暴时等离子体层顶密度不规则结构对SAR弧的调制

向溢民, 袁志刚, 薛祖祥, 余雄东, 黄政

武汉大学电子信息学院, 武汉 430072

0 引言

SAR(Stable Auroral Red)弧是一种出现在中纬度亚极光区的红色平稳极光弧,形态上呈现南北向狭窄、东西向延伸的结构.SAR弧光谱的主要成分是氧原子的630.0 nm波长红光辐射,由于人眼对这个波长的光线不敏感,SAR弧相较于普通极光来说很难被肉眼观测到,需要借助特殊的光学仪器才能对其成像观测.自从Barbier于1956年第一次在法国南部利用光度计发现了SAR弧后,科学家们围绕着这种能够在人口稠密的纬度上出现的极光红弧进行了大量观测和研究.Roach和Roach报道了SAR弧630.0 nm辐射强度峰值的平均高度为400 km(Roach and Roach, 1963),随后的研究完善了SAR弧的电离层机制:电离层F2区电子温度上升到约3000 K,其中能量超过1.96 eV的电子能够与环境中的氧原子发生碰撞,将氧原子激发到1D态,激发态氧原子以630.0 nm波长辐射的形式释放能量,这个波长的光呈红色,形成SAR弧.驱动这一过程的能量来源于磁暴期间等离子体层顶与环电流的重叠区域,环电流中的能量转移到等离子体层中,以热流和/或低能电子通量的形式沿磁力线向下传递到中纬电离层(Cole, 1965; Cornwall, 1971; Rees and Roble, 1975; Kozyra et al., 1997).相比于已经完备的SAR弧电离层机制,SAR弧的磁层能量驱动机制至今还处于争论中,主要的争议在于能量是如何从环电流转移到等离子体层的,主要有三种待选机制:(1)环电流高能离子与等离子体层顶中的冷电子发生库伦碰撞,产生被加热的等离子体层电子热流(Cole, 1965, 1975; Kozyra et al., 1987; Fok et al., 1993);(2)环电流离子激发的电磁离子回旋波(Electron Magnetic Ion Cyclotron wave, EMIC)通过朗道共振阻尼加热等离子体层冷电子(Cornwall et al., 1971; Thorne and Horne, 1992; Zhou et al., 2013);(3)动力阿尔芬波(Kinetic Alfven Wave, KAW)通过平行电场直接将等离子体层电子加速到电离层中(Hasegawa and Mima, 1978).近年来有许多地面全天空成像仪与卫星的联合观测在不同程度上分别支持了这三种机制,总的来说,支持库伦碰撞机制的观测事件报道较多(Chu et al., 2019; Ievenko, 2020; Inaba et al., 2020, 2021),而支持EMIC波和动力阿尔芬波机制的观测事件报道较少(Inaba et al., 2021).

非线性电场结构在两个不同特性等离子体之间的边界处形成(Pickett et al., 2004),或在强场向电流存在时形成(Ergun et al., 2001).这种结构先前已经在等离子体片边界层(Matsumoto et al., 1994; Ergun et al., 2009; Deng et al., 2010)、极尖(Franz et al., 1998)、磁鞘(Cattell et al., 2002)和极光区(Ergun et al., 2001)被观测到,在这些区域中,最常见的非线性电场结构是孤立波.近年来,在内磁层中也观测到这种非线性电场结构.譬如在辐射带电子局地加速的径向距离上就观测到非线性电场结构,而且在磁地方时上有较宽的范围(Reeves et al., 2013).这些结构以多种形式出现,包括电子-声学双层(Mozer et al., 2013)、强双层和相空间洞.Malaspina等观测到几乎同时出现的非线性电场结构与电子能通量增加和磁场偶极化的事件表明:非线性电场结构观测与粒子和磁场观测相结合,可以帮助识别注入到内磁层的等离子体流和/或粒子事件(Malaspina et al., 2014).

等离子体层是内磁层中一个巨大的环状区域,里面充满了致密(约102～106个/cm3)且冷(小于10 eV)的离子和电子.等离子体层的外边界,称为等离子体层顶,它既是等离子体密度边界,也是冷等离子体封闭和开放漂移路径的分界(Liu et al., 2021).大多数等离子体层顶伴有显著的密度不规则结构(Carpenter et al., 2000; Moldwin et al., 2002; Darrouzet et al., 2004; Zhang et al., 2017; Kazama et al., 2018; Xue et al., 2021; He et al., 2023),这种等离子体层附近的密度不规则性在控制等离子体波动的激发和传播方面发挥着重要作用(Chen et al., 2009; Yue et al., 2020; Yuan et al., 2019; Liu et al., 2018; Ma et al., 2014).地面观测表明,SAR弧存在多种光学小尺度结构,比较典型的是极侧边界小尺度结构(Nicolls et al., 2005)、经向和纬向小尺度结构(Mendillo et al., 2016a, 2016b).因为背景密度在驱动SAR弧磁层能量源的库伦碰撞机制和EMIC/KAW波动激发机制中都起着重要作用,等离子体层顶附近的密度不规则结构很可能对SAR弧的磁层能量源驱动过程进行某种调制,从而导致SAR弧的光学小尺度结构.但迄今为止,等离子体层顶密度不规则结构对SAR弧的结构调制还鲜有报道.

