基于行星际磁场阿尔芬特性的星载磁通门磁强计在轨标定新方法

准确的磁场测量对深入研究空间等离子体环境具有重要意义.星载磁通门磁强计的磁补偿随时间缓慢变化,因此,需要对其进行常规的在轨标定.现有的在轨标定方法都依赖于磁扰动或磁结构事件的筛选,导致标定结果的频次受限于事件的筛选,且差的事件还会增大计算误差.为此,本文研发出一种不依赖于磁场事件筛选的在轨标定新方法.根据行星际磁场强度的取值范围,我们可建构一个磁补偿取值空间.不同的磁补偿值会影响行星际磁场的阿尔芬特性;于是,我们通过在磁补偿空间中找到使被调整之后的行星际磁场的阿尔芬特性最强的点作为磁补偿值的最优解.测试结果表明,我们的新方法可以利用1~4 h时长的行星际磁场数据获得误差小于0.1 nT的标定结果.

行星际磁场B_y分量对地球磁层顶场向电流调制

采用三维可压缩MHD数值模拟研究了行星际磁场By 分量的变化对磁层顶重联区场向电流大小和分布的影响 .行星际磁场通过模拟区x =-Lx 处左边界条件Bby来影响重联过程 ,从而改变重联区的场向电流 .研究结果表明边界条件Bby的突然改变 ,能使重联区场向电流迅速增加 ,甚至达到增大一个量级的水平 .Bby本身的存在(即不为零 )也会使场向电流维持在一个较高的水平 .由于行星际磁场By 分量不为零 ,而形成模拟区磁场By 不对称分布 ,这种不对称分布是场向电流不对称分布产生的主要原因 .这些结果是与Orsted卫星最新观测结果和地面观测结果相符合的 ,它表明行星际磁场By 分量对地球空间场向电流有较大的调制作用 .

行星际磁场北向时太阳风－磁层的能量耦合

利用量纲分析法研究太阳风磁层的能量耦合问题。得到了在考虑磁层对太阳风的粘滞作用情况下，行星际磁场北向时的太阳风－磁层能量耦合函数，并首次在耦合函数中引入太阳风温度变量，在此基础上得到了一般情况下的太阳风－磁层耦合函数．

行星际磁场对磁尾场向电流发生率的影响

利用Cluster卫星的磁场和等离子体探测数据,研究了行星际磁场(IMF)时钟角(clock angle)Φ和锥角(cone angle)θ对磁尾等离子体片边界层(PSBL)区场向电流发生率的影响.当时钟角Φ>0时,磁尾场向电流的发生率较高,这表明磁尾场向电流的发生与昏向太阳风条件更为密切;当90°<|Φ|<180°时,场向电流的发生率较高,这表明场向电流的发生与南向IMF更为密切.当锥角θ<30°时(即IMF与日地连线夹角较小时)场向电流的发生率较低.而当θ>30°时,场向电流在90°<|Φ|<180°的情况下发生率明显增大,这说明南向IMF情况下,场向电流发生率明显增大.但是当|Φ|<90°时(北向IMF情况下),尽管θ很大,场向电流的发生率并未明显增大.当θ>70°时,且在140°<Φ<160°的行星际磁场条件下,磁尾等离子体片边界层区场向电流的发生率最大.

一次行星际磁场南向突变的高纬电离层对流响应特征

本文利用北半球的超级双极光雷达网数据，考察了一次行星际磁场南向突变时高纬电离层对流的响应特征，着重分析了响应的时间尺度．对所研究的事件，行星际磁场南北分量在1．5min内从＋7nT突变到-8nT，而在突变前后约40min内都保持相对稳定．结果表明，电离层对流的初始响应发生在磁正午附近，相对于行星际磁场突变到达磁层顶的时间有大约3min的滞后；响应与磁地方时有明显依赖关系，离磁正午越远，响应的滞后时间越长，晨昏两侧的对流响应比磁正午滞后约6min，磁午夜的对流响应比磁正午滞后约12min；对流重新趋于稳定的时间与磁地方时没有明显的依赖关系，该时间尺度约为10～14min．

