電離層氧離子外流對(duì)磁層的影響

陳俊杰，張彬錚，奧利弗·布蘭布爾斯

1 香港大學(xué) 地球科學(xué)系，中國(guó)香港 999077

2 達(dá)特茅斯學(xué)院塞耶工程學(xué)院，美國(guó)漢諾威 03755

0 引言

1960 年代就有理論提出，極區(qū)電離層的離子可以如圖1 所示沿著開放磁力線外流（outflow）到磁層 （Axford,1968; Banks and Holzer,1968,1969），這被稱為極蓋區(qū)離子外流（polar cap ion outflow）或極風(fēng)（polar wind）.在經(jīng)典理論中，離子外流一般狹義地指來自地球電離層較熱的輕離子外流，主要是H+離子、He+離子和電子.在極區(qū)頂部電離層，這些輕離子受到向上的壓力梯度力超過向下的重力時(shí)，它們會(huì)沿著磁力線向上輸運(yùn)到磁層，同時(shí)由于雙極擴(kuò)散作用會(huì)產(chǎn)生雙極電場(chǎng)使得電子也跟著離子運(yùn)動(dòng)，使得外流物質(zhì)在宏觀上電中性.這種典型的離子外流在衛(wèi)星結(jié)果中很常見（Hoffman and Dodson,1980; Nagai et al.,1984; Chandler et al.,1991; Abe et al.,1993a,1993b,2004; Kitamura et al.,2011）.

圖1 電離層離子上行和外流過程示意圖（修改自 Zhang and Brambles,2021）Fig.1 The ionospheric ion upflow and outflow （modified from Zhang and Brambles,2021)

按照經(jīng)典理論的預(yù)測(cè)，其他重離子如O+離子基本都被重力束縛在電離層，不易發(fā)生外流現(xiàn)象.但不斷有衛(wèi)星結(jié)果表明，磁暴期間日側(cè)極尖區(qū)或者夜側(cè)極蓋區(qū)邊界（如圖1）發(fā)現(xiàn)外流的超熱O+離子，粒子能量從幾十eV 到keV 量級(jí)（Shelley et al.,1972; Bouhram et al.,2004b; Lennartsson et al.,2004; Andersson et al.,2005; Peterson et al.,2008）.這種超熱O+離子外流被稱為非典型極風(fēng).這一類離子外流有兩種主要物理機(jī)制，第一種機(jī)制是場(chǎng)向電場(chǎng)引起的離子場(chǎng)向加速，另一種是波粒相互作用驅(qū)動(dòng)的離子橫向加速.由于電離層—磁層系統(tǒng)中場(chǎng)向電場(chǎng)一般很弱且機(jī)制較簡(jiǎn)單，因此大多數(shù)研究都重點(diǎn)探究離子橫向加速機(jī)制.當(dāng)磁層受太陽(yáng)風(fēng)影響發(fā)生劇烈擾動(dòng)時(shí)，頂部電離層（1 500～3 000 km）等離子體與來自磁層的寬帶極低頻波相互作用，會(huì)在垂直磁場(chǎng)方向回旋共振而加熱成為超熱離子，并伴隨向上的磁鏡力，當(dāng)磁鏡力大于重力時(shí)就能向上加速發(fā)生超熱離子外流.該效應(yīng)一般作用于O+等重離子，這是因?yàn)橹仉x子的回旋半徑大（Lemaire and Scherer,1978; Cladis,1986;Demars et al.,1996; Ganguli,1996）.由于該過程在頂部電離層以下區(qū)域失效，因此要發(fā)生超熱O+離子外流，O+離子要先從電離層峰高F2層區(qū)域上行（upflow）到頂部電離層（見圖1），這主要與兩個(gè)過程相關(guān).一個(gè)是磁層強(qiáng)對(duì)流時(shí)注入的坡印亭通量（Poynting flux）會(huì)加熱中性粒子，進(jìn)而通過碰撞加熱電離層O+離子；另一個(gè)是磁層軟電子沉降加熱電離層電子，從而增強(qiáng)雙極場(chǎng)向電場(chǎng)（Wiltberger,2015）.此外，電離層離子外流會(huì)影響磁層的結(jié)構(gòu)、成分和動(dòng)力學(xué)演化過程，本文將以此為主要內(nèi)容詳細(xì)展開討論.

電離層O+離子外流不是一個(gè)孤立的物理過程.大部分外流的O+離子群在到達(dá)磁層后，可以改變磁層的局部特性，甚至?xí)绊懻麄€(gè)磁層系統(tǒng)的動(dòng)態(tài)結(jié)構(gòu).反過來，這些磁層動(dòng)態(tài)結(jié)構(gòu)的變化會(huì)調(diào)制注入極區(qū)電離層的能量，從而改變頂部電離層O+離子外流相關(guān)的驅(qū)動(dòng)過程，形成復(fù)雜的非線性反饋.圖2 顯示了電離層O+離子外流影響太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層—熱層耦合系統(tǒng)的可能物理途徑.這些途徑包括：

圖2 電離層外流影響太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層—熱層耦合系統(tǒng)動(dòng)態(tài)結(jié)構(gòu)的示意圖（修改自Zhang and Brambles,2021）Fig.2 Pathways of ionospheric outflow on the dynamics of the solar wind-magnetosphere-ionosphere system (modified from Zhang and Brambles,2021)

（1）通過影響日側(cè)磁層質(zhì)量加載和磁層頂形狀來改變太陽(yáng)風(fēng)—磁層相互作用；

（2）通過改變磁尾動(dòng)力學(xué)影響磁尾—內(nèi)磁層耦合；

（3）通過調(diào)制環(huán)電流和極光粒子沉降來影響磁層—電離層耦合過程.

雖然極蓋區(qū)H+離子外流在衛(wèi)星觀測(cè)中也很常見，但本文我們只關(guān)注超熱O+離子外流對(duì)磁層動(dòng)力學(xué)的作用，這是因?yàn)镺+離子不僅會(huì)通過改變磁重聯(lián)過程對(duì)太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層系統(tǒng)產(chǎn)生更大的影響（如，Brambles et al.,2010），而且會(huì)通過與環(huán)電流之間的反饋回路，對(duì)地球空間系統(tǒng)動(dòng)力學(xué)的產(chǎn)生重要的影響（如，Welling et al.,2015）.由于缺乏衛(wèi)星觀測(cè)全球覆蓋，全球磁層—電離層耦合模式就成為了研究O+離子外流過程及其相應(yīng)的空間天氣效應(yīng)的重要工具.因此，我們基于全球磁層模擬做一系列數(shù)值實(shí)驗(yàn)來探究O+離子外流對(duì)磁層的作用.關(guān)于O+離子對(duì)磁層動(dòng)力學(xué)作用的討論主要集中在O+離子群的空間分布和磁重聯(lián)的相應(yīng)變化上.大多數(shù)模擬結(jié)果是由觀測(cè)數(shù)據(jù)驅(qū)動(dòng)的，直接或間接通過使用衛(wèi)星測(cè)量來驗(yàn)證，要注意的是，簡(jiǎn)化的理想控制模擬只是提供了對(duì)O+離子外流可能影響的理論估計(jì)，相關(guān)結(jié)論仍需要未來的太空任務(wù)來進(jìn)一步驗(yàn)證.

