到超过100 个通量传输事件.通量传输事件间隔仅数秒，这种高频的通量传输事件也被称为“通量传输事件雨”（FTE shower）（Slavin et al.,2012a;Sun et al.,2020b;Zhong et al.,2020b;钟俊,2021）.这种密集的通量传输事件仅在水星磁层被观测到，在其他的行星磁层，如地球、木星和土星，通量传输事件一般间隔几至十分钟（Rijnbeek et al.,1984;Walker and Russell,1985;Jasinski et al.,2016,2021）.另外，水星上的通量传输事件往往具有很强的核心场，可以携带相较于水星开放磁通量可观的通量（Imber et al.,2014）.因此通量传输事件对水星向日侧磁层的剥蚀作用很有效.

在地球、木星和土星磁层中，通量传输事件对地球磁层磁通量的输运贡献是很小的（<5%）（Sun et al.,2022 以及其中的参考文献），因此研究普遍认为单一重联X 线（X-Line）的重联模式是地球、木星和土星磁层向日侧磁层顶的基本重联模式.最近一个研究中，Sun 等（2020b）证实，在水星的通量传输事件雨期间，通量传输事件可以传输大部分的（>85%）水星磁层循环所需的磁通量，此结果说明多重重联X 线（X-Line）的重联模式在水星磁层顶占主导地位.另外Sun 等（2022）还证实，水星的通量传输事件雨的发生率不仅随着磁层顶两侧磁场剪切角的增加而增高，还会随着磁鞘的等离子体β减小而增加.

1.2 磁尾磁通量装载和卸载过程

与地球磁层不同是，由于水星缺少浓密的大气，它的磁层亚暴并不伴随可见极光.因此，水星的磁层亚暴主要是由磁层整体构型的变化所刻画的，其中一个重要的过程是磁尾磁通量的装载—卸载（loading-unloading）.磁尾磁通量装载—卸载过程的主要观测特征为：磁尾尾瓣磁场突发性的增强（对应装载过程）和减弱（对应卸载过程），体现了磁层顶电流和越尾电流的增强及衰减，以及磁尾总磁通量的增加和减少.装卸载过程对应着磁层亚暴的增长相和膨胀相，以及水星磁层中的物质、能量、通量的传输.水星磁层的磁通量装载—卸载过程最早被信使号观测到（Slavin et al.,2010）.在第三次水星飞掠过程中（2009 年9 月29 日），信使号在20 min内总计观测到4 次磁通量的装卸载过程（如图2 所示）.这些磁通量装卸载过程持续时间约为2 min，磁场强度增加幅度接近一倍，由此可见水星磁层的磁通循环速度非常高.磁通量装载—卸载事件在Imber 和Slavin（2017）中得到了系统的统计研究，结果指出，这类事件的平均涨幅为27.8%，平均持续时间3.54 min，对应的磁通量变化约为0.69 ± 0.38 MWb，部分极端事件的涨幅甚至可达约100%.相较于地球磁层中的磁通量装载—卸载事件（平均涨幅约10%，平均持续时间2～3小时），水星上的磁通量装载—卸载事件更快且更剧烈，对比结果说明水星磁层在强太阳风的驱动下有非常高的重联率.

图2 水星磁尾装载—卸载过程示例（修改自Slavin et al.,2010）.自上而下分别是磁场的BX、BY、BZ 分量，总磁场强度|B|，磁场与纬向夹角、磁场和经向夹角以及3 s 内磁场均方差.图中MP 对应虚线为信使号穿越背阳面磁层顶的时刻，数字标号表示装载事件，Lat B ：磁场纬向方位角；Lon B：磁场经向方位角；RMS：均方根Fig.2 Examples of Mercury's loading-unloading events (modified from Slavin et al.,2010).The first four panels show the magnetic field X,Y,Z component and magnetic field intensity.The following three panels shows the latitudinal angles,longitudinal angles,and root-mean-square deviation (within 3 seconds) of the magnetic field

