電離層氧離子外流對磁層的影響

陳俊杰，張彬錚，奧利弗·布蘭布爾斯

1 香港大學 地球科學系，中國香港 999077

2 達特茅斯學院塞耶工程學院，美國漢諾威 03755

0 引言

1960 年代就有理論提出，極區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），這被稱為極蓋區離子外流（polar cap ion outflow）或極風（polar wind）.在經典理論中，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，它們會沿著磁力線向上輸運到磁層，同時由于雙極擴散作用會產生雙極電場使得電子也跟著離子運動，使得外流物質在宏觀上電中性.這種典型的離子外流在衛星結果中很常見（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)

按照經典理論的預測，其他重離子如O+離子基本都被重力束縛在電離層，不易發生外流現象.但不斷有衛星結果表明，磁暴期間日側極尖區或者夜側極蓋區邊界（如圖1）發現外流的超熱O+離子，粒子能量從幾十eV 到keV 量級（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.這一類離子外流有兩種主要物理機制，第一種機制是場向電場引起的離子場向加速，另一種是波粒相互作用驅動的離子橫向加速.由于電離層—磁層系統中場向電場一般很弱且機制較簡單，因此大多數研究都重點探究離子橫向加速機制.當磁層受太陽風影響發生劇烈擾動時，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，會在垂直磁場方向回旋共振而加熱成為超熱離子，并伴隨向上的磁鏡力，當磁鏡力大于重力時就能向上加速發生超熱離子外流.該效應一般作用于O+等重離子，這是因為重離子的回旋半徑大（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域失效，因此要發生超熱O+離子外流，O+離子要先從電離層峰高F2層區域上行（upflow）到頂部電離層（見圖1），這主要與兩個過程相關.一個是磁層強對流時注入的坡印亭通量（Poynting flux）會加熱中性粒子，進而通過碰撞加熱電離層O+離子；另一個是磁層軟電子沉降加熱電離層電子，從而增強雙極場向電場（Wiltberger,2015）.此外，電離層離子外流會影響磁層的結構、成分和動力學演化過程，本文將以此為主要內容詳細展開討論.

電離層O+離子外流不是一個孤立的物理過程.大部分外流的O+離子群在到達磁層后，可以改變磁層的局部特性，甚至會影響整個磁層系統的動態結構.反過來，這些磁層動態結構的變化會調制注入極區電離層的能量，從而改變頂部電離層O+離子外流相關的驅動過程，形成復雜的非線性反饋.圖2 顯示了電離層O+離子外流影響太陽風—磁層—電離層—熱層耦合系統的可能物理途徑.這些途徑包括：

圖2 電離層外流影響太陽風—磁層—電離層—熱層耦合系統動態結構的示意圖（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）通過影響日側磁層質量加載和磁層頂形狀來改變太陽風—磁層相互作用；

（2）通過改變磁尾動力學影響磁尾—內磁層耦合；

（3）通過調制環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H+離子外流在衛星觀測中也很常見，但本文我們只關注超熱O+離子外流對磁層動力學的作用，這是因為O+離子不僅會通過改變磁重聯過程對太陽風—磁層—電離層系統產生更大的影響（如，Brambles et al.,2010），而且會通過與環電流之間的反饋回路，對地球空間系統動力學的產生重要的影響（如，Welling et al.,2015）.由于缺乏衛星觀測全球覆蓋，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的空間天氣效應的重要工具.因此，我們基于全球磁層模擬做一系列數值實驗來探究O+離子外流對磁層的作用.關于O+離子對磁層動力學作用的討論主要集中在O+離子群的空間分布和磁重聯的相應變化上.大多數模擬結果是由觀測數據驅動的，直接或間接通過使用衛星測量來驗證，要注意的是，簡化的理想控制模擬只是提供了對O+離子外流可能影響的理論估計，相關結論仍需要未來的太空任務來進一步驗證.