利用波士顿大学成像科学实验室(Imaging Science Laboratory, Boston University)的全天空成像仪(All-Sky Imager, ASI)数据,我们发现在2013年10月初的磁暴恢复相期间,位于美国Millstone Hill的ASI观测站捕捉到两次明显的SAR弧事件(10月2日和9日).Van Allen Probe B卫星沿磁力线投影到SAR弧平均辐射高度的足点正好经过了10月9日的SAR弧所在区域.在10月9日的事件中,十分明亮的SAR弧展现出从主极光椭圆赤道边界分离的清晰特征,并在后半夜趋于稳定.在SAR弧从主极光椭圆区分离的时间段,Van Allen Probe B卫星经过了SAR弧的磁层源区,并在等离子体层顶附近观测到了明显的密度不规则结构.这个密度不规则结构中存在EMIC波、非线性电场结构、以及与库伦碰撞机制相关的环电流离子分布.与此同时,电离层高度(约800 km)的NOAA-16卫星沿磁力线投影到SAR弧平均辐射高度的足点在经过同一SAR弧时观测到了明显的低能电子沉降.本文展示了Millstone Hill ASI(6300 Å)、Van Allen Probe B卫星和NOAA-16卫星对2013年10月9日发生的SAR弧事件进行的联合观测,并分析了该事件中可能的能量驱动机制及密度不规则结构对SAR弧产生的调制.

1 仪器和数据来源

本工作中,我们使用波士顿大学成像科学实验室的ASI对SAR弧进行地面观测,并以此为参考进行电离层和磁场卫星的联合观测.ASI配备了带有鱼眼镜头的电荷耦合器件(Charge Coupled Device,CCD)相机,它带有一个转轮,上面安装了一组具有不同中心频率的窄带滤波器,这些滤波器的半功率频带通常为12～14 Å.多个滤波器按系统设置的程序运行,以捕获不同频率下的大气光学特征.不同频带的滤波器有着不同的用途,5577 Å、6300 Å、7774 Å这三个通带用于观测氧原子受激辐射,6050 Å的控制滤波器用于提供对流层活动和天空中的非气辉信号.滤波器的工作周期约为10 min,每个滤波器的单个图像积分时间有所不同,用来观测氧原子红色谱线的6300 Å滤波器的图像积分时间约为2 min(Mendillo et al., 2013, 2016a).波士顿大学成像科学实验室的ASI系统目前已经发展为一个覆盖南北半球极光区和亚极光区不同纬度的观测网络,在本文中,我们使用的是位于美国马赛诸塞州Westford的Millstone Hill观测站(42.6°N,288.5°E,50.9°maglat)提供的6300 Å ASI数据.

我们使用Van Allen Probe B卫星对SAR弧的磁层源区进行实地观测.Van Allen Probe卫星由美国宇航局于2012年8月30日发射,由A、B两颗卫星组成,它们搭载相同的仪器设备,并运行在相同的轨道上.运行轨道的近地点在500～675 km之间,远地点在30410～30540 km之间,轨道倾角为10°左右,运行周期约为9 h(Stratton et al., 2013).该卫星搭载有5种探测仪器,本文使用了电场和磁场科学积分分析仪器套件(The Electric and Magnetic Field Instrument and integrated Science Instrument Suiet, EMFISIS),以及高能粒子组分及热等离子体套件(Energetic particle, Composition, and Thermal plasma suite, ECT)中的氦氧质子电子传感器(the Helium Oxygen Proton Electron sensor, HOPE).EMFISIS仪器的主要功能是测量背景磁场以及重要波动的电场和磁场分量,采样频率为64 Hz,通过短时傅里叶变换可以得到磁场和电场的功率谱密度,用来进行等离子体波动和非线性电场结构的观测与分析.ECT-HOPE仪器用来测量能量在约15～50000 eV的电子差分通量数据和能量在约1～50000 eV的质子、氦离子和氧离子的差分通量数据,对于每种粒子的测量,划分有72个能级通道和11个投掷角通道,用来观测这四种粒子的能量分布和投掷角分布.

我们使用NOAA-16卫星对SAR弧的电离层投影区域进行粒子观测.NOAA卫星计划是美国国家海洋大气局(Nation Oceanic and Atmospheric Adiministration)的实用气象观测卫星星座.本文使用的NOAA-16卫星,是NOAA第五代卫星计划中的第二颗卫星,于2000年9月21日发射,2014年6月9日退役.NOAA-16卫星在太阳同步轨道上运行,轨道高度为848～862 km,轨道面倾角为98.96°,运行周期约为102 min.我们使用NOAA-16搭载的空间环境检测器-2(Space Environment Monitor-2, SEM-2)的总能量探测器(Total Energy Detector, TED)观测低能电子沉降.TED仪器是为了测量极光粒子的能通量而设计的,这些粒子包括进入极区大气的离子和电子.TED仪器包含8个独立的探测系统,每个系统都是由圆柱弧形板(Cylindrical Curved-plate)、静电分析仪(Electrostatic-analyzer)以及可通带倍增带电粒子检测仪(Channeltron Charged-particle Detector)组成的.这8个系统基于两个与地磁场不同夹角的方向被分为两组,一组的视场中心平行于地心至卫星的矢径,另一组的视场中心沿与地心-卫星矢径成30°夹角的方向.每组都包含4个探测系统,其中有2个用于质子测量,2个用于电子测量,测量质子的两个探测器中,一个静电分析仪测量50～1000 eV的能量范围,另一个测量范围为1000～20000 eV;同理,测量电子的两个探测器也覆盖同样的能量范围(Evans and Greer, 2000).SEM-2的另一个传感器——中能质子/电子探测器(Medium Energy Proton/Electron Deteector, MEPED)则被用来获取较高能量的电子数据.MEPED仪器上安装有一组固态高能粒子检测器,可以监测从30 keV到200 MeV以上范围的质子和电子的强度.MEPED仪器主要分两个视角观测粒子信息:一个沿着地球-卫星矢量径向向外观测;另一个与第一个的视角方向垂直.用于观测电子和质子的探测器是分别独立的.一对电子和质子探测器对损失锥内的粒子进行采样,另一对电子和质子探测器对束缚的粒子进行采样.除了损失锥和束缚信息以外,仪器不提供投掷角分布信息.粒子计数频率为0.5/s,对于电子计数分3个能带,分别是>30 keV、>100 keV和>300 keV(Codrescu et al., 1997).

