暴時等離子體層頂密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)對SAR弧的調(diào)制

向溢民, 袁志剛, 薛祖祥, 余雄東, 黃政

武漢大學(xué)電子信息學(xué)院, 武漢 430072

0 引言

SAR(Stable Auroral Red)弧是一種出現(xiàn)在中緯度亞極光區(qū)的紅色平穩(wěn)極光弧,形態(tài)上呈現(xiàn)南北向狹窄、東西向延伸的結(jié)構(gòu).SAR弧光譜的主要成分是氧原子的630.0 nm波長紅光輻射,由于人眼對這個波長的光線不敏感,SAR弧相較于普通極光來說很難被肉眼觀測到,需要借助特殊的光學(xué)儀器才能對其成像觀測.自從Barbier于1956年第一次在法國南部利用光度計發(fā)現(xiàn)了SAR弧后,科學(xué)家們圍繞著這種能夠在人口稠密的緯度上出現(xiàn)的極光紅弧進行了大量觀測和研究.Roach和Roach報道了SAR弧630.0 nm輻射強度峰值的平均高度為400 km(Roach and Roach, 1963),隨后的研究完善了SAR弧的電離層機制:電離層F2區(qū)電子溫度上升到約3000 K,其中能量超過1.96 eV的電子能夠與環(huán)境中的氧原子發(fā)生碰撞,將氧原子激發(fā)到1D態(tài),激發(fā)態(tài)氧原子以630.0 nm波長輻射的形式釋放能量,這個波長的光呈紅色,形成SAR弧.驅(qū)動這一過程的能量來源于磁暴期間等離子體層頂與環(huán)電流的重疊區(qū)域,環(huán)電流中的能量轉(zhuǎn)移到等離子體層中,以熱流和/或低能電子通量的形式沿磁力線向下傳遞到中緯電離層(Cole, 1965; Cornwall, 1971; Rees and Roble, 1975; Kozyra et al., 1997).相比于已經(jīng)完備的SAR弧電離層機制,SAR弧的磁層能量驅(qū)動機制至今還處于爭論中,主要的爭議在于能量是如何從環(huán)電流轉(zhuǎn)移到等離子體層的,主要有三種待選機制:(1)環(huán)電流高能離子與等離子體層頂中的冷電子發(fā)生庫倫碰撞,產(chǎn)生被加熱的等離子體層電子熱流(Cole, 1965, 1975; Kozyra et al., 1987; Fok et al., 1993);(2)環(huán)電流離子激發(fā)的電磁離子回旋波(Electron Magnetic Ion Cyclotron wave, EMIC)通過朗道共振阻尼加熱等離子體層冷電子(Cornwall et al., 1971; Thorne and Horne, 1992; Zhou et al., 2013);(3)動力阿爾芬波(Kinetic Alfven Wave, KAW)通過平行電場直接將等離子體層電子加速到電離層中(Hasegawa and Mima, 1978).近年來有許多地面全天空成像儀與衛(wèi)星的聯(lián)合觀測在不同程度上分別支持了這三種機制,總的來說,支持庫倫碰撞機制的觀測事件報道較多(Chu et al., 2019; Ievenko, 2020; Inaba et al., 2020, 2021),而支持EMIC波和動力阿爾芬波機制的觀測事件報道較少(Inaba et al., 2021).

非線性電場結(jié)構(gòu)在兩個不同特性等離子體之間的邊界處形成(Pickett et al., 2004),或在強場向電流存在時形成(Ergun et al., 2001).這種結(jié)構(gòu)先前已經(jīng)在等離子體片邊界層(Matsumoto et al., 1994; Ergun et al., 2009; Deng et al., 2010)、極尖(Franz et al., 1998)、磁鞘(Cattell et al., 2002)和極光區(qū)(Ergun et al., 2001)被觀測到,在這些區(qū)域中,最常見的非線性電場結(jié)構(gòu)是孤立波.近年來,在內(nèi)磁層中也觀測到這種非線性電場結(jié)構(gòu).譬如在輻射帶電子局地加速的徑向距離上就觀測到非線性電場結(jié)構(gòu),而且在磁地方時上有較寬的范圍(Reeves et al., 2013).這些結(jié)構(gòu)以多種形式出現(xiàn),包括電子-聲學(xué)雙層(Mozer et al., 2013)、強雙層和相空間洞.Malaspina等觀測到幾乎同時出現(xiàn)的非線性電場結(jié)構(gòu)與電子能通量增加和磁場偶極化的事件表明:非線性電場結(jié)構(gòu)觀測與粒子和磁場觀測相結(jié)合,可以幫助識別注入到內(nèi)磁層的等離子體流和/或粒子事件(Malaspina et al., 2014).

等離子體層是內(nèi)磁層中一個巨大的環(huán)狀區(qū)域,里面充滿了致密(約102～106個/cm3)且冷(小于10 eV)的離子和電子.等離子體層的外邊界,稱為等離子體層頂,它既是等離子體密度邊界,也是冷等離子體封閉和開放漂移路徑的分界(Liu et al., 2021).大多數(shù)等離子體層頂伴有顯著的密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)(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),這種等離子體層附近的密度不規(guī)則性在控制等離子體波動的激發(fā)和傳播方面發(fā)揮著重要作用(Chen et al., 2009; Yue et al., 2020; Yuan et al., 2019; Liu et al., 2018; Ma et al., 2014).地面觀測表明,SAR弧存在多種光學(xué)小尺度結(jié)構(gòu),比較典型的是極側(cè)邊界小尺度結(jié)構(gòu)(Nicolls et al., 2005)、經(jīng)向和緯向小尺度結(jié)構(gòu)(Mendillo et al., 2016a, 2016b).因為背景密度在驅(qū)動SAR弧磁層能量源的庫倫碰撞機制和EMIC/KAW波動激發(fā)機制中都起著重要作用,等離子體層頂附近的密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)很可能對SAR弧的磁層能量源驅(qū)動過程進行某種調(diào)制,從而導(dǎo)致SAR弧的光學(xué)小尺度結(jié)構(gòu).但迄今為止,等離子體層頂密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)對SAR弧的結(jié)構(gòu)調(diào)制還鮮有報道.