在另一项研究中，Sun 等（2015a）结合了信使号的磁场与离子观测，对整个磁层亚暴的过程进行了系统性的研究（如图3 所示）.除了磁场的增强和减弱，他们还观测到了质子通量的相应变化，暗示着磁尾电流片的变薄与变厚.且他们观测到了发生在电流片变厚之前的磁场偶极化，这一特点与地球亚暴期间观测到的由高速流减速造成的磁通量堆积类似（Shiokawa et al.,1997;Zhang et al.,2007）.据他们估算，水星一次亚暴过程中整个磁尾存储的磁场能量可达1 012J，这一数值比地球亚暴的能量低3 个量级.与地球差异更大的是，由于水星缺少电离层，这些亚暴的能量无法通过场向电流在电离层以焦耳加热的形式进行耗散.因此，能量的最终耗散以及场向电流的闭合可能需要水星本身，尤其是它的巨大金属核心的参与（Anderson et al.,2014;Poh et al.,2017a）.

图3 水星磁尾亚暴完整过程（修改自Sun et al.,2015a）.左中右对应三个独立的事件，自上而下分别是质子能谱、质子密度、磁场BX、BY、BZ 分量、总磁场和磁场俯仰角.PS ：等离子体片；LB ：磁尾尾瓣区；GR ：亚暴增长相；EX：亚暴膨胀相；MLAT：磁纬度；LT：地方时；ALT：高度Fig.3 Three examples of Mercury's magnetospheric substorm (modified from Sun et al.,2015a).Panels in each column show the proton energy spectrum,magnetic field X,Y,Z component,magnetic field intensity and elevation angle from the top to the bottom.Red dashed lines in the bottom four panels represent the nearest non-substorm time observation.GR:Substorm growth phase;EX:Substorm expansion phase

1.3 水星磁尾磁重联的分布及特性

在亚暴过程中，磁层的全球性、宏观的磁通量装载—卸载过程需要磁重联的参与来改变磁力线的拓扑结构.因此，磁重联对全球的通量循环和磁层亚暴有着至关重要的作用.受限于距地观测的时空分辨率，目前仅有部分观测直接对重联区的物理过程进行观测（Zhong et al.,2018,2020b,2020c;Sun et al.,2020a），大部分研究主要关注与磁重联相关的磁结构.这些磁结构除了1.1 节中提到的通量传输事件，还包括磁尾的磁通量绳和偶极化锋面（Sun et al.,2016;Dewey et al.,2017;Zhao et al.,2019）.这些磁结构还会为粒子提供能量、激发波动、驱动电流，甚至对全球磁场产生影响.

水星磁尾的磁通量绳最早由Slavin 等（2012b）报道，观测显示这类磁结构的时间尺度约为1 s，空间尺度不足500 km，和局地的离子惯性尺度相当.这一时空尺度特性与向日侧的通量传输事件十分接近.然而，二者的核心场差别较大，所携带的磁通量也相距甚远，磁尾磁绳所携带的磁通仅约为通量传输事件的十分之一.尽管如此，它的核心场仍然相当可观，往往比等离子体片内背景场强数倍，可以达到尾瓣区磁场的～30%（Sun et al.,2022）.信使号在水星磁尾观测到的最强的磁绳核心场接近100 nT（如图4 所示），几乎可与水星的表面的偶极磁场相当（Zhao et al.,2019）.其中一些尺度足以和越尾电流片厚度比拟的磁绳还会受到磁尾背景场的影响，例如磁绳在南北方向上会受到尾瓣区的强磁场限制，使其在形状上更接近椭圆，这一结论 由Zhao 等（2019）的观测证实.Zhao 等（2019）的统计观测还表明，等离子体片内磁绳内部的磁压力和磁张力并非严格的比例关系，说明磁绳内部可能还存在着热压梯度力（∇p），热压梯度力与磁张力共同平衡指向磁尾外部的磁压梯度力（∇p=J×B）.热压梯度力的存在暗示着水星磁尾的磁通量绳仍处于演化初期，并未达到磁螺度最低的“泰勒态”（Taylor State）（Taylor,1986）.

