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在中等高度观察控制电离层流出的因素
R. J. Strangeway, R. E. Ergun, Y.-J. Su, C. W. Carlson, R. C. Elphic
摘要： 在1998年9月24 - 25日的地磁暴期间由快速极光快照（FAST）小型探测器获得的数据已用于确定电离层流出的控制参数。数据限于日间磁场局部时间。 考虑离子流出的两个主要来源：离子加热通过向下散布的注入通量和通过软电子沉积的电子加热。尽管离子流出物与软电子具有更高的相关性，但是通过沉淀电子的密度测量，离子流出物显示出与两者相关。在4000 km高度，发现，其中fi是离子通量，单位为，是沉淀电子密度，相关系数r = 0.855，基于对数-对数回归。通过用磁场幅度缩放通量和密度，可以将该缩放定律映射到其它高度。离子通量也与坡印亭流量相关，，其中S是4000m高度的坡印亭通量，和r = 0.721。可以使用这两个缩放定律中的任一个来指定离子流出通量，因为在各个参数之间存在强的相互关系。特别地，本研究不能完全消除两个候选过程中的任一个（电离层中的离子对电子加热，对应于Poynting通量对软电子沉淀）。 然而，软电子沉淀具有更高的相关系数，并且如果可能的话，应该使用沉淀电子密度比例定律。 例如，由于坡印亭通量可以更容易地在全局模拟中指定，所以该比例定律是有用的替换。 对于所研究的时间间隔，离子流出主要由氧离子主导，主要是离子锥体形式，具有10-30eV的特征能量。
- 介绍
[2] 关于太阳风和电离层作为磁层的等离子体源的相对重要性，在磁层物理学界内存在长期存在的争论。 在一定程度上，辩论取决于磁层物理学的哪个方面正在得到解决。 例如，当考虑离子环电流时，太阳风通常被认为是等离子体的主要来源，尽管SCATHA航天器的观察表明存在30keV的氧离子，这些氧离子是在与亚原子密切相关的地球同步高度 发病[Strangeway和Johnson，1983]。在较低能量下，电离层流出可能是重要的，因为它们向磁通管增加质量。 这将降低磁通管上的Alfveacute;n速度，减慢信号通过磁磁层的传输速度，从而影响磁层对外部驱动器变化的响应。
[3] 有时，质量流出可以非常大。 在1998年9月24日和25日的地磁暴期间，在日侧尖端区域的4000公里高度观测到高达的电离层流出[Strangeway等，2000]。以2000公里（在电离层处10°乘以10°）这个高度的区域，这对应于或个氧离子/ s的氧质量流出。 这与Yau和Andreacute;[1997]对和太阳能最大条件（图14）报告的两个半球上的总氧流出一样大。
[4] 这种质量流出与大冠状质量喷射（CME）相关，导致在高纬度尖峰的氧气显着通量，如极地航天器所观察到的[Moore等人，1999]. 离子流出明显地由与增强的太阳风动压力和行星际磁场（IMF）相关联的过程驱动，该过程跟随CME驱动的行星际冲击。 在Pollock等人的工作的基础上 [1988]，Moore et al.[1999]认为太阳风动压力的波动，而不是增强的动态压力本身，驱使流出。 尽管Moore等人没有明确地讨论，但是大概压力波动将反过来驱使Alfveacute;n波从磁层顶进入高纬度电离层。 这些波然后可以加热上层电离层中的离子，从而诱导流出。
[5] 这个模型被Strangeway等人质疑。 [2000]基于快速极光快照（FAST）探测器的观察[Carlson et al。，1998]。 FAST轨道是这样的，在外流间隔期间，航天器在4000公里高度在中午午午子午线通过了日边尖点。 FAST因此能够直接观察到随后被极地航天器检测到的逸出离子。 Strangeway et al。 [2000]指出，在行星际冲击通过后，建立了一个强尖峰区域场对齐电流系统，由与IMF 重新连接驱动，这是〜 30 nT。观察到的电流系统似乎与Cowley [1981]所提出的一致，其中尖点区域电流最好表示为日间区域-1电流的重叠，而不是单独的电流系统（参见Strangeway等人的图4c 。[2000]）。 Zhou等人还讨论了用于形成尖点电流的日间区域-1电流的剪切。 [2000]，并与Crooker [1979]的反平行合并模型一致，其中当前系统的剪切方向由IMF 的方向决定。当前系统的强度取决于通过磁层顶重新连接施加到磁层的应力。