利用波士頓大學(xué)成像科學(xué)實驗室(Imaging Science Laboratory, Boston University)的全天空成像儀(All-Sky Imager, ASI)數(shù)據(jù),我們發(fā)現(xiàn)在2013年10月初的磁暴恢復(fù)相期間,位于美國Millstone Hill的ASI觀測站捕捉到兩次明顯的SAR弧事件(10月2日和9日).Van Allen Probe B衛(wèi)星沿磁力線投影到SAR弧平均輻射高度的足點正好經(jīng)過了10月9日的SAR弧所在區(qū)域.在10月9日的事件中,十分明亮的SAR弧展現(xiàn)出從主極光橢圓赤道邊界分離的清晰特征,并在后半夜趨于穩(wěn)定.在SAR弧從主極光橢圓區(qū)分離的時間段,Van Allen Probe B衛(wèi)星經(jīng)過了SAR弧的磁層源區(qū),并在等離子體層頂附近觀測到了明顯的密度不規(guī)則結(jié)構(gòu).這個密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)中存在EMIC波、非線性電場結(jié)構(gòu)、以及與庫倫碰撞機制相關(guān)的環(huán)電流離子分布.與此同時,電離層高度(約800 km)的NOAA-16衛(wèi)星沿磁力線投影到SAR弧平均輻射高度的足點在經(jīng)過同一SAR弧時觀測到了明顯的低能電子沉降.本文展示了Millstone Hill ASI(6300 ?)、Van Allen Probe B衛(wèi)星和NOAA-16衛(wèi)星對2013年10月9日發(fā)生的SAR弧事件進行的聯(lián)合觀測,并分析了該事件中可能的能量驅(qū)動機制及密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)對SAR弧產(chǎn)生的調(diào)制.

1 儀器和數(shù)據(jù)來源

本工作中,我們使用波士頓大學(xué)成像科學(xué)實驗室的ASI對SAR弧進行地面觀測,并以此為參考進行電離層和磁場衛(wèi)星的聯(lián)合觀測.ASI配備了帶有魚眼鏡頭的電荷耦合器件(Charge Coupled Device,CCD)相機,它帶有一個轉(zhuǎn)輪,上面安裝了一組具有不同中心頻率的窄帶濾波器,這些濾波器的半功率頻帶通常為12～14 ?.多個濾波器按系統(tǒng)設(shè)置的程序運行,以捕獲不同頻率下的大氣光學(xué)特征.不同頻帶的濾波器有著不同的用途,5577 ?、6300 ?、7774 ?這三個通帶用于觀測氧原子受激輻射,6050 ?的控制濾波器用于提供對流層活動和天空中的非氣輝信號.濾波器的工作周期約為10 min,每個濾波器的單個圖像積分時間有所不同,用來觀測氧原子紅色譜線的6300 ?濾波器的圖像積分時間約為2 min(Mendillo et al., 2013, 2016a).波士頓大學(xué)成像科學(xué)實驗室的ASI系統(tǒng)目前已經(jīng)發(fā)展為一個覆蓋南北半球極光區(qū)和亞極光區(qū)不同緯度的觀測網(wǎng)絡(luò),在本文中,我們使用的是位于美國馬賽諸塞州Westford的Millstone Hill觀測站(42.6°N,288.5°E,50.9°maglat)提供的6300 ? ASI數(shù)據(jù).

我們使用Van Allen Probe B衛(wèi)星對SAR弧的磁層源區(qū)進行實地觀測.Van Allen Probe衛(wèi)星由美國宇航局于2012年8月30日發(fā)射,由A、B兩顆衛(wèi)星組成,它們搭載相同的儀器設(shè)備,并運行在相同的軌道上.運行軌道的近地點在500～675 km之間,遠(yuǎn)地點在30410～30540 km之間,軌道傾角為10°左右,運行周期約為9 h(Stratton et al., 2013).該衛(wèi)星搭載有5種探測儀器,本文使用了電場和磁場科學(xué)積分分析儀器套件(The Electric and Magnetic Field Instrument and integrated Science Instrument Suiet, EMFISIS),以及高能粒子組分及熱等離子體套件(Energetic particle, Composition, and Thermal plasma suite, ECT)中的氦氧質(zhì)子電子傳感器(the Helium Oxygen Proton Electron sensor, HOPE).EMFISIS儀器的主要功能是測量背景磁場以及重要波動的電場和磁場分量,采樣頻率為64 Hz,通過短時傅里葉變換可以得到磁場和電場的功率譜密度,用來進行等離子體波動和非線性電場結(jié)構(gòu)的觀測與分析.ECT-HOPE儀器用來測量能量在約15～50000 eV的電子差分通量數(shù)據(jù)和能量在約1～50000 eV的質(zhì)子、氦離子和氧離子的差分通量數(shù)據(jù),對于每種粒子的測量,劃分有72個能級通道和11個投擲角通道,用來觀測這四種粒子的能量分布和投擲角分布.

我們使用NOAA-16衛(wèi)星對SAR弧的電離層投影區(qū)域進行粒子觀測.NOAA衛(wèi)星計劃是美國國家海洋大氣局(Nation Oceanic and Atmospheric Adiministration)的實用氣象觀測衛(wèi)星星座.本文使用的NOAA-16衛(wèi)星,是NOAA第五代衛(wèi)星計劃中的第二顆衛(wèi)星,于2000年9月21日發(fā)射,2014年6月9日退役.NOAA-16衛(wèi)星在太陽同步軌道上運行,軌道高度為848～862 km,軌道面傾角為98.96°,運行周期約為102 min.我們使用NOAA-16搭載的空間環(huán)境檢測器-2(Space Environment Monitor-2, SEM-2)的總能量探測器(Total Energy Detector, TED)觀測低能電子沉降.TED儀器是為了測量極光粒子的能通量而設(shè)計的,這些粒子包括進入極區(qū)大氣的離子和電子.TED儀器包含8個獨立的探測系統(tǒng),每個系統(tǒng)都是由圓柱弧形板(Cylindrical Curved-plate)、靜電分析儀(Electrostatic-analyzer)以及可通帶倍增帶電粒子檢測儀(Channeltron Charged-particle Detector)組成的.這8個系統(tǒng)基于兩個與地磁場不同夾角的方向被分為兩組,一組的視場中心平行于地心至衛(wèi)星的矢徑,另一組的視場中心沿與地心-衛(wèi)星矢徑成30°夾角的方向.每組都包含4個探測系統(tǒng),其中有2個用于質(zhì)子測量,2個用于電子測量,測量質(zhì)子的兩個探測器中,一個靜電分析儀測量50～1000 eV的能量范圍,另一個測量范圍為1000～20000 eV;同理,測量電子的兩個探測器也覆蓋同樣的能量范圍(Evans and Greer, 2000).SEM-2的另一個傳感器——中能質(zhì)子/電子探測器(Medium Energy Proton/Electron Deteector, MEPED)則被用來獲取較高能量的電子數(shù)據(jù).MEPED儀器上安裝有一組固態(tài)高能粒子檢測器,可以監(jiān)測從30 keV到200 MeV以上范圍的質(zhì)子和電子的強度.MEPED儀器主要分兩個視角觀測粒子信息:一個沿著地球-衛(wèi)星矢量徑向向外觀測;另一個與第一個的視角方向垂直.用于觀測電子和質(zhì)子的探測器是分別獨立的.一對電子和質(zhì)子探測器對損失錐內(nèi)的粒子進行采樣,另一對電子和質(zhì)子探測器對束縛的粒子進行采樣.除了損失錐和束縛信息以外,儀器不提供投擲角分布信息.粒子計數(shù)頻率為0.5/s,對于電子計數(shù)分3個能帶,分別是>30 keV、>100 keV和>300 keV(Codrescu et al., 1997).