图4 水星磁尾强核心场磁通量绳观测（修改自Zhao et al.,2019）.（a，b）矢端图；（c～f）磁场BX、BY、BZ 分量以及总磁场强度|B|Fig.4 MESSENGER's observation of magnetotail flux rope with strong core field (modified from Zhao et al.,2019).(a,b) Magnetic field hodograms.(c～f) Magnetic field X,Y,Z components and intensity

水星磁尾磁绳主要分布在磁尾距水星2 到3 个水星半径处（如图5d 所示），朝向磁尾运动（即尾向，磁场BZ分量先正后负）和朝向水星运动（即行星向，磁场BZ分量先负后正）的磁绳结构共存，两者在径向的分布不存在明显的差异，说明水星磁尾的近水星重联点（near-Mercury neutral line,NMNL）正位于这个范围之内（Smith et al.,2017）.在晨昏方向的分布上，约60%～70%的磁绳出现在磁尾的晨侧（如图5e 所示），这一结论与地球磁尾磁重联的晨昏分布恰好相反（Sun et al.,2016;Smith et al.,2017），在地球磁尾磁重联在昏侧的出现率高于晨侧.对这一现象最直接的可能解释便是磁尾等离子体片存在不对称性.然而，Poh等（2017a）以及Rong 等（2018）的统计工作都显示，磁尾等离子体片在晨侧更厚，反而不利于重联的发生，与目前的重联更多的在晨侧被观测到恰恰相反.而随后的模拟工作中，Chen 等（2019）的工作利用MHD-EPIC（全球MHD+磁尾EPIC）模拟很好地重现了水星磁尾磁重联过程的不对称性，包括磁尾电流片厚度、等离子体密度以及磁重联在晨侧高的发生率（Liu et al.,2019），对目前观测到的晨昏不对称性做出了解释.Chen 等（2019）的模拟结果显示，在中等强度的太阳风驱动下，磁尾的电流片在昏测更薄，磁重联略微倾向于在昏测发生.但当太阳风驱动变强之后，磁尾晨昏两侧的电流片都变得非常薄，足以支持磁重联的发生，而在离子重联耗散区与磁力线冻结的电子会通过漂移运动将磁通量输送至晨侧，导致磁重联更倾向于在晨侧发生.

图5 水星磁尾磁通量绳事件的空间分布（修改自Smith et al.,2017）.（a）事件数；（b）卫星观测时间;（c）事件发生率;（d）观测时间随X 方向分布;（e）观测事件随Y 方向分布Fig.5 Spatial distribution of flux ropes event in Mercury's magnetotail (modified from Smith et al.,2017).(a) Event distribution;(b) Observation time in XY plane;(c) Rate of detection;(d) Observation time along X direction;(e) Observation time along Y direction

与重联相关的另一个磁结构——行星向的偶极化锋面，也是目前水星亚暴研究中的重点.它的观测特征是：等离子体径向向内的高速流，伴随磁场BZ分量以及总磁场的突然上升，随后观测到等离子体被排空的低熵区域，是典型的一维结构.它由磁尾磁重联产生的高速粒子流（burst bulk flow）经历刹车效应（brake effect）演化而成，前方高速运动的磁力线受到磁压梯度力减速，导致后方磁力线在尾部堆积，形成强磁场区域，被称为磁通量捆（dipolarization flux bundle,DFB）（Kepko et al.,2015a）.在地球磁层中，偶极化锋面被认为是加速粒子、实现磁尾粒子向内磁层输入以及形成亚暴电流楔的关键手段，因此被广泛研究（Fu et al.,2020）.水星磁层中的偶极化锋面最早由Sundberg等（2012）报道，相比于磁通量绳，这一现象的尺度更大，虽然起始的磁场突增仅持续约1 s，但后续的缓慢恢复长达10 s 左右，也具有更为显著的离子排空特征.当这些偶极化锋面沿着运动到靠近水星时（～1.5RM），径向向外的磁压梯度会使得锋面高速流减速至停止，偶极化锋面后尾随的磁通量捆也会在此堆积，形成通量堆积区.此外，减速的等离子体流还会导致晨昏向的惯性电流（Jiner=，形成亚暴中最为关键的电流体系——亚暴电流楔.