1 極尖區(qū)O+離子外流的分布特征及其對(duì)磁層的影響

理解極蓋區(qū)離子外流作用的第一個(gè)問題是O+離子到達(dá)磁層的什么位置，因?yàn)檫@決定了這些外流O+離子對(duì)地球空間環(huán)境動(dòng)力學(xué)尤其是對(duì)磁層的具體作用.這些O+離子整體上沿磁力線移動(dòng)，同時(shí)伴隨垂直磁力線的E×B漂移.因此外流的O+離子的到達(dá)磁尾的位置主要由（1）電離層源區(qū)位置與（2）場(chǎng)向和橫向運(yùn)動(dòng)共同決定.如圖3 所示，一般場(chǎng)向速度較快（20～100 km/s）的熱O+離子外流傾向于落在近重聯(lián)線（X 線）的尾部并在磁尾耗散掉，這對(duì)磁層動(dòng)態(tài)結(jié)構(gòu)的影響較弱.而場(chǎng)向速度較慢（1 km/s量級(jí)）的冷O+離子外流主要落在等離子片區(qū)域內(nèi)，這會(huì)顯著影響磁層動(dòng)態(tài)結(jié)構(gòu)以及重聯(lián)過程.磁層中O+離子外流位置的空間分布取決于電離層O+離子外流速度的現(xiàn)象被稱為“速度過濾效應(yīng)”.除了極尖區(qū)（cusp），源于極蓋區(qū)極光?。╬olar cap arc）的極風(fēng)中O+離子外流通量也可達(dá)到1012m?2s?1量級(jí).而離子外流的分布不僅受外流速率的影響，會(huì)受到行星際磁場(chǎng)、太陽(yáng)天頂角和晨昏不對(duì)稱性等因素調(diào)制，并與其離子、電子溫度的大小息息相關(guān)（Skj?veland et al.,2014; Maes et al.,2015）.

圖3 不同速度的O+離子外流過程（修改自Zhang and Brambles,2021）Fig.3 The velocity-dependent landing of O+ ion outflow (modified from Zhang and Brambles,2021)

Brambles 等（2010）首先用全球磁層模擬研究了極尖區(qū)O+離子外流的速度過濾效應(yīng).他們利用控制模擬實(shí)驗(yàn)，探究了2005 年8 月31 日磁暴期間電離層O+離子外流的到達(dá)位置和對(duì)磁層的影響.該磁暴為中等強(qiáng)度，在與行星際磁云相遇的5 小時(shí)內(nèi)，最小磁暴擾動(dòng)（disturbance storm time,Dst）指數(shù)為?140 nT，行星際磁場(chǎng)（interplanetary magnetic field,IMF）Bz分量為?18 nT.該全球模擬結(jié)果來自太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層全球耦合模型Lyon-Fedder-Mobarry（LFM）的多流體擴(kuò)展版本（Lyon et al.,2004; Brambles et al.,2010）.它在LFM 磁層模型的單流體版本基礎(chǔ)上，使用了多離子流體的方法，該方法允許每種離子成分在各自受力平衡下運(yùn)動(dòng).磁暴事件期間觀測(cè)到的太陽(yáng)風(fēng)數(shù)密度（NSW）、速度（VSW）和聲速（CS）以及IMF 分量（Bx、By、Bz）被用作驅(qū)動(dòng)全球模擬的上游邊界條件，其時(shí)間變化如圖4 所示.

圖4 2005 年8 月31 日磁暴的太陽(yáng)風(fēng)和行星際磁場(chǎng)條件（修改自Brambles et al.,2010）Fig.4 Solar wind and interplanetary magnetic field for the August 31,2005 storm (modified from Brambles et al.,2010)

為了在全球模擬中加入動(dòng)態(tài)的O+離子外流，基于Strangeway 等（2005）中圖5 所示的觀測(cè)離子外流通量和DC 坡印亭通量的相關(guān)性擬合公式，Brambles 等（2010）在模擬的內(nèi)邊界（距離地心2RE處）使用了如下O+離子外流通量經(jīng)驗(yàn)公式：

圖5 2005 年8 月31 日磁暴特征.（a）模擬的北半球和南半球的電離層O+離子外流率；（b）上游邊界的太陽(yáng)風(fēng)動(dòng)壓；（c）Dst 指數(shù)與作為模式上游邊界行星際磁場(chǎng) Bz（修改自Brambles et al.,2010）Fig.5 August 31,2005 storm characteristics.(a) Simulated O+outflow rate in the northern and southern ionospheres;(b) The solar wind dynamic pressure at upstream boundary,and (c) the IMF Bz at the global model's upstream boundary superimposed on the measured Dst index (modified from Brambles et al.,2010)

圖5 展示了模擬中Case A 北半球和南半球電離層積分O+離子外流率、太陽(yáng)風(fēng)動(dòng)壓、Dst 指數(shù)和IMFBz.很明顯，模擬中半球O+離子外流速率受行星際驅(qū)動(dòng)參數(shù)如上游IMFBz和太陽(yáng)風(fēng)動(dòng)壓的控制.雖然這里的O+離子外流模型只是一個(gè)經(jīng)驗(yàn)公式，即沒有考慮橫向加熱的物理細(xì)節(jié)，但模擬結(jié)果仍顯示了南向 IMF 增強(qiáng)確實(shí)增大了流入電離層的DC坡印亭通量，從而導(dǎo)致極尖區(qū)電離層O+離子外流通量增強(qiáng)，這一響應(yīng)與原位探測(cè)的結(jié)果一致.太陽(yáng)風(fēng)動(dòng)壓的增強(qiáng)通過改變磁層—電離層發(fā)電機(jī)過程來增加日側(cè)DC 坡印廷通量，從而如經(jīng)驗(yàn)公式（1）所示提高了模擬中O+離子外流率（Newell et al.,2006; Damiano et al.,2010）.在該模擬中，北半球的積分O+離子流出率峰值為1.6×1026#/s?1，映射到電離層100 km 處單位面積外流峰值為1.7×1013#/(m2s).模擬得到的夏季半球的積分外流率高于冬季半球，這與Lennartsson 等（2004）的觀測(cè)統(tǒng)計(jì)一致.模擬中出現(xiàn)南北不對(duì)稱性是因?yàn)榭刂仆饬鞯腄C 坡印廷通量在夏季半球比冬季半球要大.觀測(cè)中電離層焦耳耗散與全球模擬中場(chǎng)向電勢(shì)差驅(qū)動(dòng)粒子加速下降所消耗的功率接近，因此可以假設(shè)模擬內(nèi)邊界的DC 坡印廷通量等于電離層焦耳耗散，因此DC 坡印亭通量可以表征磁層對(duì)流注入電離層的能量.

圖6a、6b 展示了Case A 和Case B 于15 世界時(shí)（UT）在距離地心6RE處模擬的外流通量、電離層電勢(shì)等值線（白線）和開放/閉合磁力線邊界（黑線）.在這兩種條件下，O+離子外流主要位于極尖區(qū)域附近的對(duì)流喉部，大多數(shù)磁層DC 波印廷通量在該區(qū)域流入電離層，緯度和地方時(shí)與Lennartsson 等（2004）的觀測(cè)結(jié)果一致.外流位置也與所謂的極尖區(qū)加熱壁（polar cusp heating wall）存在相關(guān)性（Knudsen et al.,1994），其中引發(fā)O+離子外流的橫向加熱開始于開放/閉合磁力線邊界極向1°～2°的位置.