2 事件觀測

圖1展示了2013年10月8日—10日的地磁活動.SYM-H指數(shù)的變化表明在這一時間段內(nèi)發(fā)生了一個磁暴事件.在2013年10月9日的～00∶42 UT,SYM-H指數(shù)達(dá)到-77 nT的最小值,代表這是一個中等強度的磁暴.AE指數(shù)的變化表明這個磁暴事件同時還伴隨有亞暴.在這個磁暴的恢復(fù)相期間,Millstone Hill ASI觀測到SAR弧,持續(xù)時間從約01∶24 UT至約03∶18 UT,視場內(nèi)的SAR弧所在的MLT范圍約為20.12～22.24,Lshell范圍約為3.9～4.5.同時Van Allen Probe B衛(wèi)星經(jīng)過了該SAR弧的磁層源區(qū),圖1中的紅色垂直實線表示這一聯(lián)合觀測事件中Van Allen Probe B衛(wèi)星的觀測時間窗口(2013年10月9日,00∶00—02∶00 UT),在這一時間段內(nèi)Van Allen Probe B衛(wèi)星所在的MLT范圍約為18.24～21.00,Lshell范圍約為5.74～3.20.

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

圖2是Van Allen Probe B衛(wèi)星足點經(jīng)過SAR弧區(qū)域的情況.圖中圓形區(qū)域是位于Millstone Hill的ASI通過6300 ?濾波器拍攝的圖片經(jīng)過扭曲還原后投影到地理坐標(biāo)上的形態(tài).在圖片校正處理中,需要假定SAR弧的發(fā)光高度,以計算原圖片中各像素點投影后的實際經(jīng)緯度.由于SAR弧在電離層中的實際輻射區(qū)域是一個距地面約300～500 km的高度層,而SAR弧的主要輻射成分——630.0 nm紅色譜線峰值強度的平均高度是400 km(Roach and Roach,1963),因此我們假定ASI圖片中的SAR弧是一個位于400 km高度處的輻射平面,將ASI成像投影到地理坐標(biāo)系中(Mendillo et al., 2016a).圖中圓形區(qū)域四周的黑色不規(guī)則邊界是ASI成像視場周圍的樹木在整張圖片經(jīng)過上述處理后呈現(xiàn)的形態(tài),圓形區(qū)域內(nèi)較亮的部分顯示了當(dāng)時ASI捕捉到的天空中630.0 nm波長的光線.五角星標(biāo)志是ASI的位置(Millstone Hill,42.6°N,288.5°E),也就是原圖片中成像天頂角為0°的視場中心.每張圖片的坐標(biāo)區(qū)頂部都標(biāo)注了ASI的當(dāng)前拍攝時間.圖中的紅色實線是Van Allen Probe B衛(wèi)星的飛行軌跡沿磁力線投影至400 km高度后的足跡,軌跡線投影的初始時刻為00∶50 UT,結(jié)束時刻為02∶00 UT,行進方向自北向南,這里我們使用Tsyganenko 96作為外磁層模型,IGRF作為內(nèi)磁層模型來完成磁力線追蹤(Tsyganenko and Sitnov,2005),軌跡線上的綠色星號表示衛(wèi)星在ASI底圖當(dāng)前拍攝時刻的投影位置.圖2(a—f)展示了ASI的630.0 nm通道拍攝的六張圖片,從01∶18 UT開始到01∶51 UT結(jié)束,清晰地顯示了SAR弧從主極光橢圓區(qū)分離的典型特征:首先是主極光橢圓區(qū)的赤道側(cè)邊界(圖2中藍(lán)色箭頭所指)往赤道方向擴展,然后SAR弧(圖2中紫色箭頭所指)自西向東從主極光橢圓區(qū)的赤道側(cè)邊界分離,最后主極光橢圓區(qū)的赤道側(cè)邊界向極區(qū)方向收縮(Takagi et al., 2018).事實上,在該地區(qū)后半夜的觀測中,SAR弧也呈現(xiàn)出了典型的長時間穩(wěn)定形態(tài),但由于后半夜SAR弧磁層源區(qū)內(nèi)沒有衛(wèi)星經(jīng)過,這里沒有展示后半夜SAR弧的穩(wěn)定形態(tài).圖2a中SAR弧還沒有從主極光橢圓中分離,北側(cè)天空中只能看到明亮的主極光橢圓赤道側(cè)邊界,此時Van Allen Probe B衛(wèi)星投影大致位于主極光橢圓赤道側(cè)邊界西側(cè);圖2b中主極光橢圓赤道側(cè)邊界西側(cè)已經(jīng)出現(xiàn)分離,衛(wèi)星足點位于分離下來的區(qū)域中;圖2(c—f)中主極光橢圓赤道側(cè)邊界的東側(cè)雖然還沒有完全分離,但已經(jīng)可以清晰地看到分離下來的SAR弧區(qū)域了,在這個分離過程中,SAR弧的亮度也在逐漸減弱.圖2c中衛(wèi)星的投影落在ASI成像視場邊緣被樹木遮擋的區(qū)域內(nèi),這個位置與SAR弧在同一緯度,且與視場中的SAR弧區(qū)域西側(cè)邊緣在經(jīng)度上僅相差約2°.根據(jù)SAR弧在東西向延伸達(dá)到數(shù)千千米的性質(zhì),我們推測此時衛(wèi)星的投影還停留在從極光橢圓區(qū)分離后的SAR弧區(qū)域內(nèi).圖2d中衛(wèi)星到達(dá)了SAR弧的赤道側(cè)邊界位置,圖2e和2f中,衛(wèi)星投影已經(jīng)完全穿出了SAR弧區(qū)域.由于在整個ASI成像時間段(01∶18—01∶51 UT)內(nèi),SAR弧都基本位于恒定的緯度位置,因此選取01∶31 UT拍攝的ASI圖片與衛(wèi)星足跡做進一步的共軛分析,即假定SAR弧的位置和形態(tài)固定,由此時SAR弧的赤道側(cè)邊界和極側(cè)邊界與Van Allen Probe B衛(wèi)星足跡線的交點位置來確定衛(wèi)星經(jīng)過SAR弧磁層源區(qū)的觀測窗口.