2 事件观测

图1展示了2013年10月8日—10日的地磁活动.SYM-H指数的变化表明在这一时间段内发生了一个磁暴事件.在2013年10月9日的～00∶42 UT,SYM-H指数达到-77 nT的最小值,代表这是一个中等强度的磁暴.AE指数的变化表明这个磁暴事件同时还伴随有亚暴.在这个磁暴的恢复相期间,Millstone Hill ASI观测到SAR弧,持续时间从约01∶24 UT至约03∶18 UT,视场内的SAR弧所在的MLT范围约为20.12～22.24,Lshell范围约为3.9～4.5.同时Van Allen Probe B卫星经过了该SAR弧的磁层源区,图1中的红色垂直实线表示这一联合观测事件中Van Allen Probe B卫星的观测时间窗口(2013年10月9日,00∶00—02∶00 UT),在这一时间段内Van Allen Probe B卫星所在的MLT范围约为18.24～21.00,Lshell范围约为5.74～3.20.

图1 2013年10月8—10日的地磁活动(a) SYM-H指数; (b) AE指数.Fig.1 Geomagnetic activity from October 8 to 10, 2013(a) SYM-H index; (b) AE index.

图2是Van Allen Probe B卫星足点经过SAR弧区域的情况.图中圆形区域是位于Millstone Hill的ASI通过6300 Å滤波器拍摄的图片经过扭曲还原后投影到地理坐标上的形态.在图片校正处理中,需要假定SAR弧的发光高度,以计算原图片中各像素点投影后的实际经纬度.由于SAR弧在电离层中的实际辐射区域是一个距地面约300～500 km的高度层,而SAR弧的主要辐射成分——630.0 nm红色谱线峰值强度的平均高度是400 km(Roach and Roach,1963),因此我们假定ASI图片中的SAR弧是一个位于400 km高度处的辐射平面,将ASI成像投影到地理坐标系中(Mendillo et al., 2016a).图中圆形区域四周的黑色不规则边界是ASI成像视场周围的树木在整张图片经过上述处理后呈现的形态,圆形区域内较亮的部分显示了当时ASI捕捉到的天空中630.0 nm波长的光线.五角星标志是ASI的位置(Millstone Hill,42.6°N,288.5°E),也就是原图片中成像天顶角为0°的视场中心.每张图片的坐标区顶部都标注了ASI的当前拍摄时间.图中的红色实线是Van Allen Probe B卫星的飞行轨迹沿磁力线投影至400 km高度后的足迹,轨迹线投影的初始时刻为00∶50 UT,结束时刻为02∶00 UT,行进方向自北向南,这里我们使用Tsyganenko 96作为外磁层模型,IGRF作为内磁层模型来完成磁力线追踪(Tsyganenko and Sitnov,2005),轨迹线上的绿色星号表示卫星在ASI底图当前拍摄时刻的投影位置.图2(a—f)展示了ASI的630.0 nm通道拍摄的六张图片,从01∶18 UT开始到01∶51 UT结束,清晰地显示了SAR弧从主极光椭圆区分离的典型特征:首先是主极光椭圆区的赤道侧边界(图2中蓝色箭头所指)往赤道方向扩展,然后SAR弧(图2中紫色箭头所指)自西向东从主极光椭圆区的赤道侧边界分离,最后主极光椭圆区的赤道侧边界向极区方向收缩(Takagi et al., 2018).事实上,在该地区后半夜的观测中,SAR弧也呈现出了典型的长时间稳定形态,但由于后半夜SAR弧磁层源区内没有卫星经过,这里没有展示后半夜SAR弧的稳定形态.图2a中SAR弧还没有从主极光椭圆中分离,北侧天空中只能看到明亮的主极光椭圆赤道侧边界,此时Van Allen Probe B卫星投影大致位于主极光椭圆赤道侧边界西侧;图2b中主极光椭圆赤道侧边界西侧已经出现分离,卫星足点位于分离下来的区域中;图2(c—f)中主极光椭圆赤道侧边界的东侧虽然还没有完全分离,但已经可以清晰地看到分离下来的SAR弧区域了,在这个分离过程中,SAR弧的亮度也在逐渐减弱.图2c中卫星的投影落在ASI成像视场边缘被树木遮挡的区域内,这个位置与SAR弧在同一纬度,且与视场中的SAR弧区域西侧边缘在经度上仅相差约2°.根据SAR弧在东西向延伸达到数千千米的性质,我们推测此时卫星的投影还停留在从极光椭圆区分离后的SAR弧区域内.图2d中卫星到达了SAR弧的赤道侧边界位置,图2e和2f中,卫星投影已经完全穿出了SAR弧区域.由于在整个ASI成像时间段(01∶18—01∶51 UT)内,SAR弧都基本位于恒定的纬度位置,因此选取01∶31 UT拍摄的ASI图片与卫星足迹做进一步的共轭分析,即假定SAR弧的位置和形态固定,由此时SAR弧的赤道侧边界和极侧边界与Van Allen Probe B卫星足迹线的交点位置来确定卫星经过SAR弧磁层源区的观测窗口.