圖6 （a）Case A 和（b）Case B 在距離地心6 RE 處的外流通量.在地心太陽(yáng)磁層坐標(biāo)中的 x-z 切面（c）Case A 和（d）Case B 的O+離子數(shù)密度的對(duì)數(shù)（修改自Brambles et al.,2010）Fig.6 Outflow fluxes for (a) Case A and (b) Case B at 6 RE geocentric.Logarithm O+ number density for (c) Case A and (d) Case B in x-z cut plane in the geocentric solar magnetospheric coordinates (modified from Brambles et al.,2010)

在比較Case A 和Case B 模擬中O+離子外流對(duì)磁層位型的影響前，要先分析兩種條件下離子外流在磁層空間分布的差異，主要是O+離子外流在磁尾到達(dá)位置的區(qū)別.在Case B 中，由于離子場(chǎng)向速度較慢，O+離子外流羽狀流相對(duì)Case A 會(huì)更加偏向極區(qū).這些O+離子外流是通過使用DC 坡印廷通量的經(jīng)驗(yàn)公式（1）在極尖區(qū)域產(chǎn)生后，被輸運(yùn)穿過極冠并進(jìn)入磁瓣，在那里它要么進(jìn)入等離子體片并通過對(duì)流進(jìn)入內(nèi)磁層，要么從磁尾流出.進(jìn)入內(nèi)磁層的結(jié)果與Kistler 等（2010）中的Cluster 觀測(cè)結(jié)果一致.如圖6c、6d 所示，Case A 的初始場(chǎng)向速度較快，因此外流的等離子體主要流向遠(yuǎn)磁尾；但Case B 場(chǎng)向速度較慢，更多的外流離子會(huì)填充等離子體片和內(nèi)磁層.這些結(jié)果與粒子模擬一致，即溫度為100 eV 和場(chǎng)向速度為50 km/s 的O+離子將主要流向遠(yuǎn)磁尾，而溫度為1 eV 和場(chǎng)向速度為3 km/s 的離子將主要向下流動(dòng)進(jìn)入等離子體片，在那里它們被加熱到高能粒子，并會(huì)影響環(huán)電流（Ebihara et al.,2006）.

磁尾重聯(lián)位置的改變減少了太陽(yáng)風(fēng)H+離子進(jìn)入內(nèi)磁層的途徑.在IMF 南向的間隔期間，太陽(yáng)風(fēng)通過極尖區(qū)進(jìn)入內(nèi)磁層，然后通過磁瓣和等離子體片進(jìn)行對(duì)流運(yùn)輸（Pilipp and Morfill,1978; Siscoe et al.,2001），其中等離子體片是地球夜側(cè)發(fā)生重聯(lián)的高溫、稠密的等離子區(qū).在這個(gè)特殊的磁暴事件中，剛開始來自太陽(yáng)風(fēng)的等離子體主要沿著極尖區(qū)—等離子體?！虐赀@條路徑充滿了等離子體片.然而，從極尖區(qū)到等離子體片的外流路徑也取決于夜側(cè)重聯(lián)X 線的位置.如圖7 所示，當(dāng)存在電離層O+離子外流時(shí)，X 線的位置會(huì)發(fā)生變化.如果沿著該路徑上的離子平行速度和垂直速度之比（v‖/v⊥）僅微弱地依賴于磁尾重聯(lián)的位置，那么當(dāng)磁尾重聯(lián)區(qū)域向地球靠近時(shí)，太陽(yáng)風(fēng)等離子體進(jìn)入等離子體片的通道相應(yīng)地減少了.這種減少降低了來自太陽(yáng)風(fēng)的H+離子對(duì)內(nèi)磁層的等離子體密度和壓力的貢獻(xiàn).Brambles 等（2010）還提到Case A 中的v‖/v⊥與標(biāo)準(zhǔn)模擬大致相同，但隨著重聯(lián)X 線位置向地球內(nèi)移，Case A 在內(nèi)磁層中的累積的H+等離子體密度和壓力的累積比標(biāo)準(zhǔn)模擬低約50%（未展示）.

圖7 （a）標(biāo)準(zhǔn)模擬；（b）Case A 和（c）Case B 以質(zhì)子質(zhì)量歸一化后的流體密度.圖中均是地心太陽(yáng)磁層坐標(biāo)系的 x-z 切面的結(jié)果，紅線是磁力線，夜間重聯(lián)X 線的大致位置用“+”符號(hào)標(biāo)記（修改自Brambles et al.,2010）Fig.7 Logarithm density of the total fluid,normalized to proton mass for (a) baseline;(b) Case A and (c) Case B,in the x-z cut plane in the geocentric solar magnetospheric coordinates.Select magnetic field lines are superimposed on top of the mass density.Approximate location of nightside X-line is marked by a "+" symbol (modified from Brambles et al.,2010)

在Case B 中，對(duì)流輸運(yùn)到內(nèi)磁層的O+離子抵消了由于H+離子數(shù)量減少而導(dǎo)致的等離子體壓力降低.在距離地心大約6RE的內(nèi)部磁層中，O+離子的數(shù)密度約為3 cm?3，而H+離子的數(shù)密度約為10 cm?3.模擬的“暴時(shí)”內(nèi)磁層成分與Cluster 衛(wèi)星的觀測(cè)結(jié)果基本一致（Kistler,2016; Kistler and Mouikis,2016; Kistler et al.,2016）.內(nèi)磁層中等離子體壓力分布的變化改變了環(huán)電流，進(jìn)而影響Dst 指數(shù).圖8a顯示了真實(shí)Dst 指數(shù)與標(biāo)準(zhǔn)模擬、Case A 和Case B 模擬的虛擬Dst 對(duì)比.模擬的虛擬Dst 考慮了磁層所有電流的貢獻(xiàn)，是基于Biot-Savart 定律用地球z 分量擾動(dòng)計(jì)算的：

圖8 （a）真實(shí)Dst 指數(shù)（綠線）與標(biāo)準(zhǔn)模擬（黑線）、Case A（紅線）和Case B（藍(lán)線）中的虛擬Dst 指數(shù).（b）Case A 和（c）Case B 在 GSM x-z 平面中的總等離子體壓力，紅線為夜間磁力線（修改自Brambles et al.,2010）Fig.8 (a) Dst (green line) and pseudo Dst for baseline (black line),Case A (red line) and Case B (blue line).Total plasma pressure for (b) Case A and (c) Case B in the x-z plane in the geocentric solar magnetospheric coordinates with selected nightside magnetic field lines (modified from Brambles et al.,2010)

其中J是模擬的電流密度，dV是計(jì)算單元體積，r是指向計(jì)算單元中心的矢量.積分是通過對(duì)磁層域內(nèi)所有計(jì)算單元的貢獻(xiàn)求和來完成的.盡管內(nèi)磁層中的H+離子減少了，由于內(nèi)磁層中有電離層外流的O+離子，Case A 中的虛擬Dst 指數(shù)只比標(biāo)準(zhǔn)模擬略低10%.標(biāo)準(zhǔn)模擬和Case A 模擬的虛擬Dst 指數(shù)均與觀測(cè)的真實(shí)Dst 指數(shù)存在較大差異.但是在只加了緩慢冷O+離子外流的模擬中（Case B），虛擬Dst 與觀測(cè)Dst 有著相似的幅度.Case B 虛擬Dst 的強(qiáng)度超過標(biāo)準(zhǔn)模擬兩倍，達(dá)到約?110 nT，接近?137 nT 的真實(shí)Dst.但是相比真實(shí)Dst，虛擬Dst 存在更多的動(dòng)態(tài)結(jié)構(gòu)，并且比恢復(fù)得更快.當(dāng)南向的 IMF 短暫向北轉(zhuǎn)時(shí)，虛擬Dst 在1700 UT 開始恢復(fù).而真實(shí)Dst 持續(xù)下降直到2000 UT，并且衰減得更慢.