圖3展示了Van Allen Probe B衛(wèi)星足點進入和離開SAR弧區(qū)域邊界的時刻.足跡線上的兩個實心紅色圓點標(biāo)記了衛(wèi)星足點穿過SAR弧的赤道側(cè)邊界和極側(cè)邊界的位置.Van Allen Probe B衛(wèi)星足點在約01∶15 UT進入SAR弧的極側(cè)邊界,在約01∶36 UT從SAR弧的赤道側(cè)邊界飛出.也就是說衛(wèi)星在約01∶15—01∶36 UT飛過的空間區(qū)域沿磁力線投影至400 km高度,恰好是該位置上存在SAR弧630.0 nm紅色輻射的區(qū)域.同樣地,綠色星號標(biāo)記了衛(wèi)星足點在ASI底圖拍攝時刻(約01∶31 UT)的位置.盡管圖中衛(wèi)星足點穿過SAR弧的經(jīng)線位置(約86°W)正好被經(jīng)過坐標(biāo)變換處理的ASI底圖邊緣的樹木遮擋,但由于SAR弧具有在東西方向擴展數(shù)千千米,而緯度上穩(wěn)定的特征(Kozyra et al., 1997; Mendillo et al., 2016a),圖片中衛(wèi)星足點越過了SAR弧投影所在的緯度區(qū)域,而與視場中的SAR弧區(qū)域西側(cè)邊緣在經(jīng)度上僅相差約2°,因此我們認(rèn)為其經(jīng)度位置上也存在SAR弧.綜上所述,在圖3中ASI拍攝時間(約01∶31 UT)附近,Van Allen Probe B衛(wèi)星在內(nèi)磁層中的位置恰好是SAR弧沿磁力線投影到內(nèi)磁層中的區(qū)域.

圖3 Van Allen Probe B衛(wèi)星軌跡投影穿越SAR弧投影所在緯度范圍的極側(cè)邊界和赤道側(cè)邊界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

圖4展示了Van Allen Probe B衛(wèi)星在圖3中紅色軌跡投影線所示的時間范圍內(nèi)在內(nèi)磁層中探測的背景密度和帶電粒子通量的能量分布,同時展示了這些等離子體粒子通過庫倫碰撞機制產(chǎn)生的熱通量.圖4a展示了通過EMFISIS觀測到的上混雜頻率反演得到的背景等離子體密度;ECT-HOPE觀測到的質(zhì)子、氦離子、氧離子全向微分通量(Omnidirectional Differential Flux)分別對應(yīng)圖4(b—d);圖4(e—g)分別展示了質(zhì)子、氦離子和氧離子與等離子體層冷電子之間通過庫倫碰撞產(chǎn)生的熱通量.圖4h展示了總的電子熱通量.庫倫碰撞引起的熱通量是根據(jù)圖4(b—d)中ECT-HOPE觀測到的離子通量和圖3a中EMFISIS觀測到的背景電子密度計算得到的,假設(shè)背景溫度Ti=Te=1 eV,計算方法參考Jordanova等(1997)和Kozyra等(1987)提出的庫倫碰撞引起的熱通量計算方法.庫倫碰撞導(dǎo)致的熱通量F(Q)按照如下公式計算:

(1)

其中:

(2)

(3)

RE是地球半徑,L是LShell值.

(4)

(5)

φ(x)是誤差函數(shù).(1)式中的nI是沿通量管在SAR弧電離層位置的電子密度,可通過同一通量管上密度與磁場的比例關(guān)系求得,F(w)是速度空間密度分布函數(shù).其中地球磁場通過IGRF2000模型(Tsyganenko and Sitnov,2005)計算獲得.用于計算熱通量的離子通量數(shù)據(jù)覆蓋的能量范圍約從102 eV/q到約52 keV/q(Inaba et al., 2021).

根據(jù)圖4a可知,在00∶00—02∶00 UT,Van Allen Probe B衛(wèi)星進入等離子體層頂,并在約01∶15—01∶32 UT期間經(jīng)過了一個密度不規(guī)則結(jié)構(gòu).該結(jié)構(gòu)明顯分為交替出現(xiàn)的三個低密度區(qū)域和高密度區(qū)域.在低密度區(qū)域,背景電子密度不到200個/cm3,而在高密度區(qū)域可以達(dá)到500個/cm3以上.圖3中定義的Van Allen Probe B衛(wèi)星足點經(jīng)過SAR弧的時間是約01∶15—01∶36 UT,即圖4頂部的紅色橫條表示的時間間隔.因此,圖4a中觀測到的密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)位于這個SAR弧的磁層源區(qū)中.在這一時間間隔內(nèi)(約01∶15—01∶36 UT),衛(wèi)星位于磁赤道附近區(qū)域(MLAT在3.16°～2.26°之間),向磁赤道方向飛行,L值從4.45變化到3.94,背景等離子體密度從約200個/cm3到達(dá)約1000個/cm3,說明衛(wèi)星正從外向內(nèi)進入等離子體層.在圖4(b—d)中,能量范圍從約100 eV～51.7 keV的環(huán)電流離子通量受到密度結(jié)構(gòu)的調(diào)制:在低密度區(qū)域,約800 eV以下的離子通量較大,即圖中類似柱形的三個區(qū)域;而在高密度區(qū)域,質(zhì)子在約1 keV附近通量明顯增強,也就是圖4b中連接三個柱形區(qū)域之間的橋狀區(qū)域,氦離子和氧離子的橋狀結(jié)構(gòu)不如質(zhì)子明顯.圖4(e—h)中,在衛(wèi)星投影經(jīng)過SAR弧區(qū)域的時間內(nèi),根據(jù)離子通量和背景密度數(shù)據(jù)計算的庫倫碰撞熱通量呈現(xiàn)出與背景密度相關(guān)的變化趨勢,在衛(wèi)星投影離開SAR弧區(qū)域后(約01∶36 UT以后),環(huán)電流離子通量降低,即衛(wèi)星穿過環(huán)電流的內(nèi)邊界,雖然背景電子密度仍在增加,但庫倫碰撞產(chǎn)生的熱通量降低.在進入不規(guī)則結(jié)構(gòu)前,質(zhì)子產(chǎn)生的熱通量均值約為3×1010eV·cm-2·s-1,比氧離子產(chǎn)生的熱通量均值(約2×1010eV·cm-2·s-1)略高,在密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)上,兩者貢獻的熱通量大小基本一致.相比質(zhì)子和氧離子,氦離子貢獻的熱通量在整個觀測時間段內(nèi)都小一個數(shù)量級.總熱通量在約3.0-9.0×1010eV·cm-2·s-1之間,產(chǎn)生SAR弧需要109～1010eV·cm-2·s-1量級的熱通量(Kozyra et al., 1993),因此在這一事件中,Van Allen Probe B衛(wèi)星在密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)內(nèi)觀測到的環(huán)電流離子與等離子體層冷電子之間的庫倫碰撞可以產(chǎn)生足夠的熱通量,并沿磁力線以熱傳導(dǎo)的形式到達(dá)約400 km高度的電離層,在那里激發(fā)氧原子產(chǎn)生630.0 nm波長的紅光.