1 極尖區O+離子外流的分布特征及其對磁層的影響

理解極蓋區離子外流作用的第一個問題是O+離子到達磁層的什么位置，因為這決定了這些外流O+離子對地球空間環境動力學尤其是對磁層的具體作用.這些O+離子整體上沿磁力線移動，同時伴隨垂直磁力線的E×B漂移.因此外流的O+離子的到達磁尾的位置主要由（1）電離層源區位置與（2）場向和橫向運動共同決定.如圖3 所示，一般場向速度較快（20～100 km/s）的熱O+離子外流傾向于落在近重聯線（X 線）的尾部并在磁尾耗散掉，這對磁層動態結構的影響較弱.而場向速度較慢（1 km/s量級）的冷O+離子外流主要落在等離子片區域內，這會顯著影響磁層動態結構以及重聯過程.磁層中O+離子外流位置的空間分布取決于電離層O+離子外流速度的現象被稱為“速度過濾效應”.除了極尖區（cusp），源于極蓋區極光?。╬olar cap arc）的極風中O+離子外流通量也可達到1012m?2s?1量級.而離子外流的分布不僅受外流速率的影響，會受到行星際磁場、太陽天頂角和晨昏不對稱性等因素調制，并與其離子、電子溫度的大小息息相關（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O+離子外流的速度過濾效應.他們利用控制模擬實驗，探究了2005 年8 月31 日磁暴期間電離層O+離子外流的到達位置和對磁層的影響.該磁暴為中等強度，在與行星際磁云相遇的5 小時內，最小磁暴擾動（disturbance storm time,Dst）指數為?140 nT，行星際磁場（interplanetary magnetic field,IMF）Bz分量為?18 nT.該全球模擬結果來自太陽風—磁層—電離層全球耦合模型Lyon-Fedder-Mobarry（LFM）的多流體擴展版本（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動.磁暴事件期間觀測到的太陽風數密度（NSW）、速度（VSW）和聲速（CS）以及IMF 分量（Bx、By、Bz）被用作驅動全球模擬的上游邊界條件，其時間變化如圖4 所示.

圖4 2005 年8 月31 日磁暴的太陽風和行星際磁場條件（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態的O+離子外流，基于Strangeway 等（2005）中圖5 所示的觀測離子外流通量和DC 坡印亭通量的相關性擬合公式，Brambles 等（2010）在模擬的內邊界（距離地心2RE處）使用了如下O+離子外流通量經驗公式：

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）上游邊界的太陽風動壓；（c）Dst 指數與作為模式上游邊界行星際磁場 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、太陽風動壓、Dst 指數和IMFBz.很明顯，模擬中半球O+離子外流速率受行星際驅動參數如上游IMFBz和太陽風動壓的控制.雖然這里的O+離子外流模型只是一個經驗公式，即沒有考慮橫向加熱的物理細節，但模擬結果仍顯示了南向 IMF 增強確實增大了流入電離層的DC坡印亭通量，從而導致極尖區電離層O+離子外流通量增強，這一響應與原位探測的結果一致.太陽風動壓的增強通過改變磁層—電離層發電機過程來增加日側DC 坡印廷通量，從而如經驗公式（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）的觀測統計一致.模擬中出現南北不對稱性是因為控制外流的DC 坡印廷通量在夏季半球比冬季半球要大.觀測中電離層焦耳耗散與全球模擬中場向電勢差驅動粒子加速下降所消耗的功率接近，因此可以假設模擬內邊界的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（UT）在距離地心6RE處模擬的外流通量、電離層電勢等值線（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域附近的對流喉部，大多數磁層DC 波印廷通量在該區域流入電離層，緯度和地方時與Lennartsson 等（2004）的觀測結果一致.外流位置也與所謂的極尖區加熱壁（polar cusp heating wall）存在相關性（Knudsen et al.,1994），其中引發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.在地心太陽磁層坐標中的 x-z 切面（c）Case A 和（d）Case B 的O+離子數密度的對數（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位置的區別.在Case B 中，由于離子場向速度較慢，O+離子外流羽狀流相對Case A 會更加偏向極區.這些O+離子外流是通過使用DC 坡印廷通量的經驗公式（1）在極尖區域產生后，被輸運穿過極冠并進入磁瓣，在那里它要么進入等離子體片并通過對流進入內磁層，要么從磁尾流出.進入內磁層的結果與Kistler 等（2010）中的Cluster 觀測結果一致.如圖6c、6d 所示，Case A 的初始場向速度較快，因此外流的等離子體主要流向遠磁尾；但Case B 場向速度較慢，更多的外流離子會填充等離子體片和內磁層.這些結果與粒子模擬一致，即溫度為100 eV 和場向速度為50 km/s 的O+離子將主要流向遠磁尾，而溫度為1 eV 和場向速度為3 km/s 的離子將主要向下流動進入等離子體片，在那里它們被加熱到高能粒子，并會影響環電流（Ebihara et al.,2006）.