與標(biāo)準(zhǔn)模擬相比，Case B 的虛擬Dst 降低了，因?yàn)榇蟛糠謴臉O尖區(qū)流出的O+離子聚集在內(nèi)磁層中.當(dāng)外流離子溫度較低且速度較慢時(shí)（Case B），它會(huì)在對(duì)流環(huán)流中被加熱并填充夜間閉合磁力線區(qū)域（圖7c），從而導(dǎo)致更大的徑向壓力梯度.增加的壓力梯度會(huì)產(chǎn)生更大的抗磁環(huán)電流，從而降低虛擬Dst.而當(dāng)外流離子的溫度較高且速度較快時(shí)（Case A），大部分外流O+離子會(huì)直接流向遠(yuǎn)磁尾損失掉，很少流入等離子片或內(nèi)磁層改變抗磁環(huán)電流，因此對(duì)應(yīng)的虛擬Dst 并沒有顯著降低.Case B 的壓力梯度和環(huán)電流大約是與標(biāo)準(zhǔn)模擬或Case A 的兩倍.

Case B 中增強(qiáng)的環(huán)電流也會(huì)影響磁尾磁場(chǎng)的拓?fù)浣Y(jié)構(gòu)，如圖8c 所示.圖8b、8c 是從電離層參考高度磁緯60°～90°相同位置追蹤的磁力線.強(qiáng)抗磁環(huán)電流在環(huán)電流的尾部產(chǎn)生正的Bz，進(jìn)而產(chǎn)生垂直于重聯(lián)電流片的增強(qiáng)磁場(chǎng).夜側(cè)重聯(lián)位置由于環(huán)電流和垂直分量增強(qiáng)而向磁尾移動(dòng).如磁暴模擬1500 UT 的瞬時(shí)結(jié)果所示，在標(biāo)準(zhǔn)模擬中，夜側(cè)重聯(lián)發(fā)生在大約21RE處；在Case B 中，它發(fā)生在大約36RE處.另一個(gè)可能的貢獻(xiàn)因素是內(nèi)磁層和等離子體片中壓力的增加拉長(zhǎng)了夜側(cè)磁通量管并將重聯(lián)X 線向后移動(dòng).在Case B 中，磁尾中 H+離子的v‖/v⊥增加了大約3 倍，這意味著盡管重聯(lián)向后移動(dòng)，但太陽(yáng)風(fēng)離子進(jìn)入等離子片的通道卻減少了.當(dāng)南向的IMF 在1700 UT 時(shí)向北轉(zhuǎn)向時(shí)，磁力線會(huì)重構(gòu)位型.由于磁暴期間磁層對(duì)流過程的加劇，內(nèi)磁層中約30%的O+離子密度在日側(cè)邊界處損失.O+離子損失導(dǎo)致壓力梯度的降低和虛擬Dst 的早期恢復(fù).亞暴過后，半球O+離子外流率降低到磁云層主序期間其值的25%左右.因此，此時(shí)O+離子外流對(duì)磁層的影響減弱，夜間磁力線恢復(fù)到與標(biāo)準(zhǔn)模擬相當(dāng)?shù)奈恍?

與Case A 和標(biāo)準(zhǔn)模擬相比，Case B 中內(nèi)磁層中壓力梯度的增強(qiáng)顯著降低了虛擬Dst.在其他全球模擬中也可以看到這種效應(yīng)（Glocer et al.,2009;Yu and Ridley,2013a,2013b）.然而，在MHD 模型中沒有漂移動(dòng)力學(xué)環(huán)電流的物理過程，即模擬中內(nèi)磁層受對(duì)流過程而不是梯度曲率漂移動(dòng)力學(xué)控制，這將導(dǎo)致環(huán)電流在全局MHD 模擬中衰減過快.將環(huán)形電流模型Rice 對(duì)流模式（Rice Convection Model,RCM）與全局模擬耦合可能會(huì)改進(jìn)此處環(huán)電流的恢復(fù)相過程.該模式未考慮的共轉(zhuǎn)效應(yīng)也可以減少環(huán)電流的衰減.共轉(zhuǎn)磁力線上的等離子體不應(yīng)受到磁暴對(duì)流擾動(dòng)的影響，因此內(nèi)磁層的等離子體壓強(qiáng)損失會(huì)更小.然而，我們預(yù)期，共轉(zhuǎn)效應(yīng)的影響相比梯度曲率漂移動(dòng)力學(xué)的作用會(huì)很小.

2 對(duì)夜側(cè)磁層對(duì)流模式的影響

當(dāng)磁層頂重聯(lián)期間太陽(yáng)風(fēng)等離子體和能量進(jìn)入磁層后，部分物理和能量會(huì)儲(chǔ)存在磁層磁瓣區(qū)域，并在之后釋放到內(nèi)磁層和電離層.根據(jù)驅(qū)動(dòng)條件，磁層對(duì)流模式會(huì)有不同的響應(yīng)，一般分為穩(wěn)態(tài)磁層對(duì)流 （steady-state magnetospheric convection,SMC）、孤立亞暴（isolated substorm）和鋸齒振蕩（sawtooth oscillation）等三種類型（DeJong et al.,2009）.孤立亞暴的存儲(chǔ)—釋放過程只發(fā)生在局部且是一個(gè)孤立事件，各SM/IMF 驅(qū)動(dòng)、極蓋區(qū)開放磁通量（Fpc）和地磁AL 指數(shù)只有一次顯著的振蕩（圖9c）.如果亞暴引起的能量存儲(chǔ)—釋放過程發(fā)生在全局且具有準(zhǔn)周期性，那么這就被認(rèn)為是一次鋸齒振蕩.如圖9a 所示，鋸齒振蕩事件中，SM/IMF驅(qū)動(dòng)尤其是IMFBz有周期性振蕩，F(xiàn)pc有長(zhǎng)時(shí)間的持續(xù)響應(yīng)而AL 指數(shù)也存在一定的周期性擾動(dòng).而SMC 期間，能量不被存儲(chǔ)或釋放，而是不斷轉(zhuǎn)移，磁層對(duì)流是準(zhǔn)穩(wěn)態(tài)的，其對(duì)應(yīng)準(zhǔn)穩(wěn)態(tài)的SM/IMF 條件、Fpc和AL 指數(shù).而電離層離子外流在磁層的分布決定了O+離子是否參與磁尾質(zhì)量加載（mass loading）和重聯(lián)過程，從而進(jìn)一步改變磁層對(duì)流模式.

圖9 三種對(duì)流模式中電離層和太陽(yáng)風(fēng)參數(shù).（a）2002 年4 月19 日1205 UT（虛線）開始的鋸齒振蕩.Beta：太陽(yáng)風(fēng)等離子體Beta 值，熱壓比磁壓；Mach：太陽(yáng)風(fēng)阿爾芬馬赫數(shù)，太陽(yáng)風(fēng)速度比阿爾芬速.（b）2000 年10 月26 日的穩(wěn)態(tài)磁層對(duì)流（SMC），開始于實(shí)線所示的0300 UT.SMC 之前的2 小時(shí)的虛線表示驅(qū)動(dòng)SMC 的亞暴擴(kuò)張的開始.（c）1997 年9 月12 日發(fā)生的孤立亞暴，開始時(shí)間為1158 UT（修改自DeJong et al.,2009）Fig.9 Stack plots of the ionospheric and solar wind parameters for each convection mode.(a) The sawtooth injection on 19 April 2002 with an onset at 1205 UT shown by the dotted line.(b) The steady-state magnetospheric convection (SMC) on 26 October 2000.The onset time of SMC is at 0300 UT shown by the solid line.Also plotted in the 2 h preceding the SMC the dotted line indicates the onset of the expansion of the substorm that initiates the SMC.(c) The isolated substorm that occurs on 12 September 1997 with an onset time of 1158 UT (modified from DeJong et al.,2009)