如前所述,EMIC波通過波粒相互作用加熱等離子體層冷電子也可能提供驅(qū)動SAR弧的能量.圖5展示了Van Allen Probe B衛(wèi)星在圖3中紅色軌跡投影線所示時間范圍內(nèi)對波動相關(guān)物理量的觀測.圖5a是通過EMFISIS得到的上混雜頻率反演的背景等離子體密度;圖5(b—d)分別是根據(jù)EMFISIS觀測的磁場數(shù)據(jù)使用短時傅里葉變換進行波動分析得到的功率譜密度、波動的橢圓極化率和傳播角;其中從上到下的黑色實線、虛線和點劃線分別代表質(zhì)子、氦離子和氧離子的局地回旋頻率;圖5e是根據(jù)磁場功率譜密度計算的波幅;圖5f和5g分別是ECT-HOPE儀器觀測到的187 eV和15 eV電子能通量的投擲角分布.圖中頂部的紅色橫條表示Van Allen Probe B衛(wèi)星經(jīng)過SAR弧磁層源區(qū)的時間間隔.短時傅里葉變換使用的滑窗窗長為6400個點,EMFISIS采樣頻率為64Hz,因此滑窗對應(yīng)的時間長度為100 s(王杰等, 2020).圖5表明,密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)的高密度區(qū)域內(nèi)存在明顯的等離子體波動.此時Van Allen Probe B衛(wèi)星位于等離子體層內(nèi)(L<5,Ne≈500個/cm3)夜側(cè)(MLT=19∶59—20∶15 UT)的赤道附近(MLAT<3.5°).盡管在約01∶18 UT附近及約01∶22—01∶24 UT期間,大于氦離子回旋頻率的頻率上也有磁場功率譜的分布,但在Van Allen Probe B衛(wèi)星經(jīng)過SAR弧磁層源區(qū)的時間段內(nèi),磁場功率譜分布還是主要集中在氦離子回旋頻率和氧離子回旋頻率之間,它們都具有左旋極化和小角度傳播的特征,是氦帶的EMIC波.其中約01∶23 UT的波動功率譜最強,峰值達(dá)到約300 nT2/Hz,磁場的波幅也達(dá)到峰值(約6.5 nT).在密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)中,EMIC波只存在于高密度區(qū)域內(nèi),低密度區(qū)域中幾乎沒有EMIC波的分布,這是因為EMIC波受到背景等離子體密度的調(diào)制.這種調(diào)制是波在不同離子組成區(qū)域的傳播特性不同所導(dǎo)致的,這種密度結(jié)構(gòu)有利于捕獲EMIC波,低密度區(qū)域無法導(dǎo)向傳播EMIC波,使得波被困在高密度區(qū)域內(nèi)(Yuan et al., 2019).

圖5 Van Allen Probe B衛(wèi)星對電磁場實地觀測的波動分析(a) 背景等離子體密度; (b) 磁場功率譜密度; (c) 橢圓極化率; (d) 傳播角; (e) 波幅; (f) 187 eV電子能通量的投擲角分布; (g) 15 eV電子能通量的投擲角分布.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.

圖6展示了Van Allen Probe B衛(wèi)星在SAR弧磁層投影區(qū)域內(nèi)對電場、磁場功率譜及電子的實地觀測.圖6a是背景電子密度;圖6b和6c分別是EMFISIS儀器觀測的電場和磁場功率譜密度;圖6d是ECT-HOPE儀器觀測的全向微分電子通量;圖6e和6f分別展示了187 eV和832 eV電子微分通量的投擲角分布.圖中頂部的紅色橫條標(biāo)明了衛(wèi)星飛越SAR弧磁層源區(qū)的時間間隔,三個交替出現(xiàn)的低密度區(qū)域和高密度區(qū)域用品紅色豎直虛線進行了劃分.如圖6b所示,在低密度區(qū)域內(nèi)觀測到了非線性電場結(jié)構(gòu),頻帶寬度達(dá)到約1 kHz,而在圖6c的對應(yīng)位置上,沒有明顯的磁場功率譜結(jié)構(gòu),也就是說這是一種寬帶靜電結(jié)構(gòu).如圖6d所示,在這些結(jié)構(gòu)出現(xiàn)時,100～1000 eV的電子能通量顯著上升,說明寬帶靜電結(jié)構(gòu)可能通過平行電場分量對更低能量(<100 eV)的電子加能.而圖6(e,f)顯示,相比于832 eV的電子,187 eV的電子投擲角分布呈現(xiàn)出與寬帶靜電結(jié)構(gòu)更好的對應(yīng)關(guān)系,并且存在更大的沿磁力線方向通量,這說明寬帶靜電結(jié)構(gòu)可能通過垂直電場分量將低能(約187 eV)電子更有效地散射進損失錐中沉降.

圖6 Van Allen Probe B衛(wèi)星對場和電子的觀測(a) 背景電子密度; (b) 電場功率譜密度; (c) 磁場功率譜密度; (d) 全向微分電子通量的能量分布; (e) 187 eV微分電子通量的投擲角分布; (f) 832 eV微分電子通量的投擲角分布.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.