磁尾重聯位置的改變減少了太陽風H+離子進入內磁層的途徑.在IMF 南向的間隔期間，太陽風通過極尖區進入內磁層，然后通過磁瓣和等離子體片進行對流運輸（Pilipp and Morfill,1978; Siscoe et al.,2001），其中等離子體片是地球夜側發生重聯的高溫、稠密的等離子區.在這個特殊的磁暴事件中，剛開始來自太陽風的等離子體主要沿著極尖區—等離子體?！虐赀@條路徑充滿了等離子體片.然而，從極尖區到等離子體片的外流路徑也取決于夜側重聯X 線的位置.如圖7 所示，當存在電離層O+離子外流時，X 線的位置會發生變化.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的位置，那么當磁尾重聯區域向地球靠近時，太陽風等離子體進入等離子體片的通道相應地減少了.這種減少降低了來自太陽風的H+離子對內磁層的等離子體密度和壓力的貢獻.Brambles 等（2010）還提到Case A 中的v‖/v⊥與標準模擬大致相同，但隨著重聯X 線位置向地球內移，Case A 在內磁層中的累積的H+等離子體密度和壓力的累積比標準模擬低約50%（未展示）.

圖7 （a）標準模擬；（b）Case A 和（c）Case B 以質子質量歸一化后的流體密度.圖中均是地心太陽磁層坐標系的 x-z 切面的結果，紅線是磁力線，夜間重聯X 線的大致位置用“+”符號標記（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，對流輸運到內磁層的O+離子抵消了由于H+離子數量減少而導致的等離子體壓力降低.在距離地心大約6RE的內部磁層中，O+離子的數密度約為3 cm?3，而H+離子的數密度約為10 cm?3.模擬的“暴時”內磁層成分與Cluster 衛星的觀測結果基本一致（Kistler,2016; Kistler and Mouikis,2016; Kistler et al.,2016）.內磁層中等離子體壓力分布的變化改變了環電流，進而影響Dst 指數.圖8a顯示了真實Dst 指數與標準模擬、Case A 和Case B 模擬的虛擬Dst 對比.模擬的虛擬Dst 考慮了磁層所有電流的貢獻，是基于Biot-Savart 定律用地球z 分量擾動計算的：

圖8 （a）真實Dst 指數（綠線）與標準模擬（黑線）、Case A（紅線）和Case B（藍線）中的虛擬Dst 指數.（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是計算單元體積，r是指向計算單元中心的矢量.積分是通過對磁層域內所有計算單元的貢獻求和來完成的.盡管內磁層中的H+離子減少了，由于內磁層中有電離層外流的O+離子，Case A 中的虛擬Dst 指數只比標準模擬略低10%.標準模擬和Case A 模擬的虛擬Dst 指數均與觀測的真實Dst 指數存在較大差異.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Dst 有著相似的幅度.Case B 虛擬Dst 的強度超過標準模擬兩倍，達到約?110 nT，接近?137 nT 的真實Dst.但是相比真實Dst，虛擬Dst 存在更多的動態結構，并且比恢復得更快.當南向的 IMF 短暫向北轉時，虛擬Dst 在1700 UT 開始恢復.而真實Dst 持續下降直到2000 UT，并且衰減得更慢.