在本節(jié)中，我們關(guān)注O+離子外流對(duì)太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層系統(tǒng)對(duì)流狀態(tài)的影響.Wiltberger 等（2010）發(fā)現(xiàn)，當(dāng)極尖區(qū)O+離子外流與夜間重聯(lián)區(qū)相互作用時(shí)，它可以在穩(wěn)態(tài)南向IMF 條件驅(qū)動(dòng)的全球MHD 模擬中引發(fā)孤立亞暴.Wiltberger 等（2010）的模擬中，在產(chǎn)生第一次孤立亞暴之后，大部分O+離子落在新磁尾重聯(lián)X 線的尾部，最終直接流出磁尾，基本不參與磁尾動(dòng)力學(xué)，因此O+離子外流與太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層系統(tǒng)的相互作用顯著降低，磁層進(jìn)入新的SMC 模式，類似于上一節(jié)中討論的快速O+離子模擬（Case A）.在本節(jié)中，我們展示了電離層O+離子外流會(huì)導(dǎo)致衛(wèi)星觀測(cè)到的磁層對(duì)流鋸齒振蕩模式.這一條O+離子外流的反饋回路為研究影響磁層對(duì)流模式的產(chǎn)生機(jī)制提供了一個(gè)全新的重要概念.

在本節(jié)中，全球模擬中O+離子外流也是由一個(gè)經(jīng)驗(yàn)公式確定.與上一節(jié)所介紹的模擬方法不同的是，該經(jīng)驗(yàn)公式來自FAST 衛(wèi)星觀測(cè)的O+離子外流與向下阿爾芬交流（alternating current,AC）坡印亭通量之間的相關(guān)性，如Brambles（2012）中圖2.3 所示.該O+離子外流數(shù)密度與向下流動(dòng)的AC 坡印亭通量S‖之間的對(duì)應(yīng)關(guān)系為：

式中帶通濾波電場(chǎng) δE和磁場(chǎng) δB是用全球MHD 模擬中的瞬時(shí)場(chǎng)E和B減去平均場(chǎng)〈E〉和〈B〉得到的.平均場(chǎng)則由5～180 s 帶通平均的方法來計(jì)算，對(duì)應(yīng)此層的Pc5 波動(dòng)過程.有關(guān)計(jì)算AC 坡印廷通量的方法可參考Zhang 等（2012）.AC 坡印廷通量表征阿爾芬波能量，與引言中提及的影響O+離子橫向加速的波粒相互作用有關(guān).此處O+離子外流經(jīng)驗(yàn)公式并不像上一節(jié)中使用的DC 坡印亭通量經(jīng)驗(yàn)公式那樣將外流限制在極尖區(qū)，主要分布在日側(cè)極尖區(qū).如圖10 所示，AC 坡印廷通量調(diào)制的O+離子外流主要分布在模擬極光區(qū)，峰值在午夜前扇區(qū).O+外流通量的這種晨昏不對(duì)稱是由模擬AC 坡印廷通量的不對(duì)稱分布引起的，這是因?yàn)殡娮映两档牟粚?duì)稱會(huì)導(dǎo)致電離層霍爾電導(dǎo)率的梯度從而產(chǎn)生對(duì)流模式的偏轉(zhuǎn)（Zhang et al.,2012; Lotko et al.,2014）.這種不對(duì)稱的夜側(cè)外流結(jié)構(gòu)類似于Polar 衛(wèi)星觀測(cè)的AC 坡印亭通量（Keiling et al.,2003）和FAST 衛(wèi)星測(cè)到的O+離子外流通量（Chaston et al.,2007）的統(tǒng)計(jì)圖.然而，這一系列的模擬沒有重現(xiàn)衛(wèi)星在日側(cè)極尖區(qū)經(jīng)常觀測(cè)到的持續(xù)O+離子外流通量，這種差異可能是由于模擬中使用恒定的太陽(yáng)風(fēng)條件導(dǎo)致日側(cè)磁場(chǎng)擾動(dòng)過小.與DC 坡印廷通量模型不同，AC 坡印廷通量模型不會(huì)產(chǎn)生顯著的日側(cè)磁場(chǎng)時(shí)變擾動(dòng)和流入電離層的阿爾芬波能量（Zhang et al.,2014）.

圖10 Case C 的平均離子外流通量形態(tài)以及Feldstein 極光橢圓形（白色）（Feldstein and Starkov,1970）.作為參考，使用為常數(shù)的假設(shè)將外流通量沿磁力線映射到電離層高度（修改自Brambles et al.,2011）Fig.10 Morphology of average ion outflow from simulation C after the simulation start-up period,together with The Feldstein auroral oval (white) superposed (Feldstein and Starkov,1970).For reference,the flux has been mapped along field lines to the ionosphere using as constant along the dipole magnetic field of the Earth (modified from Brambles et al.,2011)

在該模擬中，O+離子外流場(chǎng)向速度和溫度在磁層內(nèi)邊界處隨空間和時(shí)間是恒定的，分別為45 km/s和100 eV.為了探究O+離子外流對(duì)全球磁層對(duì)流的影響，Brambles 等（2011）計(jì)算了對(duì)流模式對(duì)半球積分O+離子外流率（#/s）的依賴性.表1 中列出的所有模擬在使用表格中參數(shù)之前，都需要4 小時(shí)的磁層初始化，先2 小時(shí)北向IMF（Bz=5 nT），再2 小時(shí)南向IMF（Bz=?5 nT）.經(jīng)驗(yàn)O+離子外流模型在這4 小時(shí)初始化結(jié)束以后再立即打開.

表1 不同α（不同半球流出率）的控制模擬列表.偶極傾角為零.太陽(yáng)風(fēng)數(shù)密度和溫度恒定在5 cm?3 和10 eV.最后一列列出的外流率來自每次模擬的20 小時(shí)平均值（結(jié)果來自Brambles et al.,2011）Table1 List of controlled simulation with varying α (different hemispheric outflow rates).Dipole tilt angle is zero.The solar wind number density and temperature are constant at 5 cm?3 and 10 eV.The outflow rate listed in the last column is derived from a 20-hour average in each simulation (Results are from Brambles et al.,2011)

在α=1（無(wú)縮放）、VSW=400 km/s 和IMFBz=?10 nT 的條件下，經(jīng)驗(yàn)外流模型計(jì)算出的球積分O+離子外流率為0.46×1026#/s.而基于衛(wèi)星觀測(cè)的統(tǒng)計(jì)研究中，強(qiáng)南向IMF 驅(qū)動(dòng)條件下半球O+離子外流率約為1026#/s （Cully et al.,2003），這表明經(jīng)驗(yàn)?zāi)Ｐ椭械腛+離子外流與觀測(cè)統(tǒng)計(jì)結(jié)果基本一致.因此，表1 中列出的不同α條件下的模擬外流率均在統(tǒng)計(jì)觀測(cè)結(jié)果的浮動(dòng)范圍內(nèi).