圖7展示了NOAA-16衛(wèi)星對同一時間SAR弧電離層投影區(qū)域內(nèi)沉降電子的觀測.與圖2相似,圖7(a)和(b)展示了NOAA-16衛(wèi)星足點經(jīng)過這一SAR弧的情況,青色實線表示NOAA-16衛(wèi)星軌跡沿磁力線投影到SAR弧平均發(fā)光高度(400 km)的足跡,足點移動方向從南向北,軌跡線上的兩個實心點依次標(biāo)注了衛(wèi)星足點在01∶33 UT和01∶34 UT的位置,衛(wèi)星足點在一分鐘內(nèi)飛越了SAR弧.圖7(c、d)分別展示了NOAA-16衛(wèi)星的TED儀器在衛(wèi)星足點飛越SAR區(qū)域附近時間觀測的189 eV和844 eV電子的微分通量;圖7e則是該時間段MEPED儀器觀測到的>40 keV電子的積分通量.在這三幅子圖中,黑色豎直虛線標(biāo)注了NOAA-16衛(wèi)星足點飛越SAR弧的時間段(01∶33—01∶34 UT),在這一時段內(nèi),189 eV沉降電子呈現(xiàn)出明顯的通量峰,峰值達(dá)到105個/s·ster·cm2以上,相比844 eV電子要高一個數(shù)量級,而>40 keV的高能電子沉降在這一區(qū)域內(nèi)也顯著增強.

圖7 NOAA-16衛(wèi)星對SAR弧區(qū)域電離層電子沉降的觀測(a)、(b)2013年10月9日Millstone Hill ASI的6300 ?濾波器對SAR弧的成像與NOAA-16衛(wèi)星軌跡在地理坐標(biāo)系中的投影;NOAA-16衛(wèi)星的TED儀器觀測的(c)189 eV和(d)844 eV電子微分通量;以及MEPED儀器觀測的>40 keV電子的積分通量(e).(c)—(e)中的左、右兩條黑色豎直虛線分別標(biāo)注了(a)、(b)中NOAA-16衛(wèi)星足點經(jīng)過下方和上方圓點處的時刻.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 ? 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

通過Van Allen Probe B衛(wèi)星對2013年10月9日Millstone Hill上空SAR弧磁層源區(qū)的實地觀測,我們發(fā)現(xiàn)這個非常明亮的SAR弧在磁赤道附近對應(yīng)著一個位于等離子體層頂與環(huán)電流重疊區(qū)域中的密度不規(guī)則結(jié)構(gòu).在這個結(jié)構(gòu)中,存在復(fù)雜而多樣的物理現(xiàn)象:出現(xiàn)在高密度區(qū)域內(nèi)的氦帶EMIC波、具有明顯特征的環(huán)電流離子通量分布結(jié)構(gòu),以及寬帶靜電結(jié)構(gòu).

EMIC波很少在SAR弧磁層源區(qū)被直接觀測到.在前人的工作中,關(guān)于EMIC波驅(qū)動亞極光區(qū)極光弧的報道通常是在位于較大L值的位置,背景等離子體密度較低的區(qū)域內(nèi),EMIC波通過回旋共振作用對質(zhì)子進行投擲角散射,能夠有效地引起幾十個keV的質(zhì)子發(fā)生投擲角擴散,進入損失錐中,進而沿磁力線沉降到亞極光緯度的高層大氣引起分離質(zhì)子極光弧(Yuan et al., 2012a, b, 2013).Jordanova等人認(rèn)為,位于10～40 keV能量范圍的質(zhì)子沉降是產(chǎn)生這種亞極光質(zhì)子弧輻射的主要原因(Jordanova et al., 2007),而在Burch等的工作中,在極光區(qū)的赤道側(cè)探測到的3～30 keV的能量質(zhì)子形成亞極光區(qū)分離質(zhì)子極光,而能量小于10 keV的極光區(qū)沉降質(zhì)子形成主質(zhì)子極光橢圓(Burch et al., 2002).總之,這種較高能量的質(zhì)子通過沉降形成亞極光區(qū)分離質(zhì)子極光弧,相比于SAR弧,這種弧的輻射位于波長更短的遠(yuǎn)紫外波段.而要驅(qū)動SAR弧,則需要更低的能量,使氧原子被激發(fā)到1D態(tài),輻射波長較長的630.0nm紅光.根據(jù)經(jīng)典的EMIC波驅(qū)動機制,EMIC波通過朗道阻尼場向加熱等離子體層的冷電子(Yuan et al., 2014; Zhou et al., 2013),作為驅(qū)動SAR弧的磁層熱源.但通過對比圖5(f、g)展示的兩個能級的電子能通量的投擲角分布和圖5b中氦帶EMIC波的磁場功率譜,可以發(fā)現(xiàn)在EMIC波存在的時間內(nèi),沒有明顯的平行或反平行方向電子能通量增強的現(xiàn)象,說明盡管在這次SAR弧的磁層源區(qū)內(nèi)存在EMIC波,但這部分EMIC波并不能通過朗道阻尼機制加熱等離子體層冷電子從而作為SAR弧的主要磁層熱源.

本事件中,ECT-HOPE還觀測到了具有明顯特征的環(huán)電流離子通量分布.根據(jù)SAR弧磁層能量驅(qū)動機制中的庫倫碰撞理論,這些環(huán)電流離子通過與環(huán)境冷電子的庫倫碰撞產(chǎn)生熱通量,將環(huán)電流的能量轉(zhuǎn)移到等離子體層中.為了進一步分析這次事件中背景密度結(jié)構(gòu)和環(huán)電流離子通量分布對庫倫碰撞熱通量的影響,我們分別選取密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)中的高密度區(qū)域和低密度區(qū)域,分析兩種起主導(dǎo)作用的環(huán)電流離子(質(zhì)子和氧離子)與環(huán)境電子之間庫倫碰撞產(chǎn)生的熱通量受背景密度和能級的影響.圖8分別展示了ECT-HOPE在高密度(約01∶23 UT,背景電子密度Ne≈575個/cm3)和低密度區(qū)域(約01∶20 UT,Ne≈150個/cm3)時刻觀測到的100 eV以上質(zhì)子和氧離子通量隨能量的分布情況,以及這種分布在不同能級上對庫倫碰撞熱通量的貢獻.圖8(a—d)是ECT-HOPE在約01∶23 UT時刻的觀測,從上到下分別是:(a)質(zhì)子能通量(對數(shù),單位是log10(1/s·ster·keV·cm2))隨能量的分布;(b)該時刻觀測的質(zhì)子能通量在實際背景密度(Ne≈575個/cm3,黑線)和低密度區(qū)域觀測的背景密度(Ne≈150個/cm3,紅線)下產(chǎn)生的庫倫碰撞熱通量在各個能級上的貢獻;(c)氧離子能通量隨能量的分布;(d)該時刻觀測的氧離子能通量在實際背景密度和低密度區(qū)域觀測的背景密度下產(chǎn)生的庫倫碰撞熱通量在各個能級上的貢獻.圖8(e—h)是ECT-HOPE在約01∶20 UT時刻的觀測,從上到下各子圖的意義與(a—d)子圖一致,只是實際背景密度約是01∶20 UT時刻的觀察值(Ne≈150個/cm3,黑線),而假設(shè)的高密度區(qū)域背景密度約是01∶23 UT時刻的觀察值(Ne≈575個/cm3),用這個假設(shè)的密度計算的離子實際觀測通量在各個能級上的貢獻用紅線表示.圖8中熱通量的計算參數(shù)使用了與圖4中相同的參數(shù).