與標準模擬相比，Case B 的虛擬Dst 降低了，因為大部分從極尖區流出的O+離子聚集在內磁層中.當外流離子溫度較低且速度較慢時（Case B），它會在對流環流中被加熱并填充夜間閉合磁力線區域（圖7c），從而導致更大的徑向壓力梯度.增加的壓力梯度會產生更大的抗磁環電流，從而降低虛擬Dst.而當外流離子的溫度較高且速度較快時（Case A），大部分外流O+離子會直接流向遠磁尾損失掉，很少流入等離子片或內磁層改變抗磁環電流，因此對應的虛擬Dst 并沒有顯著降低.Case B 的壓力梯度和環電流大約是與標準模擬或Case A 的兩倍.

Case B 中增強的環電流也會影響磁尾磁場的拓撲結構，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.強抗磁環電流在環電流的尾部產生正的Bz，進而產生垂直于重聯電流片的增強磁場.夜側重聯位置由于環電流和垂直分量增強而向磁尾移動.如磁暴模擬1500 UT 的瞬時結果所示，在標準模擬中，夜側重聯發生在大約21RE處；在Case B 中，它發生在大約36RE處.另一個可能的貢獻因素是內磁層和等離子體片中壓力的增加拉長了夜側磁通量管并將重聯X 線向后移動.在Case B 中，磁尾中 H+離子的v‖/v⊥增加了大約3 倍，這意味著盡管重聯向后移動，但太陽風離子進入等離子片的通道卻減少了.當南向的IMF 在1700 UT 時向北轉向時，磁力線會重構位型.由于磁暴期間磁層對流過程的加劇，內磁層中約30%的O+離子密度在日側邊界處損失.O+離子損失導致壓力梯度的降低和虛擬Dst 的早期恢復.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O+離子外流對磁層的影響減弱，夜間磁力線恢復到與標準模擬相當的位型.

與Case A 和標準模擬相比，Case B 中內磁層中壓力梯度的增強顯著降低了虛擬Dst.在其他全球模擬中也可以看到這種效應（Glocer et al.,2009;Yu and Ridley,2013a,2013b）.然而，在MHD 模型中沒有漂移動力學環電流的物理過程，即模擬中內磁層受對流過程而不是梯度曲率漂移動力學控制，這將導致環電流在全局MHD 模擬中衰減過快.將環形電流模型Rice 對流模式（Rice Convection Model,RCM）與全局模擬耦合可能會改進此處環電流的恢復相過程.該模式未考慮的共轉效應也可以減少環電流的衰減.共轉磁力線上的等離子體不應受到磁暴對流擾動的影響，因此內磁層的等離子體壓強損失會更小.然而，我們預期，共轉效應的影響相比梯度曲率漂移動力學的作用會很小.

2 對夜側磁層對流模式的影響

當磁層頂重聯期間太陽風等離子體和能量進入磁層后，部分物理和能量會儲存在磁層磁瓣區域，并在之后釋放到內磁層和電離層.根據驅動條件，磁層對流模式會有不同的響應，一般分為穩態磁層對流 （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—釋放過程只發生在局部且是一個孤立事件，各SM/IMF 驅動、極蓋區開放磁通量（Fpc）和地磁AL 指數只有一次顯著的振蕩（圖9c）.如果亞暴引起的能量存儲—釋放過程發生在全局且具有準周期性，那么這就被認為是一次鋸齒振蕩.如圖9a 所示，鋸齒振蕩事件中，SM/IMF驅動尤其是IMFBz有周期性振蕩，Fpc有長時間的持續響應而AL 指數也存在一定的周期性擾動.而SMC 期間，能量不被存儲或釋放，而是不斷轉移，磁層對流是準穩態的，其對應準穩態的SM/IMF 條件、Fpc和AL 指數.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量加載（mass loading）和重聯過程，從而進一步改變磁層對流模式.