1.4 水星磁尾亚暴电流楔

亚暴电流楔是磁尾和行星极区耦合的重要通道，同时亚暴电流楔的电流强度是衡量亚暴强度的重要标志.目前有一些工作对水星磁尾这一电流系统的强度进行了估计.Sun 等（2015a）从能量耗散的角度出发，采用前人估算的电流环路电导数值（σ～ 1S）（Anderson et al.,2014），估算出水星磁层亚暴电流楔的平均电流强度为60 kA 左右.Poh 等（2017a）和Dewey 等（2019）基于电流在水星近磁尾所诱发的磁场分布，估算出亚暴电流楔的总电流强度为约1 0～20 kA.

行星向运动的偶极化锋面伴随着多种电流回路（Liu et al.,2013;Sun et al.,2013;Yao et al.,2013;Sun et al.,2014），其中，磁尾亚暴电流体系的构建及闭合需要平行于磁场的场向电流.在地球亚暴的研究中，亚暴电流楔中场向电流的载流子目前被认为是长周期（40～150 s）的阿尔芬波，即Pi2 波动（Kepko et al.,2015b）.Sun 等（2015a）在水星磁尾亚暴期间也观测到了类似的波动，但其周期约为10 s.一次亚暴膨胀相期间可以持续出现超过5个波动周期（见图6），这些特征与地球亚暴中的Pi2 波动相似.如图6 所示，在亚暴膨胀相开始时刻，信使号在磁尾的高纬区域观测到具有圆极化特征的与阿尔芬波特性相符的波动.这种波动被认为是一种具有阿尔芬特性的扰动，它不仅有显著的垂直于背景磁场的扰动分量，还有平行于背景磁场的扰动分量，其模式并不单一.如图6d 所示，这些阿尔芬特性的扰动伴随着显著的磁场Y分量的变化，这是场向电流的观测特征，暗示着它们可能携带者场向电流.随着亚暴膨胀相的进行，等离子体片变厚，信使号随即进入了等离子体片中心，观测到了一系列的压缩波.

图6 一次水星亚暴期间信使号在磁尾观测到的阿尔芬波和压缩波.（a）质子微分通量能谱；（b）质子的观测密度；（c）磁场强度（Bt，黑线），磁场X 分量（BX，红线），非亚暴期间最近一次穿越观测到的磁场X 分量（虚蓝线）；（d）BY；（e）BZ；（f）磁场强度的扰动值；（g）磁场分量的扰动值，δBX（红线）、δBY（绿线）、δBZ（蓝线）；（h）局地磁场坐标系下的磁场扰动分量，δBpara（红线）、δBperp1（绿线）、δBperp2（蓝线）；（i）位于16:13:56.0 至16:14:07.6 间的波动一的磁场矢端分布图；（j）位于16:14:15.8 至16:14:24.0 间的波动二的磁场矢端分布图（修改自Sun et al.,2015b）Fig.6 MESSENGER observations of Alfven waves and compressional waves in Mercury's magnetotail (modified from Sun et al.,2015b).(a) Proton energy spectrum;(b) Proton density;(c) Magnetic field X component (red line) and intensity (black line);(d) Magnetic field Y component;(e) Magnetic field Z component;(f) Residual magnetic field;(g) Residual magnetic field in MSM coordinates;(h) Residual magnetic field in field aligned coordinate;(i) Wave magnetic field hodogram between UT 16:13:56.0 and UT 16:14:07.6;(j) Wave magnetic field hodogram between UT 16:14:15.8 and UT 16:14:24.0