圖8 Van Allen Probe B在位于高密度和低密度區(qū)域的時刻觀測的離子通量能量分布和不同密度下各能量上離子通量對庫倫碰撞熱通量的貢獻(a) 約01∶23 UT質(zhì)子通量能量分布; (b) 約01∶23 UT質(zhì)子通量在不同密度下產(chǎn)生的熱通量; (c) 約01∶23 UT氧離子通量能量分布; (d) 約01∶23 UT氧離子通量在不同密度下產(chǎn)生熱通量的能量分布; (e) 約01∶20 UT質(zhì)子通量能量分布; (f) 約01∶20 UT質(zhì)子通量在不同密度下產(chǎn)生熱通量的能量分布; (g) 約01∶20 UT氧離子通量能量分布; (h) 約01∶20 UT氧離子通量在不同密度下產(chǎn)生熱通量的能量分布.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.

在約01∶23 UT的高密度區(qū)域,從離子通量看,質(zhì)子通量比氧離子通量高,但沒有高過一個數(shù)量級.質(zhì)子通量的峰值出現(xiàn)在約620 eV處,達(dá)到約1.6×106s-1·ster-1·keV-1·cm-2,在約1 keV以上,質(zhì)子通量迅速下降到約6.3×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,從約2.8 keV 處又緩慢上升到約106s-1·ster-1·keV-1·cm-2.氧離子通量的峰值在約528 eV處,大小約為5.5×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,隨后下降到約1.3 keV處的約3.2×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,再上升到約4.5 keV處的約4.4×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,更高的能量上通量則一直降低,直到約51 keV處的約1.6×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2.從背景密度上看,無論是質(zhì)子還是氧離子,對于相同的通量分布來說,背景密度的大小對熱通量起到?jīng)Q定性的作用.對于相同能量的同種離子,更大的背景密度意味著更高效地產(chǎn)生庫倫碰撞熱通量.從能量上看,在實際觀測密度下,質(zhì)子和氧離子產(chǎn)生的庫倫碰撞熱通量呈現(xiàn)不同的能量分布特征:質(zhì)子在700 eV～7 keV能段上產(chǎn)生的熱通量隨著能量的上升而快速上升(從約103eV·cm-2·s-1到約104eV·cm-2·s-1),在7 keV以上,隨著能量繼續(xù)上升,熱通量基本維持在約104eV·cm-2·s-1;同樣是熱通量隨著能量的上升而快速上升,氧離子出現(xiàn)這一特征的能段要更高,在104eV以上,一直到ECT-HOPE的離子能量上限(約51 keV).需要注意的是,對比圖8(b、d)以及8(f、h)時,氧離子的縱坐標(biāo)尺度是質(zhì)子的10倍.綜上我們認(rèn)為,在這次觀測的時間間隔內(nèi),相同的背景密度下,質(zhì)子和氧離子貢獻的庫倫碰撞熱通量相當(dāng),但它們在不同能段的貢獻效率不同:幾keV的質(zhì)子和幾十keV 的氧離子對熱通量的影響更大.Kozyra等人認(rèn)為,通過庫倫碰撞機制將能量轉(zhuǎn)移到等離子體層電子的最有效環(huán)電流粒子是能量為約1～2 keV的質(zhì)子,能量約為7 keV的氦離子和能量約為30 keV的氧離子(Kozyra et al., 1993),這與我們的觀測計算基本相符.再對比圖8(a—d)和圖8(e—h),即對比不同密度區(qū)域內(nèi)不同的離子通量能量分布對熱通量造成的影響.在約01∶20 UT處,離子通量隨能量的分布具有和約01∶23 UT處不同的特征:隨著能量的增加,質(zhì)子通量從約100 eV處的約2.5×107s-1·ster-1·keV-1·cm-2一直下降到約700 eV處的約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;而氧離子通量則隨著能量增加一直下降,從約2.5×106s-1·ster-1·keV-1·cm-2一直降低到約1.5×105s-1·ster-1·keV-1·cm-2,降低了一個數(shù)量級以上.在給定的背景密度下,熱通量隨能量的變化趨勢不受通量分布影響,但是大小受到通量的控制,在同樣的密度下,約01∶20 UT的能量-熱通量曲線總體比約01∶23 UT的略高.總之,通過分析約01∶23 UT高密度區(qū)域處和約01∶20 UT低密度區(qū)域的離子種類、離子通量、背景密度、離子能量與庫倫碰撞熱通量之間的關(guān)系,我們認(rèn)為在這次事件中,背景密度結(jié)構(gòu)對庫倫碰撞熱通量的變化起到了最主要的調(diào)制,而幾keV能段的質(zhì)子通量和幾十keV能段的氧離子通量在產(chǎn)生庫倫碰撞熱通量中起到了主導(dǎo)作用.