圖9 三種對流模式中電離層和太陽風參數.（a）2002 年4 月19 日1205 UT（虛線）開始的鋸齒振蕩.Beta：太陽風等離子體Beta 值，熱壓比磁壓；Mach：太陽風阿爾芬馬赫數，太陽風速度比阿爾芬速.（b）2000 年10 月26 日的穩態磁層對流（SMC），開始于實線所示的0300 UT.SMC 之前的2 小時的虛線表示驅動SMC 的亞暴擴張的開始.（c）1997 年9 月12 日發生的孤立亞暴，開始時間為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)

在本節中，我們關注O+離子外流對太陽風—磁層—電離層系統對流狀態的影響.Wiltberger 等（2010）發現，當極尖區O+離子外流與夜間重聯區相互作用時，它可以在穩態南向IMF 條件驅動的全球MHD 模擬中引發孤立亞暴.Wiltberger 等（2010）的模擬中，在產生第一次孤立亞暴之后，大部分O+離子落在新磁尾重聯X 線的尾部，最終直接流出磁尾，基本不參與磁尾動力學，因此O+離子外流與太陽風—磁層—電離層系統的相互作用顯著降低，磁層進入新的SMC 模式，類似于上一節中討論的快速O+離子模擬（Case A）.在本節中，我們展示了電離層O+離子外流會導致衛星觀測到的磁層對流鋸齒振蕩模式.這一條O+離子外流的反饋回路為研究影響磁層對流模式的產生機制提供了一個全新的重要概念.

在本節中，全球模擬中O+離子外流也是由一個經驗公式確定.與上一節所介紹的模擬方法不同的是，該經驗公式來自FAST 衛星觀測的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性，如Brambles（2012）中圖2.3 所示.該O+離子外流數密度與向下流動的AC 坡印亭通量S‖之間的對應關系為：

式中帶通濾波電場 δE和磁場 δB是用全球MHD 模擬中的瞬時場E和B減去平均場〈E〉和〈B〉得到的.平均場則由5～180 s 帶通平均的方法來計算，對應此層的Pc5 波動過程.有關計算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.此處O+離子外流經驗公式并不像上一節中使用的DC 坡印亭通量經驗公式那樣將外流限制在極尖區，主要分布在日側極尖區.如圖10 所示，AC 坡印廷通量調制的O+離子外流主要分布在模擬極光區，峰值在午夜前扇區.O+外流通量的這種晨昏不對稱是由模擬AC 坡印廷通量的不對稱分布引起的，這是因為電子沉降的不對稱會導致電離層霍爾電導率的梯度從而產生對流模式的偏轉（Zhang et al.,2012; Lotko et al.,2014）.這種不對稱的夜側外流結構類似于Polar 衛星觀測的AC 坡印亭通量（Keiling et al.,2003）和FAST 衛星測到的O+離子外流通量（Chaston et al.,2007）的統計圖.然而，這一系列的模擬沒有重現衛星在日側極尖區經常觀測到的持續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風條件導致日側磁場擾動過小.與DC 坡印廷通量模型不同，AC 坡印廷通量模型不會產生顯著的日側磁場時變擾動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以及Feldstein 極光橢圓形（白色）（Feldstein and Starkov,1970）.作為參考，使用為常數的假設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+離子外流場向速度和溫度在磁層內邊界處隨空間和時間是恒定的，分別為45 km/s和100 eV.為了探究O+離子外流對全球磁層對流的影響，Brambles 等（2011）計算了對流模式對半球積分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之前，都需要4 小時的磁層初始化，先2 小時北向IMF（Bz=5 nT），再2 小時南向IMF（Bz=?5 nT）.經驗O+離子外流模型在這4 小時初始化結束以后再立即打開.

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.太陽風數密度和溫度恒定在5 cm?3 和10 eV.最后一列列出的外流率來自每次模擬的20 小時平均值（結果來自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（無縮放）、VSW=400 km/s 和IMFBz=?10 nT 的條件下，經驗外流模型計算出的球積分O+離子外流率為0.46×1026#/s.而基于衛星觀測的統計研究中，強南向IMF 驅動條件下半球O+離子外流率約為1026#/s （Cully et al.,2003），這表明經驗模型中的O+離子外流與觀測統計結果基本一致.因此，表1 中列出的不同α條件下的模擬外流率均在統計觀測結果的浮動范圍內.