图3展示了Van Allen Probe B卫星足点进入和离开SAR弧区域边界的时刻.足迹线上的两个实心红色圆点标记了卫星足点穿过SAR弧的赤道侧边界和极侧边界的位置.Van Allen Probe B卫星足点在约01∶15 UT进入SAR弧的极侧边界,在约01∶36 UT从SAR弧的赤道侧边界飞出.也就是说卫星在约01∶15—01∶36 UT飞过的空间区域沿磁力线投影至400 km高度,恰好是该位置上存在SAR弧630.0 nm红色辐射的区域.同样地,绿色星号标记了卫星足点在ASI底图拍摄时刻(约01∶31 UT)的位置.尽管图中卫星足点穿过SAR弧的经线位置(约86°W)正好被经过坐标变换处理的ASI底图边缘的树木遮挡,但由于SAR弧具有在东西方向扩展数千千米,而纬度上稳定的特征(Kozyra et al., 1997; Mendillo et al., 2016a),图片中卫星足点越过了SAR弧投影所在的纬度区域,而与视场中的SAR弧区域西侧边缘在经度上仅相差约2°,因此我们认为其经度位置上也存在SAR弧.综上所述,在图3中ASI拍摄时间(约01∶31 UT)附近,Van Allen Probe B卫星在内磁层中的位置恰好是SAR弧沿磁力线投影到内磁层中的区域.

图3 Van Allen Probe B卫星轨迹投影穿越SAR弧投影所在纬度范围的极侧边界和赤道侧边界Fig.3 The polar and equatorial boundaries of the latitude range where the Van Allen Probe B satellite trajectory projection passes through the SAR arc projection

图4展示了Van Allen Probe B卫星在图3中红色轨迹投影线所示的时间范围内在内磁层中探测的背景密度和带电粒子通量的能量分布,同时展示了这些等离子体粒子通过库伦碰撞机制产生的热通量.图4a展示了通过EMFISIS观测到的上混杂频率反演得到的背景等离子体密度;ECT-HOPE观测到的质子、氦离子、氧离子全向微分通量(Omnidirectional Differential Flux)分别对应图4(b—d);图4(e—g)分别展示了质子、氦离子和氧离子与等离子体层冷电子之间通过库伦碰撞产生的热通量.图4h展示了总的电子热通量.库伦碰撞引起的热通量是根据图4(b—d)中ECT-HOPE观测到的离子通量和图3a中EMFISIS观测到的背景电子密度计算得到的,假设背景温度Ti=Te=1 eV,计算方法参考Jordanova等(1997)和Kozyra等(1987)提出的库伦碰撞引起的热通量计算方法.库伦碰撞导致的热通量F(Q)按照如下公式计算:

(1)

其中:

(2)

(3)

RE是地球半径,L是LShell值.

(4)

(5)

φ(x)是误差函数.(1)式中的nI是沿通量管在SAR弧电离层位置的电子密度,可通过同一通量管上密度与磁场的比例关系求得,F(w)是速度空间密度分布函数.其中地球磁场通过IGRF2000模型(Tsyganenko and Sitnov,2005)计算获得.用于计算热通量的离子通量数据覆盖的能量范围约从102 eV/q到约52 keV/q(Inaba et al., 2021).

根据图4a可知,在00∶00—02∶00 UT,Van Allen Probe B卫星进入等离子体层顶,并在约01∶15—01∶32 UT期间经过了一个密度不规则结构.该结构明显分为交替出现的三个低密度区域和高密度区域.在低密度区域,背景电子密度不到200个/cm3,而在高密度区域可以达到500个/cm3以上.图3中定义的Van Allen Probe B卫星足点经过SAR弧的时间是约01∶15—01∶36 UT,即图4顶部的红色横条表示的时间间隔.因此,图4a中观测到的密度不规则结构位于这个SAR弧的磁层源区中.在这一时间间隔内(约01∶15—01∶36 UT),卫星位于磁赤道附近区域(MLAT在3.16°～2.26°之间),向磁赤道方向飞行,L值从4.45变化到3.94,背景等离子体密度从约200个/cm3到达约1000个/cm3,说明卫星正从外向内进入等离子体层.在图4(b—d)中,能量范围从约100 eV～51.7 keV的环电流离子通量受到密度结构的调制:在低密度区域,约800 eV以下的离子通量较大,即图中类似柱形的三个区域;而在高密度区域,质子在约1 keV附近通量明显增强,也就是图4b中连接三个柱形区域之间的桥状区域,氦离子和氧离子的桥状结构不如质子明显.图4(e—h)中,在卫星投影经过SAR弧区域的时间内,根据离子通量和背景密度数据计算的库伦碰撞热通量呈现出与背景密度相关的变化趋势,在卫星投影离开SAR弧区域后(约01∶36 UT以后),环电流离子通量降低,即卫星穿过环电流的内边界,虽然背景电子密度仍在增加,但库伦碰撞产生的热通量降低.在进入不规则结构前,质子产生的热通量均值约为3×1010eV·cm-2·s-1,比氧离子产生的热通量均值(约2×1010eV·cm-2·s-1)略高,在密度不规则结构上,两者贡献的热通量大小基本一致.相比质子和氧离子,氦离子贡献的热通量在整个观测时间段内都小一个数量级.总热通量在约3.0-9.0×1010eV·cm-2·s-1之间,产生SAR弧需要109～1010eV·cm-2·s-1量级的热通量(Kozyra et al., 1993),因此在这一事件中,Van Allen Probe B卫星在密度不规则结构内观测到的环电流离子与等离子体层冷电子之间的库伦碰撞可以产生足够的热通量,并沿磁力线以热传导的形式到达约400 km高度的电离层,在那里激发氧原子产生630.0 nm波长的红光.