阿尔芬特性的扰动和压缩波的周期十分接近，均在10 s 左右，暗示它们可能产生于相同的物理过程.在地球磁层的研究中，这种Pi2 波动产生的机制主要包括：在南北两极电离层之间弹跳的阿尔芬波、等离子体层边界处的空腔模、近地磁尾的气球模和准周期性出现的高速流等.然而由于水星自转过慢，不存在位于水星表面之上的等离子体层，无法形成空腔模.同时由于水星土壤的低电导率，阿尔芬波的反射率较低，弹跳阿尔芬波不太容易在两极之间形成.因此水星磁层亚暴期间的类Pi2 波动被认为是由准周期性的高速流在减速过程中所产生的（Sun et al.,2015b）.

Anderson 等（2014）使用信使号在水星北极盖区的磁场测量，推算出了场向电流诱发的磁场旋度.Anderson 等（2014）基于这些磁场旋度，反演出了水星北极盖区的场向电流的分布以及强度.他们的图像很好显示出了场向电流在晨侧流入、昏侧流出的特征，这一分布与地球极区的一区场向电流相同，但水星一区场向电流的大小为约20～40 kA，这与水星亚暴电流楔的场向电流强度相当，但远远小于地球一区场向电流的强度（～ 1 MA）（Iijima and Potemra,1978;王 慧,2022）.除此之外，Anderson 等（2014）还讨论了场向电流在水星内部闭合的路径，他们认为水星内部外核与地壳的交接处是完成电流闭合的关键.Janhunen 和 Kallio（2004）最早于模拟工作中提出了水星磁层这种电流闭合的可能性.

1.5 质子和电子加速和加热

在磁层亚暴剧烈的能量释放过程中，带电粒子会被加速和加热从而获得显著的能量.Sun 等（2017）研究了质子在水星磁层亚暴期间的加速和加热，该工作观测到在亚暴偶极化发生前后，质子的温度增加，且能谱从麦克斯韦分布转向kappa分布，质子分布具有明显的高能尾.这一偶极化过程中粒子的主要能量来自于对流电场以及偶极化过程的感生电场（Delcourt et al.,2005）.与地球上的亚暴偶极化过程相比，水星亚暴伴随的质子加速对kappa 指数的改变更显著，说明加速过程更加偏离绝热过程（Sun et al.,2018）.导致这种非绝热性的可能原因之一是磁尾的电流片散射，水星磁尾电流片很薄且磁场很弱，质子只需不到1 keV 的垂直动能就足以满足破坏第一绝热不变量的条件，因此水星磁尾中质子的很多过程都不绝热（Zhao et al.,2020）.

Zhao 等（2020）详细地统计了水星磁尾的质子分布（如图7 所示），其统计结果显示质子温度存在明显的径向向外的梯度，说明尽管粒子在加速过程中不完全绝热，但整体的加速结果和绝热加热有相似性.此外，统计中还发现质子的密度、kappa指数都存在显著的晨昏不对称性，晨侧的密度更高且kappa 指数更高.Zhao 等（2020）认为，密度上的差异和重联注入更多的发生在晨侧有关，而kappa 指数上的差异则说明质子在由晨侧向昏侧的梯度—曲率漂移的过程中还会受到非绝热的加速作用，这些非绝热的加速过程导致kappa 指数的进一步降低.此外，磁尾中的质子分布呈明显的单向损失锥分布（即行星向粒子各向同性，磁尾向粒子呈损失锥分布），这种分布一方面证明了磁尾等离子体会沿磁力线撞击水星表面，另一方面说明磁尾电流片可能以磁力线曲率散射（field line curvature scatter）的形式改变质子的投掷角，这一散射过程可以使质子不断的填充损失锥（同时见 Korth et al.,2014）.