標(biāo)準(zhǔn)模擬中的磁層（無(wú)外流，α=0）處于SMC 狀態(tài).在這個(gè)沒有O+離子外流的標(biāo)準(zhǔn)模擬中，在地心往磁尾約25RE的夜側(cè)等離子體片區(qū)域發(fā)生了磁尾重聯(lián).在加入O+離子外流的模擬中，增加的磁層等離子體使磁尾膨脹并使磁重聯(lián)位置進(jìn)一步向后移動(dòng).在α=1 的模擬中，磁尾呈現(xiàn)更動(dòng)態(tài)的結(jié)構(gòu)，夜側(cè)重聯(lián)向后移動(dòng)到30～45RE之間的位置.盡管磁尾結(jié)構(gòu)變得更加動(dòng)態(tài)，但整個(gè)系統(tǒng)仍處于活躍的SMC 狀態(tài)，對(duì)流模式?jīng)]有變化.隨著半球O+離子外流率從1.18×1026#/s 增加到9.46×1026#/s，夜側(cè)磁力線被拉伸得更長(zhǎng)，并且夜側(cè)重聯(lián)進(jìn)一步后移到50～65RE.這種磁尾拉伸源于外流的O+離子進(jìn)入等離子片而額外產(chǎn)生的等離子體壓強(qiáng).該過程同時(shí)增強(qiáng)了壓力梯度力和抗磁環(huán)電流，這會(huì)通過改變磁尾的受力平衡來影響磁場(chǎng).這兩種效應(yīng)都會(huì)使磁通量管膨脹和受壓.這與上一節(jié)Case B 模擬中的效應(yīng)相似，因?yàn)榇蟛糠忠归gO+離子外流物質(zhì)進(jìn)入等離子層和內(nèi)磁層中.當(dāng)O+離子外流率足夠大時(shí)，夜間磁通量管被壓縮，這種不平衡的磁場(chǎng)張力會(huì)激發(fā)等離子體噴射.這種儲(chǔ)存能量的釋放表現(xiàn)為亞暴，但與孤立亞暴事件完全不同.在這種由O+離子質(zhì)量加載激發(fā)的磁層亞暴中，大部分O+離子于亞暴對(duì)流期間在直接流向等離子體層下游與遠(yuǎn)磁尾直接損失掉，或通過電場(chǎng)漂移輸運(yùn)到磁層頂位置因重聯(lián)而損失（Zhang et al.,2017）.剩下一部分夜側(cè)電離層外流的O+離子則在亞暴過后又回到夜側(cè)重聯(lián)區(qū).隨著外流O+離子重新充滿了內(nèi)部磁層，再次拉長(zhǎng)了磁力線，并在幾個(gè)小時(shí)內(nèi)導(dǎo)致了另一場(chǎng)亞暴，從而產(chǎn)生周期性的磁層亞暴過程，這就是由電離層O+離子外流引起的磁層鋸齒振蕩模式的基本物理過程，如圖11 所示（該圖來自表1 中的Case C）.

圖11 Case C 中一次振蕩的鋸齒機(jī)制.背景顏色是總等離子體數(shù)密度的對(duì)數(shù)，疊加的紅線是磁力線，結(jié)果是中午—午夜平面.不同子圖表征了（a）初始狀態(tài)、（b）離子外流引起磁力線拉伸、（c）等離子體釋放和（d）恢復(fù)相的結(jié)果（修改自Zhang and Brambles,2021）Fig.11 Sequence showing the sawtooth mechanism for one oscillation from run C.Background color is logarithm of total plasma number density with magnetic field lines superimposed in red,taken in noon-midnight plane.Plots show (a) initial state,(b) stretched field lines caused by influence of ion outflow,(c) release of plasmoid and (d) return to the initial configuration(modified from Zhang and Brambles,2021)

對(duì)模擬結(jié)果的進(jìn)一步分析顯示，地球同步軌道附近的磁傾角呈現(xiàn)明顯的周期性鋸齒波變化.圖12顯示了用于估計(jì)亞暴周期性的磁傾角模擬時(shí)間序列，并將模擬結(jié)果與衛(wèi)星數(shù)據(jù)中觀察到的鋸齒亞暴進(jìn)行了比較.表1 中列出的標(biāo)準(zhǔn)模擬Case 0 和Case J 為SMC 狀態(tài)，而其他三個(gè)模擬（Case C、H 和I）表現(xiàn)出隨著磁傾角的周期減小和幅度增加的鋸齒振蕩.這些模擬表明，隨著半球O+離子外流率的增加，在多流體全球MHD 模擬中磁層逐漸從SMC 轉(zhuǎn)變到鋸齒振蕩的狀態(tài).觀測(cè)到的SMC 和鋸齒振蕩狀態(tài)都需要準(zhǔn)穩(wěn)定的太陽(yáng)風(fēng)來驅(qū)動(dòng)，但發(fā)生鋸齒振蕩時(shí)對(duì)應(yīng)的太陽(yáng)風(fēng)驅(qū)動(dòng)比SMC 時(shí)幅度更大（DeJong et al.,2009），這與模擬一致.從表1 中列出的數(shù)值實(shí)驗(yàn)來看，超過1.1×1026#/s 的積分外流率是在強(qiáng)烈的穩(wěn)態(tài)上游驅(qū)動(dòng)條件下發(fā)生鋸齒振蕩的必要條件.請(qǐng)注意，用于激發(fā)鋸齒模式的外流率下限僅適用于O+離子外流經(jīng)驗(yàn)公式驅(qū)動(dòng)的理想模擬.基于頂部電離層物理模型的O+離子外流模擬表明，除了半球外流率，O+離子源位置的空間分布在調(diào)節(jié)磁層對(duì)流模式方面也起著重要作用（Varney et al.,2016a,2016b）.

圖12 模擬磁傾角 θ=隨模擬時(shí)間的變化.結(jié)果取自2330 MLT、=6.6RE，z=0.5RE的位置.表1 中列出了模擬Case 0、C、G、H 和I 的比較.“0 小時(shí)”的基準(zhǔn)開始時(shí)間為兩小時(shí)南向IMF 初始化結(jié)果的時(shí)間（修改自Brambles et al.,2011）Fig.12 Simulated magnetic inclination angle θ=,as a function of simulation time at 2330 MLT,=6.6RE,z=0.5RE.Comparisons are shown for runs 0,C,G,H,and I listed in Table 1.The fiducial start time of "hour 0" begins at the end of a two hour southward-IMF pre-conditioning period (modified from Brambles et al.,2011)

真實(shí)的太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層耦合系統(tǒng)遠(yuǎn)比模擬中要復(fù)雜，因此太陽(yáng)風(fēng)/IMF 驅(qū)動(dòng)條件、O+離子外流率、鋸齒振蕩與SMC 狀態(tài)之間的關(guān)系需要通過觀測(cè)結(jié)果來檢驗(yàn).與孤立亞暴相比，磁層鋸齒振蕩模式的一個(gè)顯著特點(diǎn)是發(fā)生磁力線拉伸和偶極化等特征的磁地方時(shí)（magnetic local time,MLT）范圍更廣.通過比較表1 中所示的所有模擬的鋸齒磁暴事件磁傾角與觀測(cè)鋸齒事件的歷元分析，可以研究鋸齒亞暴的空間拓展（Cai et al.,2006）.圖13 所示模擬的鋸齒振蕩和在地球靜止衛(wèi)星上觀察到的鋸齒亞暴磁傾角的對(duì)比.在模擬中的磁傾角在切面z=0.5RE和=6.6RE的圓上估算.對(duì)于每個(gè)觀測(cè)的鋸齒亞暴，偶極化開始時(shí)間（對(duì)應(yīng)模擬基準(zhǔn)時(shí)間“0 UT”）的選擇用類似于 Cai 等（2006）使用的方法，即2330～0030 MLT 扇區(qū)磁傾角快速增加之前最后一個(gè)極小值的時(shí)間.