如前所述,EMIC波通过波粒相互作用加热等离子体层冷电子也可能提供驱动SAR弧的能量.图5展示了Van Allen Probe B卫星在图3中红色轨迹投影线所示时间范围内对波动相关物理量的观测.图5a是通过EMFISIS得到的上混杂频率反演的背景等离子体密度;图5(b—d)分别是根据EMFISIS观测的磁场数据使用短时傅里叶变换进行波动分析得到的功率谱密度、波动的椭圆极化率和传播角;其中从上到下的黑色实线、虚线和点划线分别代表质子、氦离子和氧离子的局地回旋频率;图5e是根据磁场功率谱密度计算的波幅;图5f和5g分别是ECT-HOPE仪器观测到的187 eV和15 eV电子能通量的投掷角分布.图中顶部的红色横条表示Van Allen Probe B卫星经过SAR弧磁层源区的时间间隔.短时傅里叶变换使用的滑窗窗长为6400个点,EMFISIS采样频率为64Hz,因此滑窗对应的时间长度为100 s(王杰等, 2020).图5表明,密度不规则结构的高密度区域内存在明显的等离子体波动.此时Van Allen Probe B卫星位于等离子体层内(L<5,Ne≈500个/cm3)夜侧(MLT=19∶59—20∶15 UT)的赤道附近(MLAT<3.5°).尽管在约01∶18 UT附近及约01∶22—01∶24 UT期间,大于氦离子回旋频率的频率上也有磁场功率谱的分布,但在Van Allen Probe B卫星经过SAR弧磁层源区的时间段内,磁场功率谱分布还是主要集中在氦离子回旋频率和氧离子回旋频率之间,它们都具有左旋极化和小角度传播的特征,是氦带的EMIC波.其中约01∶23 UT的波动功率谱最强,峰值达到约300 nT2/Hz,磁场的波幅也达到峰值(约6.5 nT).在密度不规则结构中,EMIC波只存在于高密度区域内,低密度区域中几乎没有EMIC波的分布,这是因为EMIC波受到背景等离子体密度的调制.这种调制是波在不同离子组成区域的传播特性不同所导致的,这种密度结构有利于捕获EMIC波,低密度区域无法导向传播EMIC波,使得波被困在高密度区域内(Yuan et al., 2019).

图5 Van Allen Probe B卫星对电磁场实地观测的波动分析(a) 背景等离子体密度; (b) 磁场功率谱密度; (c) 椭圆极化率; (d) 传播角; (e) 波幅; (f) 187 eV电子能通量的投掷角分布; (g) 15 eV电子能通量的投掷角分布.Fig.5 Wave analysis from field observations of electromagnetic fields by the Van Allen Probe B satellite(a) Background plasma density; (b) Magnetic field power spectral density (PSD); (c) Ellipticity; (d) Wave normal angle (WNA); (e) Amplitude; (f) Pitch angle distribution (PAD) of 187 eV electron energy flux; (g) PAD of 15 eV electron energy flux.

图6展示了Van Allen Probe B卫星在SAR弧磁层投影区域内对电场、磁场功率谱及电子的实地观测.图6a是背景电子密度;图6b和6c分别是EMFISIS仪器观测的电场和磁场功率谱密度;图6d是ECT-HOPE仪器观测的全向微分电子通量;图6e和6f分别展示了187 eV和832 eV电子微分通量的投掷角分布.图中顶部的红色横条标明了卫星飞越SAR弧磁层源区的时间间隔,三个交替出现的低密度区域和高密度区域用品红色竖直虚线进行了划分.如图6b所示,在低密度区域内观测到了非线性电场结构,频带宽度达到约1 kHz,而在图6c的对应位置上,没有明显的磁场功率谱结构,也就是说这是一种宽带静电结构.如图6d所示,在这些结构出现时,100～1000 eV的电子能通量显著上升,说明宽带静电结构可能通过平行电场分量对更低能量(<100 eV)的电子加能.而图6(e,f)显示,相比于832 eV的电子,187 eV的电子投掷角分布呈现出与宽带静电结构更好的对应关系,并且存在更大的沿磁力线方向通量,这说明宽带静电结构可能通过垂直电场分量将低能(约187 eV)电子更有效地散射进损失锥中沉降.

图6 Van Allen Probe B卫星对场和电子的观测(a) 背景电子密度; (b) 电场功率谱密度; (c) 磁场功率谱密度; (d) 全向微分电子通量的能量分布; (e) 187 eV微分电子通量的投掷角分布; (f) 832 eV微分电子通量的投掷角分布.Fig.6 Field and electron observations by the Van Allen Probe B satellite(a) Background electron density; (b) Electric field power spectral density; (c) Magnetic field power spectral density; (d) Energy distribution of omnidirectional differential electron flux; (e) Pitch angle distribution of 187 eV differential electron flux; (f) Pitch angle distribution of 832 eV differential electron flux.