標準模擬中的磁層（無外流，α=0）處于SMC 狀態.在這個沒有O+離子外流的標準模擬中，在地心往磁尾約25RE的夜側等離子體片區域發生了磁尾重聯.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位置進一步向后移動.在α=1 的模擬中，磁尾呈現更動態的結構，夜側重聯向后移動到30～45RE之間的位置.盡管磁尾結構變得更加動態，但整個系統仍處于活躍的SMC 狀態，對流模式沒有變化.隨著半球O+離子外流率從1.18×1026#/s 增加到9.46×1026#/s，夜側磁力線被拉伸得更長，并且夜側重聯進一步后移到50～65RE.這種磁尾拉伸源于外流的O+離子進入等離子片而額外產生的等離子體壓強.該過程同時增強了壓力梯度力和抗磁環電流，這會通過改變磁尾的受力平衡來影響磁場.這兩種效應都會使磁通量管膨脹和受壓.這與上一節Case B 模擬中的效應相似，因為大部分夜間O+離子外流物質進入等離子層和內磁層中.當O+離子外流率足夠大時，夜間磁通量管被壓縮，這種不平衡的磁場張力會激發等離子體噴射.這種儲存能量的釋放表現為亞暴，但與孤立亞暴事件完全不同.在這種由O+離子質量加載激發的磁層亞暴中，大部分O+離子于亞暴對流期間在直接流向等離子體層下游與遠磁尾直接損失掉，或通過電場漂移輸運到磁層頂位置因重聯而損失（Zhang et al.,2017）.剩下一部分夜側電離層外流的O+離子則在亞暴過后又回到夜側重聯區.隨著外流O+離子重新充滿了內部磁層，再次拉長了磁力線，并在幾個小時內導致了另一場亞暴，從而產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制.背景顏色是總等離子體數密度的對數，疊加的紅線是磁力線，結果是中午—午夜平面.不同子圖表征了（a）初始狀態、（b）離子外流引起磁力線拉伸、（c）等離子體釋放和（d）恢復相的結果（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)

對模擬結果的進一步分析顯示，地球同步軌道附近的磁傾角呈現明顯的周期性鋸齒波變化.圖12顯示了用于估計亞暴周期性的磁傾角模擬時間序列，并將模擬結果與衛星數據中觀察到的鋸齒亞暴進行了比較.表1 中列出的標準模擬Case 0 和Case J 為SMC 狀態，而其他三個模擬（Case C、H 和I）表現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 轉變到鋸齒振蕩的狀態.觀測到的SMC 和鋸齒振蕩狀態都需要準穩定的太陽風來驅動，但發生鋸齒振蕩時對應的太陽風驅動比SMC 時幅度更大（DeJong et al.,2009），這與模擬一致.從表1 中列出的數值實驗來看，超過1.1×1026#/s 的積分外流率是在強烈的穩態上游驅動條件下發生鋸齒振蕩的必要條件.請注意，用于激發鋸齒模式的外流率下限僅適用于O+離子外流經驗公式驅動的理想模擬.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節磁層對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=隨模擬時間的變化.結果取自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”的基準開始時間為兩小時南向IMF 初始化結果的時間（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)

真實的太陽風—磁層—電離層耦合系統遠比模擬中要復雜，因此太陽風/IMF 驅動條件、O+離子外流率、鋸齒振蕩與SMC 狀態之間的關系需要通過觀測結果來檢驗.與孤立亞暴相比，磁層鋸齒振蕩模式的一個顯著特點是發生磁力線拉伸和偶極化等特征的磁地方時（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星上觀察到的鋸齒亞暴磁傾角的對比.在模擬中的磁傾角在切面z=0.5RE和=6.6RE的圓上估算.對于每個觀測的鋸齒亞暴，偶極化開始時間（對應模擬基準時間“0 UT”）的選擇用類似于 Cai 等（2006）使用的方法，即2330～0030 MLT 扇區磁傾角快速增加之前最后一個極小值的時間.