圖13 （a）模擬和（b）觀測(cè)鋸齒磁暴期間地球靜止軌道附近磁傾角的歷元分析（修改自Brambles et al.,2011，觀測(cè)來自Cai et al.,2006）Fig.13 Superposed epoch analysis of magnetic inclination angle near geostationary orbit for (a) simulated and (b) observed sawtooth(modified from Brambles et al.,2011,the observed results from Cai et al.,2006)

圖13 表明，模擬結(jié)果和觀察結(jié)果有很多的相似性：數(shù)值模擬中的平均最小傾角為27°，而觀察到的鋸齒事件中的最小傾角為26°，兩者均低于地球靜止軌道上觀測(cè)到的孤立亞暴平均值的最小傾角43°（Cai et al.,2006）.觀測(cè)和模擬的磁傾角鋸齒波變化在地球靜止軌道上比孤立亞暴有更劇烈的變化特征，詳見Cai 等（2006）.并且兩者都表現(xiàn)出晨昏不對(duì)稱性，在午夜前的區(qū)域具有更明顯的特征.模擬起始點(diǎn)的不對(duì)稱性由圖10 中所示的外流分布不對(duì)稱性引起.雖然模擬得到的鋸齒振蕩的MLT范圍略小于觀測(cè)值；例如模擬鋸齒中0 UT 處的44°輪廓跨越10 小時(shí)的MLT，而觀察到的鋸齒的MLT 為12 小時(shí)，但是模擬中的鋸齒振蕩MLT 范圍仍然遠(yuǎn)大于Cai 等（2006）報(bào)道的孤立亞暴2 小時(shí)的平均MLT 范圍.

在本節(jié)的后續(xù)部分中，Brambles 等（2013）使用一個(gè)基于真實(shí)事件（2002 年4 月18 日的磁暴）的模擬為例來論證在空間天氣事件全球模擬中電離層O+離子外流的重要性，尤其是重現(xiàn)觀測(cè)到的準(zhǔn)周期亞暴事件.盡管2002 年4 月18 日的7 次連續(xù)鋸齒注入已被廣泛研究（如，Huang,2002; Lui et al.,2004; Henderson et al.,2006; Kitamura et al.,2011），但其產(chǎn)生與觸發(fā)機(jī)制仍不清楚（Lee et al.,2004; Huang,2011）.因此該事件的全球模擬，是電離層O+離子外流對(duì)產(chǎn)生鋸齒亞暴的重要性的一個(gè)很好的例證.

2002 年4 月18 日的磁暴事件是由磁云產(chǎn)生的，該磁云是4 月17 日至24 日期間影響地球的一系列行星際日冕物質(zhì)拋射（coronal mass ejection,CME）.圖14 顯示了磁暴期間測(cè)量的SW/IMF 數(shù)據(jù)，其作為上游邊界條件來驅(qū)動(dòng)全球模擬.2002 年4 月18日0～4 UT，太陽(yáng)風(fēng)等離子體密度和動(dòng)壓突然增加，IMF 由北向轉(zhuǎn)為南向.在0400 UT 之后SW/IMF 條件幾乎沒有變化，密度較低，具有相對(duì)穩(wěn)定的超音速和南向的強(qiáng)IMFBz.該磁暴被歸類為中等太陽(yáng)風(fēng)暴，最低Dst 指數(shù)為?130 nT.盡管有這些相對(duì)穩(wěn)定的太陽(yáng)風(fēng)條件，但地球靜止衛(wèi)星的同步帶狀粒子分析儀仍然測(cè)到了7 次周期性粒子注入（Henderson et al.,2006）.

圖14 2002 年4 月18 日磁暴在全球磁層模擬中用作上游邊界條件的太陽(yáng)風(fēng)參數(shù)（修改自Zhang and Brambles,2021）Fig.14 Solar wind parameters for the 18 April,2002 storm used as upstream boundary condition in the global magnetosphere simulation (modified from Zhang and Brambles,2021)

通過比較未添加外流效應(yīng)的標(biāo)準(zhǔn)模擬與添加了電離層O+離子外流效應(yīng)的控制模擬，可以研究在真實(shí)空間天氣事件中電離層O+離子外流對(duì)磁層的影響.使用本節(jié)討論的由AC 坡印廷通量控制的O+離子外流經(jīng)驗(yàn)?zāi)Ｐ蛯?duì)外流通量進(jìn)行建模，等式（4）中的α值取3.8，該值是根據(jù)表1 中列出的理想化數(shù)值實(shí)驗(yàn)的結(jié)果選擇的.在α=3.8 時(shí)，模擬得到的磁層在弱太陽(yáng)風(fēng)電場(chǎng)驅(qū)動(dòng)下呈現(xiàn)準(zhǔn)周期對(duì)流，在強(qiáng)太陽(yáng)風(fēng)電場(chǎng)驅(qū)動(dòng)下呈現(xiàn)準(zhǔn)周期亞暴.值得注意的是，2002 年4 月18 日磁暴產(chǎn)生了一序列7 次周期性亞暴，該亞暴在許多地球物理過程中都被觀察到.觀測(cè)數(shù)據(jù)和模擬結(jié)果之間的比較僅限于全球模擬中可用多流體MHD 方程描述的地球物理過程.

圖15 顯示了觀測(cè)數(shù)據(jù)、標(biāo)準(zhǔn)模擬和外流模擬之間的（a）極蓋區(qū)和（b）磁尾磁通量的比較.極蓋區(qū)磁通量的觀測(cè)結(jié)果是使用極地航天器上遠(yuǎn)紫外成像儀的數(shù)據(jù)得到，磁尾中開放磁通量的觀測(cè)數(shù)據(jù)則是使用Geotail 的等離子體和磁場(chǎng)數(shù)據(jù)計(jì)算得到，具體計(jì)算詳見Huang 和Cai（2009）.模擬的極冠區(qū)通量通過跟蹤瞬時(shí)磁力線來計(jì)算，以區(qū)分開放和封閉磁場(chǎng)邊界的分界線的位置，然后映射到電離層.最后使用對(duì)北半球數(shù)據(jù)面積分來計(jì)算通過封閉表面的磁通量.

圖15 觀測(cè)（黑線）、無(wú)外流模擬（藍(lán)線）和有外流模擬（紅線）中的磁通量.（a，b）分別是電離層和磁尾的結(jié)果.垂直虛線顯示外流模擬中的亞暴開始.觀測(cè)結(jié)果來自Huang 和Cai（2009），圖修改自Brambles 等（2013）Fig.15 Magnetic flux for observed (black) taken from Huang and Cai（2009）,the baseline simulation without outflow (blue) and the controlled simulation with outflow (red),calculated at the ionosphere (a) and magnetotail (b).Vertical dashed lines show substorm onsets in the outflow simulation.Figure from Brambles et al.(2013)

外流模擬中的開放磁通量表現(xiàn)出周期為2～3小時(shí)的鋸齒振蕩特征.盡管模擬中的開放磁通量與觀測(cè)數(shù)據(jù)中的開放磁通量不同，但兩者的加載/卸載周期是相似的.相比之下，標(biāo)準(zhǔn)模擬中的極冠區(qū)通量只有一個(gè)加載/卸載周期，然后從0200 UT 到1600 UT 保持相對(duì)穩(wěn)定.標(biāo)準(zhǔn)模擬中磁通量只有約30～60 min 時(shí)間尺度上的變化，這可能是由不規(guī)則的磁尾重聯(lián)產(chǎn)生的（Goodrich et al.,2007）.圖中的垂直線對(duì)應(yīng)于外流模擬開放磁通量大幅下降的開始時(shí)間.模擬結(jié)果表明產(chǎn)生第一個(gè)亞暴不需要電離層外流，因?yàn)闃?biāo)準(zhǔn)模擬在0156 UT 的開始時(shí)間早于外流模擬的時(shí)間（0216 UT）.這一結(jié)果與Wiltberger等（2010）的一致.Wiltberger 等（2010）也發(fā)現(xiàn)等離子體片中大量源自電離層的O+離子會(huì)延遲亞暴開始時(shí)間.與標(biāo)準(zhǔn)模擬不同，O+離子外流模擬隨著時(shí)間的推移會(huì)產(chǎn)生一系列鋸齒振蕩模式，從0652 UT、0920 UT、1302 UT 和1520 UT 四個(gè)時(shí)間點(diǎn)開始，都可以在極蓋區(qū)和磁尾磁通量中看到，相應(yīng)的標(biāo)準(zhǔn)模擬則沒有出現(xiàn)明顯的周期性亞暴特征.雖然外流模擬中每個(gè)亞暴的時(shí)間都比等效觀測(cè)到的亞暴晚了大約 1 小時(shí) 20 分鐘，但亞暴的后續(xù)周期（約2:45 小時(shí)）是相似的.在0000 UT 和1600 UT 之間，在極蓋區(qū)和磁尾中計(jì)算的磁通量分布顯示出相似的分布.