图7展示了NOAA-16卫星对同一时间SAR弧电离层投影区域内沉降电子的观测.与图2相似,图7(a)和(b)展示了NOAA-16卫星足点经过这一SAR弧的情况,青色实线表示NOAA-16卫星轨迹沿磁力线投影到SAR弧平均发光高度(400 km)的足迹,足点移动方向从南向北,轨迹线上的两个实心点依次标注了卫星足点在01∶33 UT和01∶34 UT的位置,卫星足点在一分钟内飞越了SAR弧.图7(c、d)分别展示了NOAA-16卫星的TED仪器在卫星足点飞越SAR区域附近时间观测的189 eV和844 eV电子的微分通量;图7e则是该时间段MEPED仪器观测到的>40 keV电子的积分通量.在这三幅子图中,黑色竖直虚线标注了NOAA-16卫星足点飞越SAR弧的时间段(01∶33—01∶34 UT),在这一时段内,189 eV沉降电子呈现出明显的通量峰,峰值达到105个/s·ster·cm2以上,相比844 eV电子要高一个数量级,而>40 keV的高能电子沉降在这一区域内也显著增强.

图7 NOAA-16卫星对SAR弧区域电离层电子沉降的观测(a)、(b)2013年10月9日Millstone Hill ASI的6300 Å滤波器对SAR弧的成像与NOAA-16卫星轨迹在地理坐标系中的投影;NOAA-16卫星的TED仪器观测的(c)189 eV和(d)844 eV电子微分通量;以及MEPED仪器观测的>40 keV电子的积分通量(e).(c)—(e)中的左、右两条黑色竖直虚线分别标注了(a)、(b)中NOAA-16卫星足点经过下方和上方圆点处的时刻.Fig.7 Observation of ionospheric electron deposition in the SAR arc region by the NOAA-16 satellite(a),(b) Imaging of SAR arcs by Millstone Hill ASI′s 6300 Å filter on October 9, 2013 and projection of NOAA-16 satellite trajectories in a geographic coordinate system. (c) 189 eV and (d) 844 eV electron differential fluxes observed by the TED instrument of the NOAA-16 satellite, and (e) the integrated flux of electrons greater than 40 keV observed by the MEPED instrument. The left and right black vertical dotted lines in (c)—(e) respectively mark the moments when the footprints of the NOAA-16 satellite in (a) and (b) passed over the dots below and above.

3 分析

通过Van Allen Probe B卫星对2013年10月9日Millstone Hill上空SAR弧磁层源区的实地观测,我们发现这个非常明亮的SAR弧在磁赤道附近对应着一个位于等离子体层顶与环电流重叠区域中的密度不规则结构.在这个结构中,存在复杂而多样的物理现象:出现在高密度区域内的氦带EMIC波、具有明显特征的环电流离子通量分布结构,以及宽带静电结构.

EMIC波很少在SAR弧磁层源区被直接观测到.在前人的工作中,关于EMIC波驱动亚极光区极光弧的报道通常是在位于较大L值的位置,背景等离子体密度较低的区域内,EMIC波通过回旋共振作用对质子进行投掷角散射,能够有效地引起几十个keV的质子发生投掷角扩散,进入损失锥中,进而沿磁力线沉降到亚极光纬度的高层大气引起分离质子极光弧(Yuan et al., 2012a, b, 2013).Jordanova等人认为,位于10～40 keV能量范围的质子沉降是产生这种亚极光质子弧辐射的主要原因(Jordanova et al., 2007),而在Burch等的工作中,在极光区的赤道侧探测到的3～30 keV的能量质子形成亚极光区分离质子极光,而能量小于10 keV的极光区沉降质子形成主质子极光椭圆(Burch et al., 2002).总之,这种较高能量的质子通过沉降形成亚极光区分离质子极光弧,相比于SAR弧,这种弧的辐射位于波长更短的远紫外波段.而要驱动SAR弧,则需要更低的能量,使氧原子被激发到1D态,辐射波长较长的630.0nm红光.根据经典的EMIC波驱动机制,EMIC波通过朗道阻尼场向加热等离子体层的冷电子(Yuan et al., 2014; Zhou et al., 2013),作为驱动SAR弧的磁层热源.但通过对比图5(f、g)展示的两个能级的电子能通量的投掷角分布和图5b中氦带EMIC波的磁场功率谱,可以发现在EMIC波存在的时间内,没有明显的平行或反平行方向电子能通量增强的现象,说明尽管在这次SAR弧的磁层源区内存在EMIC波,但这部分EMIC波并不能通过朗道阻尼机制加热等离子体层冷电子从而作为SAR弧的主要磁层热源.

本事件中,ECT-HOPE还观测到了具有明显特征的环电流离子通量分布.根据SAR弧磁层能量驱动机制中的库伦碰撞理论,这些环电流离子通过与环境冷电子的库伦碰撞产生热通量,将环电流的能量转移到等离子体层中.为了进一步分析这次事件中背景密度结构和环电流离子通量分布对库伦碰撞热通量的影响,我们分别选取密度不规则结构中的高密度区域和低密度区域,分析两种起主导作用的环电流离子(质子和氧离子)与环境电子之间库伦碰撞产生的热通量受背景密度和能级的影响.图8分别展示了ECT-HOPE在高密度(约01∶23 UT,背景电子密度Ne≈575个/cm3)和低密度区域(约01∶20 UT,Ne≈150个/cm3)时刻观测到的100 eV以上质子和氧离子通量随能量的分布情况,以及这种分布在不同能级上对库伦碰撞热通量的贡献.图8(a—d)是ECT-HOPE在约01∶23 UT时刻的观测,从上到下分别是:(a)质子能通量(对数,单位是log10(1/s·ster·keV·cm2))随能量的分布;(b)该时刻观测的质子能通量在实际背景密度(Ne≈575个/cm3,黑线)和低密度区域观测的背景密度(Ne≈150个/cm3,红线)下产生的库伦碰撞热通量在各个能级上的贡献;(c)氧离子能通量随能量的分布;(d)该时刻观测的氧离子能通量在实际背景密度和低密度区域观测的背景密度下产生的库伦碰撞热通量在各个能级上的贡献.图8(e—h)是ECT-HOPE在约01∶20 UT时刻的观测,从上到下各子图的意义与(a—d)子图一致,只是实际背景密度约是01∶20 UT时刻的观察值(Ne≈150个/cm3,黑线),而假设的高密度区域背景密度约是01∶23 UT时刻的观察值(Ne≈575个/cm3),用这个假设的密度计算的离子实际观测通量在各个能级上的贡献用红线表示.图8中热通量的计算参数使用了与图4中相同的参数.