图7 水星磁尾质子动力学特性分布图（修改自Zhao et al.,2020）.（a）质子密度；（b）质子温度；（c）质子热压强；（d）质子能谱kappa 指数；（e）>0.83 keV 质子通量；（f）<0.83 keV 质子通量Fig.7 Proton kinetic properties in Mercury's magnetotail (modified from Zhao et al.,2020).(a) Proton density;(b) Proton temperature;(c) Proton thermal pressure;(d) Proton kappa index;(e) >0.83 keV proton flux;(f) <0.83 keV proton flux

电子的测量目前主要来自电子高能探测仪（Andrews et al.,2007）、X 射线谱仪和伽马射线—中子谱仪（GRNS）（Goldsten et al.,2007;Schlemm et al.,2007）.X 射线谱仪和伽马射线—中子谱仪是通过测量能量电子撞击金属隔板所产生的轫致辐射来推测高能电子的通量.X 射线谱仪可以测量的高能电子能量为数十keV，伽马射线—中子谱仪测量的高能电子能量为数百keV.对高能电子的观测显示，水星磁尾存在频繁的能量电子注入事件（Ho et al.,2011），并且其中一部分注入事件还具有准周期的重现性（Baker et al.,2016），它的重现周期和百keV 电子环绕水星的漂移周期十分接近.这些准周期出现的高能电子事件同样出现在了向日侧磁层，因此它被认为是一种漂移回声结构.

Dewey 等（2017）研究了偶极化锋面伴随的高能电子注入事件，他们数据库中的2976 例高能电子事件有538 例是与偶极化锋面相伴的，因此说明偶极化锋面是造成高能电子注入的原因之一.他们发现高能电子注入事件（无论是伴随偶极化锋面的，还是不伴随偶极化锋面的），都非常显著地集中在晨侧.Sun 等（2016）认为：一方面，重联以及偶极化加速在晨侧发生更多；另一方面，加速后地电子会经历磁场漂移，向晨侧运动，最终导致观测上的不对称性.

2 水星磁暴

如前所述，水星磁层频繁的亚暴活动可以为近水星磁层提供丰富的能量粒子，从而为水星磁暴的发生提供前提条件，然而目前学界对于这些粒子能否完成环绕水星的漂移运动并形成完整的环电流并没有统一的认识.在地球磁层中，环电流的分布区域为L（即偶极场磁力线在赤道处到地心的距离，以地球半径为单位）≈ 3～5、辐射带的分布区域为L ≈1～6.而地球磁层顶距离与水星磁层顶距离的比值约为7:1，如果将水星磁层和地球磁层按照距日下点磁层顶的距离做归一化，地球辐射带和环电流对应在水星磁层中的位置则位于水星表面之下.因此，水星的环电流一度被认为只能在超低太阳风动压的情形下存在.Schriver 等（2011）的个例研究发现，在夜侧低纬靠近水星表面的区域，质子通量以及高能电子（X 射线谱仪观测）的计数率比周围区域显著增强，而且这一区域伴随有较强的磁场波动.Schriver 等（2011）认为这一区域与地球磁层的环电流粒子准捕获区类似，因此认为是水星磁层中的环电流粒子捕获区.然而这种局地的粒子分布很难被证明是一种全球性存在的结构.Walsh 等（2013）的单粒子模拟工作为水星环电流的粒子提供了新的闭合回路，即粒子从背阳面出发，经由向日侧的高纬区域（包括北半球和南半球），最终从水星的另一侧返回背阳面.图8a 显示的是Zhao 等（2022）的一个类似的单粒子轨道模拟.这一分叉的粒子轨道最早在Shabansky（1971）提出，被称为Shabansky 轨道.Shabansky 轨道形成原因是，向日侧的磁层顶电流增强了磁赤道面的磁场，使得原本位于磁赤道面的磁场极小值沿磁力线向南北两侧偏移，在南北半球高纬形成了一对磁场极小值区域，部分从磁尾漂移而来的带电粒子无法穿越位于磁赤道面的磁场极大值区域，而只能被捕获在某个半球，从而形成分叉的粒子飘逸回路.在地球磁层L约8～10 的区域，也有部分粒子会经历Shabansky 轨道，但是这些粒子相较于环电流粒子的比例非常少（Antonova 1996;Pugacheva et al.,2005;McCollough et al.,2012）.