[6] Strangeway et al.[2000]指出，流入电离层的Poynting通量的数量在冲击过渡之前和之后改变了数量级。 在有限样品（FAST通过流出区域5次）的基础上，他们证明了峰值Poynting通量和峰值离子流出通量之间的统计学显着的相关性。 他们进一步论证，增强的坡印亭通量将加热较低电离层中的离子，并且这些离子将形成将在较高海拔加热以形成逸出离子锥体的种子群体。 需要多步骤工艺，因为焦耳耗散可充分加热离子以引起上升流但不逃逸。 需要额外的波加热以使较重的离子（例如氧）达到足够的能量以克服重力。 在更高的高度，这些离子也可能经历离心加速[Cladis，1986]。
[7] 在论述Poynting通量控制离子流出速率，Strangeway et al。 [2000]指出，通过平衡Joule耗散率与通过与中性粒子碰撞的冷却，可以在离子温度和入射Poynting通量之间找到直接关系，如（1）所示（参见Banks和Kockarts [1973] 和Horwitz [1996]，方程1）。 以SI单位
, ( 1 )
其中是离子温度，是中性温度，是中性质量，是相对于中性离子的离子速度，是在高度的Poynting通量，是Pedersen电导率，是 环境磁场，BF是高度的环境磁场。 我们假设冻结离子并利用。
[8] 该模型的一个问题是，尽管（1）与碰撞频率无关，但是当碰撞频率小于其他过程（例如对流）的时间常数时，我们不期望应用该平衡。因此，通常认为与焦耳耗散相关的离子加热限于电离层的E和较低F区，这意味着产生的上升流可能相对较弱。离子加热的另一个来源是软电子（lt;500 eV）的沉淀[Liu et al。，1995; Horwitz，1996]。 Ogawa等人清楚地证明了这一点。 [2000]，他们使用雷达观测来比较原位电离层离子和电子温度与场对准离子流速度。他们表明离子上升主要与增强的电子温度有关。电子加热导致通过与增强的电子温度相关联的双极电场的离子上升流。因为电子加热发生在更高的高度，所以通常认为这将导致比较低海拔处的离子加热更大的流出。
[9] Strangeway et al。 [2000]没有评估电子沉淀在其早期工作中的重要性，因此重要的是我们重新进行分析，包括沉淀电子作为离子流出的潜在驱动力。 日侧尖峰是软电子沉淀的一个明显位置; 实际上这是尖峰场线的特征之一，其中磁鞘电子进入磁层。
[10] 图1显示了产生电离层流出的两个主要途径的流程图。左侧显示了通过坡印亭通量的电磁能流动，而右侧显示了颗粒能量流动，主要通过软电子沉淀。如上所述，坡印亭通量导致离子摩擦加热，这增加了电离层标度高度，而电子沉淀加热电离层电子。这也通过产生双极电场来增加标度高度。还应注意，虽然（1）显示了坡印亭通量和离子加热之间的清楚的关系，但是电子沉淀的作用更复杂。电子加热不仅仅是电子能量通量的函数，而且还取决于光谱的硬度。较高能量的电子倾向于太深地渗入电离层。这在我们的统计分析中也将变得清楚。此外，虽然两个过程因此导致电离层上涌，但是这两个过程都不充分地加热离子以使它们逃逸，并且因此促使横波加热以产生离子锥体，其然后可以逸出。
流程图显示了对电离层的能量输入和离子流出之间的关系。 图的上半部分对应于在FAST的观察，而下半部分是推断的途径，由此坡印亭通量或电子沉淀导致离子上升流和随后的流出。 标记箭头的数字是基于对数回归的相关系数，来自第3节中提供的统计分析。
[11] 图1的上部示出了在FAST高度处测量的参数。每个连接箭头标记有从本文中呈现的统计分析导出的相关系数。该图的下部示出了被推断为在较低海拔处发生的过程。连接各种单元格的箭头标记为“因果”，“可能因果”和“相关”。“因果”箭头指示已知为因果关系的过程，而“可能因果”箭头指示可合理地因果关系。例如，与大规模Poynting通量相关联的场对准电流可以通过电流驱动不稳定性产生ELF波，并且由于相同的原因，沉淀电子也可以产生波。由灰色指示的最后一种类型的箭头示出了相关的但不具有直接因果关系的过程。特别地，向下的坡印亭通量和软电子沉淀趋于发生在尖点区域中。两者都与在磁层顶的重新连接有关，但是坡印廷通量不引起尖点电子沉淀，反之亦然，尽管在这里也有一个警告。导致Poynting通量（例如，场对准电流的区域中的平行电场）的消散的任何过程将导致粒子激励，从而将能量从左手侧的路径传递到右手侧。
[12] 我们探索离子流出的各种潜在驱动力之间的统计关系，如在FAST高度观察到的，有两个原因。 第一个是确定哪个是最好的控制参数。 第二个是提供可用于希望包括电离层流出的计算模型（例如，Winglee等人，2002）但具有取决于外部驱动器的可变速率的缩放定律。 这些比例定律应该被视为与提供流出率作为诸如或的指数的函数的其他法律互补（例如，Peterson等人，2001，以及其中的参考文献）。