圖13 （a）模擬和（b）觀測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，模擬結果和觀察結果有很多的相似性：數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到的孤立亞暴平均值的最小傾角43°（Cai et al.,2006）.觀測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）.并且兩者都表現出晨昏不對稱性，在午夜前的區域具有更明顯的特征.模擬起始點的不對稱性由圖10 中所示的外流分布不對稱性引起.雖然模擬得到的鋸齒振蕩的MLT范圍略小于觀測值；例如模擬鋸齒中0 UT 處的44°輪廓跨越10 小時的MLT，而觀察到的鋸齒的MLT 為12 小時，但是模擬中的鋸齒振蕩MLT 范圍仍然遠大于Cai 等（2006）報道的孤立亞暴2 小時的平均MLT 范圍.

在本節的后續部分中，Brambles 等（2013）使用一個基于真實事件（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，尤其是重現觀測到的準周期亞暴事件.盡管2002 年4 月18 日的7 次連續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），但其產生與觸發機制仍不清楚（Lee et al.,2004; Huang,2011）.因此該事件的全球模擬，是電離層O+離子外流對產生鋸齒亞暴的重要性的一個很好的例證.

2002 年4 月18 日的磁暴事件是由磁云產生的，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拋射（coronal mass ejection,CME）.圖14 顯示了磁暴期間測量的SW/IMF 數據，其作為上游邊界條件來驅動全球模擬.2002 年4 月18日0～4 UT，太陽風等離子體密度和動壓突然增加，IMF 由北向轉為南向.在0400 UT 之后SW/IMF 條件幾乎沒有變化，密度較低，具有相對穩定的超音速和南向的強IMFBz.該磁暴被歸類為中等太陽風暴，最低Dst 指數為?130 nT.盡管有這些相對穩定的太陽風條件，但地球靜止衛星的同步帶狀粒子分析儀仍然測到了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風參數（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的標準模擬與添加了電離層O+離子外流效應的控制模擬，可以研究在真實空間天氣事件中電離層O+離子外流對磁層的影響.使用本節討論的由AC 坡印廷通量控制的O+離子外流經驗模型對外流通量進行建模，等式（4）中的α值取3.8，該值是根據表1 中列出的理想化數值實驗的結果選擇的.在α=3.8 時，模擬得到的磁層在弱太陽風電場驅動下呈現準周期對流，在強太陽風電場驅動下呈現準周期亞暴.值得注意的是，2002 年4 月18 日磁暴產生了一序列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.觀測數據和模擬結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 顯示了觀測數據、標準模擬和外流模擬之間的（a）極蓋區和（b）磁尾磁通量的比較.極蓋區磁通量的觀測結果是使用極地航天器上遠紫外成像儀的數據得到，磁尾中開放磁通量的觀測數據則是使用Geotail 的等離子體和磁場數據計算得到，具體計算詳見Huang 和Cai（2009）.模擬的極冠區通量通過跟蹤瞬時磁力線來計算，以區分開放和封閉磁場邊界的分界線的位置，然后映射到電離層.最后使用對北半球數據面積分來計算通過封閉表面的磁通量.

圖15 觀測（黑線）、無外流模擬（藍線）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果.垂直虛線顯示外流模擬中的亞暴開始.觀測結果來自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出周期為2～3小時的鋸齒振蕩特征.盡管模擬中的開放磁通量與觀測數據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，標準模擬中的極冠區通量只有一個加載/卸載周期，然后從0200 UT 到1600 UT 保持相對穩定.標準模擬中磁通量只有約30～60 min 時間尺度上的變化，這可能是由不規則的磁尾重聯產生的（Goodrich et al.,2007）.圖中的垂直線對應于外流模擬開放磁通量大幅下降的開始時間.模擬結果表明產生第一個亞暴不需要電離層外流，因為標準模擬在0156 UT 的開始時間早于外流模擬的時間（0216 UT）.這一結果與Wiltberger等（2010）的一致.Wiltberger 等（2010）也發現等離子體片中大量源自電離層的O+離子會延遲亞暴開始時間.與標準模擬不同，O+離子外流模擬隨著時間的推移會產生一系列鋸齒振蕩模式，從0652 UT、0920 UT、1302 UT 和1520 UT 四個時間點開始，都可以在極蓋區和磁尾磁通量中看到，相應的標準模擬則沒有出現明顯的周期性亞暴特征.雖然外流模擬中每個亞暴的時間都比等效觀測到的亞暴晚了大約 1 小時 20 分鐘，但亞暴的后續周期（約2:45 小時）是相似的.在0000 UT 和1600 UT 之間，在極蓋區和磁尾中計算的磁通量分布顯示出相似的分布.