圖16 對(duì)比了GOES 8 和GOES 10 衛(wèi)星測(cè)量的磁場(chǎng).與GOES 8 和GOES 10 的測(cè)量結(jié)果相比，外流模擬中計(jì)算的Bz分量比標(biāo)準(zhǔn)模擬有顯著改進(jìn).在GOES 8 和GOSE 10 衛(wèi)星結(jié)果中的Bx和Bz都可以看到周期性亞暴的特征.然而，在外流模擬中，只有Bz呈現(xiàn)出該周期性.注意這只是一個(gè)特定事件，雖然在全球模擬中需要O+離子外流來產(chǎn)生準(zhǔn)周期性亞暴，但這并不一定意味著外流是鋸齒數(shù)據(jù)庫(kù)（Cai and Clauer,2009）中所有周期性亞暴事件的原因.許多此類事件的周期性亞暴很可能是由太陽(yáng)風(fēng)的周期性變化驅(qū)動(dòng)的，而不是由電離層外流對(duì)夜間重新連接的影響所驅(qū)動(dòng).例如，數(shù)據(jù)庫(kù)中的一些鋸齒事件是在高速流與高速流交互作用區(qū)域發(fā)現(xiàn)的（Cai et al.,2011）而不是在CME 事件中，這超出了本文的討論范圍.

圖16 GOES 8 和 GOES 10 探測(cè)的（黑）、標(biāo)準(zhǔn)模擬（藍(lán)）和外流模擬（紅）的磁場(chǎng)（修改自Brambles et al.,2013）Fig.16 Comparison of magnetic field taken at GOES 8 and 10(black) with simulated magnetic fields at GOES 8 and GOES 10 for the baseline (blue) and the outflow (red)simulations (modified from Brambles et al.,2013)

3 總結(jié)和展望

當(dāng)太陽(yáng)風(fēng)驅(qū)動(dòng)磁層產(chǎn)生強(qiáng)對(duì)流和粒子沉降時(shí)，電離層O+離子可能會(huì)被加熱為超熱離子而外流到磁層.該外流的超熱O+離子會(huì)對(duì)太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層耦合系統(tǒng)的動(dòng)力學(xué)過程有顯著影響.電離層外流入磁層的O+離子存在“速度過濾效應(yīng)”，即外流離子的分布由離子外流速率決定.一般來說，場(chǎng)向速度較快（50 km/s 量級(jí)）的外流O+離子更傾向于直接流到遠(yuǎn)磁尾區(qū)域并損失掉，這部分外流離子對(duì)磁層動(dòng)態(tài)結(jié)構(gòu)的影響相對(duì)較弱.而場(chǎng)向速度較慢的（3 km/s 量級(jí)）的外流O+離子會(huì)主要落在等離子片區(qū)域內(nèi)，這會(huì)顯著影響環(huán)電流、質(zhì)量加載和重聯(lián)過程，從而改變磁層物質(zhì)成分和磁場(chǎng)拓?fù)浣Y(jié)構(gòu).電離層O+離子外流與夜側(cè)重聯(lián)區(qū)相互作用，除了可能引發(fā)磁層對(duì)流的孤立亞暴外，還可以引起周期為2～3 小時(shí)的鋸齒振蕩對(duì)流模式.整體上，目前研究對(duì)于電離層氧離子外流以及對(duì)磁層影響的認(rèn)識(shí)還處在初步階段，還有一系列問題亟需研究：

（1）厘清離子加速機(jī)制的物理過程.目前理論認(rèn)為電離層O+離子進(jìn)入磁層需要上行和外流兩個(gè)步驟.O+離子上行由焦耳加熱和軟電子沉降導(dǎo)致，但是這兩個(gè)過程只能使離子抵達(dá)頂部電離層，而沒有足夠能量使得O+離子逃逸或外流到磁層.因此還需要無(wú)碰撞的波粒相互作用來加熱O+離子，使其橫向加速獲得外流的磁鏡力.但目前無(wú)論是觀測(cè)還是模擬缺乏對(duì)以上過程的定量分析.由于電離層—磁層系統(tǒng)中多物理過程的耦合，少量的觀測(cè)數(shù)據(jù)很難分離驅(qū)動(dòng)上行或外流的物理過程，需要更多的全球不同圈層的觀測(cè).而目前的模擬主要還是使用經(jīng)驗(yàn)公式來模擬外流過程，缺乏基于電離層基本物理過程的數(shù)值計(jì)算，比如用基本物理公式來模擬離子橫向加熱過程，這需要提升目前的物理模式.

（2）探究上層熱層對(duì)離子外流的作用.熱層中性密度不是一成不變的.比如強(qiáng)磁暴期間極尖區(qū)的熱層中性密度會(huì)顯著增強(qiáng)（Lühr et al.,2004），或者太陽(yáng)活動(dòng)變化導(dǎo)致固定高度面的中性密度、溫度和風(fēng)場(chǎng)變化（如，Hagan and Oliver,1985; Hedin and Mayr,1987; Hedin et al.,1994; Drob et al.,2015）.而熱層中性密度的變化可能會(huì)影響光化學(xué)或其他復(fù)雜的物理過程，進(jìn)而影響離子外流過程.這些物理過程都需要用不斷發(fā)展的磁層—電離層—熱層耦合模型來進(jìn)一步研究.

（3）研究離子外流過程的天氣學(xué)效應(yīng).如圖2所示，電離層離子外流通過多種途徑影響太陽(yáng)風(fēng)—磁層—電離層—熱層耦合系統(tǒng)的動(dòng)態(tài)變化.另一方面，耦合系統(tǒng)的動(dòng)態(tài)變化會(huì)反饋影響外流離子群的產(chǎn)生和傳播.因此，這些電離層源離子群在空間天氣建模中發(fā)揮著重要作用，特別是對(duì)于地磁暴事件.例如，要了解電離層外流對(duì)日側(cè)重聯(lián)的影響，需要使用不同外部驅(qū)動(dòng)條件下離子外流的真實(shí)模型，詳細(xì)分析局部和全局重聯(lián)率對(duì)電離層離子存在的依賴性，以量化在日側(cè)重聯(lián)點(diǎn)，電離層離子的分布和進(jìn)入路徑，包括它們的時(shí)間變化.太陽(yáng)風(fēng)和磁層的相互作用作為電離層離子的空間分布濃度的函數(shù)是多物理場(chǎng)的，突出的問題包括相互作用如何受外流模型的影響，外流過程如何動(dòng)態(tài)響應(yīng)不斷變化的重聯(lián)率，環(huán)電流如何受這些外流離子群的調(diào)節(jié)，以及這如何受到外部驅(qū)動(dòng)條件的影響.因此，需要多物理場(chǎng)、自洽模型來解決這些反饋機(jī)制，尤其是在不同類型的地磁暴期間.