图8 Van Allen Probe B在位于高密度和低密度区域的时刻观测的离子通量能量分布和不同密度下各能量上离子通量对库伦碰撞热通量的贡献(a) 约01∶23 UT质子通量能量分布; (b) 约01∶23 UT质子通量在不同密度下产生的热通量; (c) 约01∶23 UT氧离子通量能量分布; (d) 约01∶23 UT氧离子通量在不同密度下产生热通量的能量分布; (e) 约01∶20 UT质子通量能量分布; (f) 约01∶20 UT质子通量在不同密度下产生热通量的能量分布; (g) 约01∶20 UT氧离子通量能量分布; (h) 约01∶20 UT氧离子通量在不同密度下产生热通量的能量分布.Fig.8 Van Allen Probe B observed the energy distribution of ion fluxes at the time of location in high- and low-density regions and the contribution of ion fluxes on each energy in different densities to the thermal flux of Coulomb collisions(a) The energy distribution of proton flux at ～01∶23 UT; (b) Heat flux produced by proton flux at ～01∶23 UT in different densities; (c) The energy distribution of O+ flux at ～01∶23 UT; (d) Heat flux produced by O+ flux at ～01∶23 UT in different densities; (e) The energy distribution of proton flux at ～01∶20 UT; (f) Heat flux produced by proton flux at ～01∶20 UT in different densities; (g) The energy distribution of O+ flux at ～01∶20 UT; (h) Heat flux produced by O+ flux at ～01∶23 UT in different densities.

在约01∶23 UT的高密度区域,从离子通量看,质子通量比氧离子通量高,但没有高过一个数量级.质子通量的峰值出现在约620 eV处,达到约1.6×106s-1·ster-1·keV-1·cm-2,在约1 keV以上,质子通量迅速下降到约6.3×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,从约2.8 keV 处又缓慢上升到约106s-1·ster-1·keV-1·cm-2.氧离子通量的峰值在约528 eV处,大小约为5.5×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,随后下降到约1.3 keV处的约3.2×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,再上升到约4.5 keV处的约4.4×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,更高的能量上通量则一直降低,直到约51 keV处的约1.6×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2.从背景密度上看,无论是质子还是氧离子,对于相同的通量分布来说,背景密度的大小对热通量起到决定性的作用.对于相同能量的同种离子,更大的背景密度意味着更高效地产生库伦碰撞热通量.从能量上看,在实际观测密度下,质子和氧离子产生的库伦碰撞热通量呈现不同的能量分布特征:质子在700 eV～7 keV能段上产生的热通量随着能量的上升而快速上升(从约103eV·cm-2·s-1到约104eV·cm-2·s-1),在7 keV以上,随着能量继续上升,热通量基本维持在约104eV·cm-2·s-1;同样是热通量随着能量的上升而快速上升,氧离子出现这一特征的能段要更高,在104eV以上,一直到ECT-HOPE的离子能量上限(约51 keV).需要注意的是,对比图8(b、d)以及8(f、h)时,氧离子的纵坐标尺度是质子的10倍.综上我们认为,在这次观测的时间间隔内,相同的背景密度下,质子和氧离子贡献的库伦碰撞热通量相当,但它们在不同能段的贡献效率不同:几keV的质子和几十keV 的氧离子对热通量的影响更大.Kozyra等人认为,通过库伦碰撞机制将能量转移到等离子体层电子的最有效环电流粒子是能量为约1～2 keV的质子,能量约为7 keV的氦离子和能量约为30 keV的氧离子(Kozyra et al., 1993),这与我们的观测计算基本相符.再对比图8(a—d)和图8(e—h),即对比不同密度区域内不同的离子通量能量分布对热通量造成的影响.在约01∶20 UT处,离子通量随能量的分布具有和约01∶23 UT处不同的特征:随着能量的增加,质子通量从约100 eV处的约2.5×107s-1·ster-1·keV-1·cm-2一直下降到约700 eV处的约7.2×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,在700 eV以上保持在106s-1·ster-1·keV-1·cm-2附近;而氧离子通量则随着能量增加一直下降,从约2.5×106s-1·ster-1·keV-1·cm-2一直降低到约1.5×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,降低了一个数量级以上.在给定的背景密度下,热通量随能量的变化趋势不受通量分布影响,但是大小受到通量的控制,在同样的密度下,约01∶20 UT的能量-热通量曲线总体比约01∶23 UT的略高.总之,通过分析约01∶23 UT高密度区域处和约01∶20 UT低密度区域的离子种类、离子通量、背景密度、离子能量与库伦碰撞热通量之间的关系,我们认为在这次事件中,背景密度结构对库伦碰撞热通量的变化起到了最主要的调制,而几keV能段的质子通量和几十keV能段的氧离子通量在产生库伦碰撞热通量中起到了主导作用.