图8 水星环电流形态学特征（修改自Zhao et al.,2022）.（a）测试粒子轨迹，两个5 keV 质子从磁尾X=− 1.2 RM处出发，初始投掷角分别为50°（红色实线）和130°（蓝色实线）；（b）信使号观测的能量质子（>4.7 keV）在子午面的分布；（c）赤道面的分布；（d）晨昏面的分布.其中观测范围限制在日下点磁层顶距离在1.35～1.49 个水星半径之间，对应中等强度太阳风动压Fig.8 Test particle simulation and MESSENGER's observation of Mercury's ring current proton (modified from Zhao et al.,2022).(a) Test particle trajectories of 5 keV proton with 50° and 130°initial pitch angles that released in the midnight magnetotail (X=−1.2 RM).(b～d) MESSENGER's observation of energetic proton (>4.7 keV) distribution in the day-night meridian plane,magnetic equatorial plane,and dawn-dusk meridian plane,respectively.Only magnetosphere crossings with magnetopause subsolar stand-off distances between 1.35 RM and 1.49 RM are taken into account in the above statistics

Zhao 等（2022）发现在水星磁层的向日侧，也有一个高纬、非常靠近磁层顶的高能质子富集区（如图8b 所示）.利用信使号5 年的数据，Zhao等（2022）对这部分高能质子通量的空间分布做了系统性的研究，如图8 所示，他们的结果显示在中等太阳风动压情况下，向日侧高纬区域的高能质子通量显著高于周围其他区域，这部分质子分布在投掷角90°附近.同时这部分高能质子聚集的区域对应了磁力线上的磁场极小值，符合高纬区域对粒子的捕获条件.在与单粒子模拟的轨道进行对比之后，他们确认了这股高能质子起源于水星的磁尾，从而证实了水星环电流的存在.水星的环电流可以在大范围的太阳风动压条件下存在，应该是水星磁层中长存的等离子体结构.当太阳风动压足够低时，会有很多粒子能够穿越向日侧磁赤道，从而使水星的环电流退化为和地球环电流类似的形态.除了质子和电子，水星磁层中常见的钠组离子、氧组离子、氦离子也存在通过这种分叉的漂移轨道构成环电流的可能性（Yagi et al.,2010），更多对于不同成分的研究有待进一步观测发掘.

Zhao 等（2022）的观测显示，水星环电流中的质子所存储的动能在(0.2～5)×1012J 范围内，这说明水星的环电流能量具有较大的动态变化范围，也暗示着磁暴这种在地球上最为广泛关注的空间灾害事件也可能在水星上发生.通过Dessler Parker Sckopke 公式推算（Dessler and Parker,1959;Sckopke,1966），上述最高能量的环电流可以对水星的磁场产生约4 nT 的磁场扰动.尽管这一扰动的绝对幅度很低，但它在水星的本底磁矩面前并非微不足道.假如把水星的地表磁场放大到和地球一样，这一扰动幅度则可以对应地球上Dst 指数超过500 nT 的大磁暴.

由于缺乏稳定的在水星低纬表面的磁场测量，磁暴对应的地磁扰动目前无法被直接观测到.Zong等（2022）利用地球上成熟的天基地磁Dst 指数算法（Le et al.,2011），对信使号的数据进行了处理.其结果显示，在一次日冕物质抛射事件飞越水星期间，算法推导出的地磁指数呈现出和地磁暴相似的时间变化特征，即水星地磁Dst 指数表现出先突然下降、而后缓慢恢复的特征（如图9 所示）.这种现象从磁场扰动的角度进一步支持了水星磁暴的可能性.