[13] 对于诸如此类的相关研究，谨慎的词是有序的。 相关性不是因果关系，并且虽然强烈地指示因果关系，但是可能需要一些其他测试来提供因果关系的明确证明，特别是如果相关系数之间的差小的话。
[14] 本文的纲要如下。下一节介绍本研究中使用的FAST数据的示例。虽然FAST粒子和场数据包括作为用于波场的粒子和频率的能量和角度的函数的测量，但是如在部分2和附录A中所讨论的，这些被减少为积分，以便执行相关研究。第3节介绍统计分析的结果，第4节讨论这些结果的意义。特别是，我们发现，确定离子流出速率的单一最佳控制因素是沉淀电子密度，虽然DC Poynting通量可以用作代替沉淀电子通量的测量。我们还得到可用于将离子流出参数化为作为这两个控制因子的函数的缩放定律，其例如在大规模模拟中可能是有用的。最后一节总结了我们的结果，并且描述了从这里提出的工作中进行的未来研究。
- 快速数据概述
[15] 图2显示了1998年9月25日在轨道8276上获得的FAST数据。这些数据由Strangeway等人 [2000]认为与大型尖瓣流系统相关的焦耳耗散是驱动流出的一个重要因素。 从顶部到底部，该图示出作为能量（图2a）和俯仰角（图2b），作为能量（图2c）和俯仰角（图2d）的函数的离子差能量通量的函数的电子差分能量通量， ELF波频谱从30Hz到16kHz（图2e），在自旋平面中测量的电场（图2f），名义上沿着航天器速度矢量，以及磁场中的偏移投射到场对准坐标中（图2e） 2g）。 场对准坐标使得图2g中的黑色迹线示出了在垂直于磁子午线的方向上与IGRF模型场的偏离，该偏离是向东的。
该图示出了作为（a）能量和（b）俯仰角的函数的电子差分能量通量; 离子差能量通量作为（c）能量和（d）桨距角的函数; （e）使用板载数字信号处理器（DSP）获得的ELF波功率; （f）自旋平均电场，沿着投射到自旋平面中的航天器速度矢量测量; 和（g）在场对准坐标中来自IGRF模型场的磁场偏差。
[16] 图2中的数据是在FAST在中午 - 午夜当地时间部分的日期进入极地上限时获得的。不久之后0004：30 UT，航天器进入极地帽。在穿过该边界时，观察到沉淀磁电子束电子的强通量，特征能量约为300eV（图2a）。同时，观察到具有约1keV能量的磁电子束离子（图2c）以及强离子锥体（图2d）。在这项研究中，大多数离子流出与离子锥体有关。还看到大的场对准电流，具有〜1200nT的净向东偏转（图2g）。在强电子沉淀的区域中观察到该向下的电流，但是与夜间极光区“反向V”电子不同，沉淀电子不确定电流的极性。假设向上流动的低能电子（低于检测器的能量阈值）携带向下的电流。磁铁鞘颗粒是在FAST高度观察到的尖点的特征。磁场偏转也是喉部区域的特征，其取向由IMF控制[Cowley，1981]。在0008 UT之后，航天器离开强磁密封颗粒沉淀的区域并进入极性盖本身。仍然观察到离子流出和沉淀磁电管电子，虽然两者都比尖端中的弱。
[17] 在他们早期的分析中，Strangeway et al。 [2000]将峰值坡印通量与在观察到流出的间隔上测量的峰向上离子通量相关。 考虑到流出物的高度可变的结构，不清楚峰值流量是否代表流出量。 在这项研究中，我们将使用两种不同的统计测量。 第一个是通过在观察到流出的间隔上积分计算的平均值。 平均值是比峰值更稳健的量度，但是通过限制观察到流出的间隔，我们不测试能量输入（由粒子或场携带）与流出不相关的零假设。 为了解决这个问题，我们还进行逐点相关分析。 用于这种相关分析的数据示于图3中。
用于统计调查的数据的一秒平均值，对应于图2所示的间隔。该图示出了（a）滤波电场和（b）垂直磁场数据; （c）相关联的“DC”坡印通量，正向下; （d）电子数和（e）能量通量，均为正向下; （f）ELF振幅; 和（g）离子数通量，正向上。 用于获得这些平均值的方法在附录A中描述。
[18] 图3中的数据是各种能量输入和相关离子流出通量的1-s平均值。 因为FAST上的不同实验的数据速率不同，所以有必要对数据进行平均和重采样。 为此，我们首先对粒子通量进行积分以获得离子和电子的能量通量和数量通量。 然后用五点窗平滑这些通量，并内插以形成具有1-s分辨率的均匀间隔的时间序列。 对于电子，通量被限制为高于50eV的能量以去除光电子污染，而离子通量被限制为低于沉淀磁电管和等离子体片离子的能量，即通常低于100eV，但是如果锥形能量 超过100 eV，如图2中的
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