等离子体层顶冷电子与环电流离子的库伦碰撞在整个密度不规则结构中都产生了足够驱动SAR弧的热通量.相比高密度区域,低密度区域内热通量要低近一个数量级,但在SAR弧上并没有观测到对应的纬向小尺度结构,可能与低密度区域中出现的非线性电场结构有关.近来的研究表明,SAR弧远非“稳定”的结构,并非所有弧都符合单一的东西向、地磁纬度对齐、辐射特征均匀的“经典”定义.引起SAR弧的电离层电子温度上升源于以磁通量管内电子作为热介质的热传导,或来自环电流的低能电子沉降(Rees and Roble, 1975).热流激发一般引起经典的弱亮度红弧,持续时间长、形态稳定且光谱纯净;低能电子沉降则会导致更强亮度的红弧,时间尺度更短、形态易变化,与此次事件中的SAR弧相似,此外,来自等离子体片注入的沉降电子会引起激发态氧原子产生部分5577 Å绿色谱线辐射(Gallardo-Lacourt et al., 2021).单个SAR弧内可能同时存在这两种能量来源,譬如 Mendillo等人观测到的带有明亮珠状结构的SAR弧,热流激发了较暗淡的SAR弧主要辐射本底,其上叠加了低能电子沉降导致的额外6300 Å辐射强度及一部分5577 Å辐射,从而形成带明亮珠状结构的SAR弧(Mendillo et al., 2016a).在我们的观测中,低密度区域出现的宽带静电结构与100 eV以上的电子能通量增强有很好的对应,同时对应187 eV电子的投掷角扩散.这说明宽带静电结构通过平行电场分量有效地加能了更低能量的等离子体层冷电子,并通过垂直电场分量将其中的一部分散射进损失锥中沉降.同一时间附近飞越SAR弧的NOAA-16卫星观测到了对应能量(189 eV)的电子沉降.NOAA-16卫星足点是在约76°W经线附近越过SAR弧,而Van Allen Probe B卫星足点是约在86°W经线附近越过SAR弧,它们之间有约10°的经度差,这意味着电离层和内磁层的卫星并不严格共轭在一条通量管上.尽管如此,由于非线性电场结构在磁地方时上有较宽的分布范围(Reeves et al., 2013),我们可以推测这些非线性电场结构在ASI视场内的SAR弧分布的磁地方时上都存在.总之,对该SAR弧的磁层-电离层联合观测表明,SAR弧的电离层投影区域内存在低能电子沉降,这部分电子可能源于磁层源区密度不规则结构中非线性电场结构对等离子体层冷电子的加能与散射.低能电子沉降引起的额外辐射叠加于热流激发的本底辐射上,构成了SAR弧十分明亮的形态.

4 结论

在2013年10月9日的SAR弧事件中,我们利用位于Millstone Hill的6300 Å通带ASI进行SAR弧地面观测,利用Van Allen Probe B卫星观测磁层高度上的粒子和波动,利用NOAA-16卫星观测电离层高度上的电子沉降.SAR弧从主极光椭圆的赤道侧边界分离后,位于磁赤道附近的Van Allen Probe B卫星的足点恰好经过了这一时间段内较为稳定的SAR弧,同时NOAA-16卫星足点也在更东侧的位置上经过了SAR弧.联合观测的结果表明,在Van Allen Probe B卫星足点经过SAR弧时(投影坐标约为47.1°N—48.9°N,约86°W),卫星恰好在内磁层核心位置的磁赤道平面附近观测到一个背景等离子体密度不规则结构,其中包含三个高密度区域和三个低密度区域.对于驱动SAR弧的可能磁层过程,高密度区域中存在有主要波段位于氦带的EMIC波,以及约1 keV附近的强质子通量和几keV以上较强的氧离子通量;低密度区域中存在非线性电场结构.考虑EMIC波通过朗道阻尼加热等离子体层冷电子从而驱动SAR弧磁层能量耦合的机制,这次观测中没有看到与EMIC波相对应的明显场向电子加热现象.考虑通过库伦碰撞解释的SAR弧磁层能量驱动机制,根据观测到的背景电子密度和离子通量,计算质子、氦离子和氧离子与环境电子进行库伦碰撞产生的热通量,达到了可以驱动SAR弧的量级.考虑低密度区域内非线性电场结构的作用,观测到的与非线性电场结构对应的等离子体层顶冷电子加能及其投掷角扩散、以及对应的电离层低能电子沉降表明,宽带静电结构可能是造成这次SAR弧存在低能电子沉降的原因.

综上,在与这次SAR弧对应的密度不规则结构中,环电流离子与环境电子的库伦碰撞产生的热流可以激发典型的SAR弧本底辐射,质子和氧离子是主导库伦碰撞热通量的离子成分,两者对总热通量的贡献相当.通过对高密度区域(约01∶23 UT)和低密度区域(约01∶20 UT)的离子种类、离子通量、背景密度及离子能量与库伦碰撞热通量进行对比分析表明,在这一事件中,背景密度结构对热通量的变化起到了最主要的调制,而对于单种离子而言,几keV能段的质子通量和几十keV能段的氧离子通量对激发SAR弧的热通量起主导作用.在此之上,低密度区域宽带静电结构引起的低能电子沉降引起了额外的辐射强度,叠加在热流激发的辐射本底之上,形成了这次在较短时间尺度上形态快速变化的明亮SAR弧.

致谢本文所用的All-Sky Imager数据来自于http:∥sirius.bu.edu/data/网站;Van Allen Probe B卫星数据来自于https:∥cdaweb.gsfc.nasa.gov/pub/data/rbsp/网站;NOAA-16卫星数据来自于https:∥ngdc.noaa.gov/stp/satellite/goes/网站.