圖16 對比了GOES 8 和GOES 10 衛星測量的磁場.與GOES 8 和GOES 10 的測量結果相比，外流模擬中計算的Bz分量比標準模擬有顯著改進.在GOES 8 和GOSE 10 衛星結果中的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呈現出該周期性.注意這只是一個特定事件，雖然在全球模擬中需要O+離子外流來產生準周期性亞暴，但這并不一定意味著外流是鋸齒數據庫（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風的周期性變化驅動的，而不是由電離層外流對夜間重新連接的影響所驅動.例如，數據庫中的一些鋸齒事件是在高速流與高速流交互作用區域發現的（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 探測的（黑）、標準模擬（藍）和外流模擬（紅）的磁場（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 總結和展望

當太陽風驅動磁層產生強對流和粒子沉降時，電離層O+離子可能會被加熱為超熱離子而外流到磁層.該外流的超熱O+離子會對太陽風—磁層—電離層耦合系統的動力學過程有顯著影響.電離層外流入磁層的O+離子存在“速度過濾效應”，即外流離子的分布由離子外流速率決定.一般來說，場向速度較快（50 km/s 量級）的外流O+離子更傾向于直接流到遠磁尾區域并損失掉，這部分外流離子對磁層動態結構的影響相對較弱.而場向速度較慢的（3 km/s 量級）的外流O+離子會主要落在等離子片區域內，這會顯著影響環電流、質量加載和重聯過程，從而改變磁層物質成分和磁場拓撲結構.電離層O+離子外流與夜側重聯區相互作用，除了可能引發磁層對流的孤立亞暴外，還可以引起周期為2～3 小時的鋸齒振蕩對流模式.整體上，目前研究對于電離層氧離子外流以及對磁層影響的認識還處在初步階段，還有一系列問題亟需研究：

（1）厘清離子加速機制的物理過程.目前理論認為電離層O+離子進入磁層需要上行和外流兩個步驟.O+離子上行由焦耳加熱和軟電子沉降導致，但是這兩個過程只能使離子抵達頂部電離層，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.但目前無論是觀測還是模擬缺乏對以上過程的定量分析.由于電離層—磁層系統中多物理過程的耦合，少量的觀測數據很難分離驅動上行或外流的物理過程，需要更多的全球不同圈層的觀測.而目前的模擬主要還是使用經驗公式來模擬外流過程，缺乏基于電離層基本物理過程的數值計算，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）探究上層熱層對離子外流的作用.熱層中性密度不是一成不變的.比如強磁暴期間極尖區的熱層中性密度會顯著增強（Lühr et al.,2004），或者太陽活動變化導致固定高度面的中性密度、溫度和風場變化（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影響光化學或其他復雜的物理過程，進而影響離子外流過程.這些物理過程都需要用不斷發展的磁層—電離層—熱層耦合模型來進一步研究.

（3）研究離子外流過程的天氣學效應.如圖2所示，電離層離子外流通過多種途徑影響太陽風—磁層—電離層—熱層耦合系統的動態變化.另一方面，耦合系統的動態變化會反饋影響外流離子群的產生和傳播.因此，這些電離層源離子群在空間天氣建模中發揮著重要作用，特別是對于地磁暴事件.例如，要了解電離層外流對日側重聯的影響，需要使用不同外部驅動條件下離子外流的真實模型，詳細分析局部和全局重聯率對電離層離子存在的依賴性，以量化在日側重聯點，電離層離子的分布和進入路徑，包括它們的時間變化.太陽風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是多物理場的，突出的問題包括相互作用如何受外流模型的影響，外流過程如何動態響應不斷變化的重聯率，環電流如何受這些外流離子群的調節，以及這如何受到外部驅動條件的影響.因此，需要多物理場、自洽模型來解決這些反饋機制，尤其是在不同類型的地磁暴期間.