等離子體層頂冷電子與環(huán)電流離子的庫倫碰撞在整個密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)中都產(chǎn)生了足夠驅(qū)動SAR弧的熱通量.相比高密度區(qū)域,低密度區(qū)域內(nèi)熱通量要低近一個數(shù)量級,但在SAR弧上并沒有觀測到對應(yīng)的緯向小尺度結(jié)構(gòu),可能與低密度區(qū)域中出現(xiàn)的非線性電場結(jié)構(gòu)有關(guān).近來的研究表明,SAR弧遠(yuǎn)非“穩(wěn)定”的結(jié)構(gòu),并非所有弧都符合單一的東西向、地磁緯度對齊、輻射特征均勻的“經(jīng)典”定義.引起SAR弧的電離層電子溫度上升源于以磁通量管內(nèi)電子作為熱介質(zhì)的熱傳導(dǎo),或來自環(huán)電流的低能電子沉降(Rees and Roble, 1975).熱流激發(fā)一般引起經(jīng)典的弱亮度紅弧,持續(xù)時間長、形態(tài)穩(wěn)定且光譜純凈;低能電子沉降則會導(dǎo)致更強亮度的紅弧,時間尺度更短、形態(tài)易變化,與此次事件中的SAR弧相似,此外,來自等離子體片注入的沉降電子會引起激發(fā)態(tài)氧原子產(chǎn)生部分5577 ?綠色譜線輻射(Gallardo-Lacourt et al., 2021).單個SAR弧內(nèi)可能同時存在這兩種能量來源,譬如 Mendillo等人觀測到的帶有明亮珠狀結(jié)構(gòu)的SAR弧,熱流激發(fā)了較暗淡的SAR弧主要輻射本底,其上疊加了低能電子沉降導(dǎo)致的額外6300 ?輻射強度及一部分5577 ?輻射,從而形成帶明亮珠狀結(jié)構(gòu)的SAR弧(Mendillo et al., 2016a).在我們的觀測中,低密度區(qū)域出現(xiàn)的寬帶靜電結(jié)構(gòu)與100 eV以上的電子能通量增強有很好的對應(yīng),同時對應(yīng)187 eV電子的投擲角擴散.這說明寬帶靜電結(jié)構(gòu)通過平行電場分量有效地加能了更低能量的等離子體層冷電子,并通過垂直電場分量將其中的一部分散射進損失錐中沉降.同一時間附近飛越SAR弧的NOAA-16衛(wèi)星觀測到了對應(yīng)能量(189 eV)的電子沉降.NOAA-16衛(wèi)星足點是在約76°W經(jīng)線附近越過SAR弧,而Van Allen Probe B衛(wèi)星足點是約在86°W經(jīng)線附近越過SAR弧,它們之間有約10°的經(jīng)度差,這意味著電離層和內(nèi)磁層的衛(wèi)星并不嚴(yán)格共軛在一條通量管上.盡管如此,由于非線性電場結(jié)構(gòu)在磁地方時上有較寬的分布范圍(Reeves et al., 2013),我們可以推測這些非線性電場結(jié)構(gòu)在ASI視場內(nèi)的SAR弧分布的磁地方時上都存在.總之,對該SAR弧的磁層-電離層聯(lián)合觀測表明,SAR弧的電離層投影區(qū)域內(nèi)存在低能電子沉降,這部分電子可能源于磁層源區(qū)密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)中非線性電場結(jié)構(gòu)對等離子體層冷電子的加能與散射.低能電子沉降引起的額外輻射疊加于熱流激發(fā)的本底輻射上,構(gòu)成了SAR弧十分明亮的形態(tài).

4 結(jié)論

在2013年10月9日的SAR弧事件中,我們利用位于Millstone Hill的6300 ?通帶ASI進行SAR弧地面觀測,利用Van Allen Probe B衛(wèi)星觀測磁層高度上的粒子和波動,利用NOAA-16衛(wèi)星觀測電離層高度上的電子沉降.SAR弧從主極光橢圓的赤道側(cè)邊界分離后,位于磁赤道附近的Van Allen Probe B衛(wèi)星的足點恰好經(jīng)過了這一時間段內(nèi)較為穩(wěn)定的SAR弧,同時NOAA-16衛(wèi)星足點也在更東側(cè)的位置上經(jīng)過了SAR弧.聯(lián)合觀測的結(jié)果表明,在Van Allen Probe B衛(wèi)星足點經(jīng)過SAR弧時(投影坐標(biāo)約為47.1°N—48.9°N,約86°W),衛(wèi)星恰好在內(nèi)磁層核心位置的磁赤道平面附近觀測到一個背景等離子體密度不規(guī)則結(jié)構(gòu),其中包含三個高密度區(qū)域和三個低密度區(qū)域.對于驅(qū)動SAR弧的可能磁層過程,高密度區(qū)域中存在有主要波段位于氦帶的EMIC波,以及約1 keV附近的強質(zhì)子通量和幾keV以上較強的氧離子通量;低密度區(qū)域中存在非線性電場結(jié)構(gòu).考慮EMIC波通過朗道阻尼加熱等離子體層冷電子從而驅(qū)動SAR弧磁層能量耦合的機制,這次觀測中沒有看到與EMIC波相對應(yīng)的明顯場向電子加熱現(xiàn)象.考慮通過庫倫碰撞解釋的SAR弧磁層能量驅(qū)動機制,根據(jù)觀測到的背景電子密度和離子通量,計算質(zhì)子、氦離子和氧離子與環(huán)境電子進行庫倫碰撞產(chǎn)生的熱通量,達(dá)到了可以驅(qū)動SAR弧的量級.考慮低密度區(qū)域內(nèi)非線性電場結(jié)構(gòu)的作用,觀測到的與非線性電場結(jié)構(gòu)對應(yīng)的等離子體層頂冷電子加能及其投擲角擴散、以及對應(yīng)的電離層低能電子沉降表明,寬帶靜電結(jié)構(gòu)可能是造成這次SAR弧存在低能電子沉降的原因.

綜上,在與這次SAR弧對應(yīng)的密度不規(guī)則結(jié)構(gòu)中,環(huán)電流離子與環(huán)境電子的庫倫碰撞產(chǎn)生的熱流可以激發(fā)典型的SAR弧本底輻射,質(zhì)子和氧離子是主導(dǎo)庫倫碰撞熱通量的離子成分,兩者對總熱通量的貢獻相當(dāng).通過對高密度區(qū)域(約01∶23 UT)和低密度區(qū)域(約01∶20 UT)的離子種類、離子通量、背景密度及離子能量與庫倫碰撞熱通量進行對比分析表明,在這一事件中,背景密度結(jié)構(gòu)對熱通量的變化起到了最主要的調(diào)制,而對于單種離子而言,幾keV能段的質(zhì)子通量和幾十keV能段的氧離子通量對激發(fā)SAR弧的熱通量起主導(dǎo)作用.在此之上,低密度區(qū)域?qū)拵ъo電結(jié)構(gòu)引起的低能電子沉降引起了額外的輻射強度,疊加在熱流激發(fā)的輻射本底之上,形成了這次在較短時間尺度上形態(tài)快速變化的明亮SAR弧.

致謝本文所用的All-Sky Imager數(shù)據(jù)來自于http:∥sirius.bu.edu/data/網(wǎng)站;Van Allen Probe B衛(wèi)星數(shù)據(jù)來自于https:∥cdaweb.gsfc.nasa.gov/pub/data/rbsp/網(wǎng)站;NOAA-16衛(wèi)星數(shù)據(jù)來自于https:∥ngdc.noaa.gov/stp/satellite/goes/網(wǎng)站.