图9 基于天基Dst 算法推算出的水星地磁Dst 指数时间演化图（修改自Zong et al.,2022）.图中①对应“平静状态”，②对应“中等强度磁暴”，③对应“强磁暴”Fig.9 Time series of Mercury's Dst index that derived from an space-based Dst algorithm (modified from Zong et al.,2022).Circled numbers correspond to the quiet time,moderate magnetic storm time,and intense magnetic storm time,respectively

然而，磁暴这一现象的进一步认证还需要更多的观测证据，比如磁场的多点测量、环电流能量密度的短期变化等.此外，在极端太阳活动时期（如日冕物质抛射），水星的向日侧磁层顶可能被压缩至水星表面附近甚至完全被剥蚀（Slavin et al.,2019）.届时水星磁层的磁场位形将远远偏离我们现有的认识，磁层顶的逼近也会使得大量粒子通过撞击磁层顶而损失，因此，水星磁层的磁暴现象将会以何种形式存在仍有待进一步的观测研究.

3 展望

目前与水星磁层亚暴以及磁暴相关的领域仍有很多待解决的问题.学界很多对水星磁层的研究很大程度上依赖于地球磁层的现有理论和观测，即通过寻求地球上的类似观测现象和理论以推断其对应的物理本质.地球磁层的相关研究已有近百年历史，学者们结合了天基、地基、光学、粒子电磁场等各个角度的观测，建立了相对成熟完整的理论框架.这些理论基础为水星磁层的研究提供了难以估量的参考，极大地推进了研究进程，尤其对二者相似点的研究.然而，对于二者差异性的研究仍受限于观测水平，并不完备和透彻.例如，在地球的亚暴和磁暴理论中电离层起到了为磁层承载电流、提供离子等关键作用，水星电离层的缺失会对水星亚暴、磁暴产生怎样的影响仍是目前的关键问题之一.水星内部巨大的金属核被认为会参与到磁层动力学活动中来，起到抑制向阳面磁力线剥蚀、反射阿尔芬波、参与场向电流闭合等作用，这些作用及其具体物理机制也有待进一步的证实和研究.水星作为一颗缺乏浓密大气保护的行星，它的地表几乎直接暴露在空间等离子体中，它与这些等离子体的作用也会为磁层带来很多的不确定性（如行星起源的钠离子、氧离子等）.Orsini 等（2018）的地基光学观测显示，水星的钠原子分布会显著受到太阳风活动的影响，可以作为空间天气事件的反映.因此，空间等离子体和行星的直接相互作用，及其产生的效应，值得我们进行更多的研究.此外，从比较行星学的角度来说，我们也期待通过对水星亚暴、环电流和磁暴等课题的研究加深我们对地球磁层中相应现象的理解，如亚暴发展的时间顺序、环电流的加速机制和极端磁暴的强度等.

尽管水星上的亚暴活动频率非常高，我们有大量的事件集用于研究，但目前对水星亚暴及磁暴的观测角度仍十分有限，仅有直流磁场与50 eV～13 keV 离子.冷离子、电子、电场与高频波动都没有直接的局地的探测.信使号的等离子体探测器视场也十分有限，只有1.15 π（全空间为4 π），很难获取等离子体的速度信息.这些信息对于判断磁层内活动状态、研究活动发展十分关键，是水星磁层研究进一步发展的关键推力.此外，由于长期以来水星只有信使号一颗卫星进行环绕观测，我们无法兼顾行星际的变化以及磁层的变化，所以上下游的驱动关系也是目前无法直接探究的.并且，对于磁暴、亚暴这种全球性的活动，它的演化以及动态特征也需要磁层中的多点观测.

即将于2025 年入轨的BepiColombo 卫星将提供对水星磁层的双星观测，并搭载有多套等离子体、电磁场仪器，可用于弥补信使号观测上的不足，未来将为水星磁层科学研究提供稳定的增长点（Milillo et al.,2020;Benkhoff et al.,2021）.我们期待，届时能够通过更完备的测量数据对我们现有的认识和理解做出突破.