中低纬电离层对行星际磁场南向翻转的响应

利用卫星和地面台站的历史数据,研究了中低纬电离层f_0F_2对强行星际磁场南向翻转的响应.结果表明,行星际磁场南向翻转能引起电离层扰动式响应,响应特性与纬度、季节和翻转时刻的地方时有关.在中纬,发生在夏分季和夜间的翻转能造成较强的电离层负响应,其幅度随纬度的降低而变弱,在恢复过程中存在不规则振荡;在低纬,南向翻转引起的电离层响应在夏分季较强,在冬季则较弱,且易被淹没在电离层自身的扰动中.分析指出电离层最大负响应与翻转后南向磁场极大值之间有着较好的线性关系.

不同行星际磁场条件下极向运动极光结构的多手段联合观测

利用北极黄河站三波段全天空成像仪(ASI)的高分辨率的地面极光观测数据,联合欧洲非相干散射雷达(EIS-CAT)Svalbard雷达(ESR),超级双子极光雷达网(SuperDARN)雷达等观测,研究了发生在2003年12月22日0900—1010 UT时间段内极区电离层极光和等离子体的变化特征。研究发现在不同行星际磁场(IMF)条件下,黄河站极光ASI均观测到了一系列极向运动极光结构(PMAFs),其特征为极光在赤道向一侧点亮后向高纬扩展。这些PMAFs都伴随有明显的粒子沉降特征,且在IMF北向时该粒子沉降能达到更低的电离层E层区域,而此时这些PMAFs相应位置的高纬电离层出现了一个典型反向对流涡,这是高纬(尾瓣)重联的典型特征之一。这些结果表明北向IMF条件下的这些PMAFs是由高纬重联所产生。在IMF南向时,黄河站观测到的PMAFs可跨越更广的地磁纬度,表明其演化时间亦较长,其相应区域的电离层特征也表明该PMAFs由日侧磁层顶低纬磁重联所产生。

日冕中的Ⅲ型爆发源与行星际磁场线的比较

本文将ＮａｎｃａｙＭａｒｋⅢ射电日像仪１９８０年３月至１９８１年９月高空间、高时间分辨率观测资料作了处理，发现日冕中大多数Ⅲ型爆发源都集中在黄道面附近；分布在黄道面北面的Ⅲ型爆发多于南面，西面多于东面；９２．０％的Ⅲ型爆发源分布在黄纬４０°以内．这些源与同期的ＩＳＥＥ—３飞船射电频谱仪获得的行星际磁场线相比对，发现行星际磁场的黄纬分布同Ⅲ型爆发源的分布有明显的对应关系．证实了行星际Ⅲ型爆发与日冕中的Ⅲ型爆发源的密切关系．

不同行星际磁场南向事件引起的中纬电离层暴

分析了三次不同类型行星际磁场南向事件引起的北半球中纬地区电离层暴的演化特性。结果表明,该区域内电离层暴的演化与行星际磁场南向分量的固有特性密切相关。1978年9月29日的事件,南向磁场强且持续时间长,各台站电离层暴的正负变化特征明显;1981年7月25日的事件,磁场强但不稳定,南北向翻转快,电离层暴变化剧烈且形态复杂;1978年1月4日的事件,磁场弱,电离层暴以正相为主。

行星际磁场B_y分量对磁尾场向电流的控制作用

利用Cluster卫星的磁场探测数据及ACE卫星的行星际磁场(IMF)探测数据,研究了IMF B_y分量(IMF|B_y|<10nT)对磁尾等离子体片边界层(PSBL)区场向电流发生率和密度的影响.研究显示:与IMF B_y分量为负时进行比较,IMF B_y分量为正时场向电流的发生率更高,约55.6%;当IMF|B_y|>4nT时场向电流发生率占总发生率的77.4%;场向电流发生率随IMF|B_y|的增大而增大,且具有很好的线性相关关系,当IMF B_y分量为正时,相关性更好;场向电流密度也随IMF|B_y|的增大而增大,同样具有很好的线性相关关系,当IMF B_y分量为正时,相关性更好.以上结果表明,IMF B_y分量对磁尾场向电流的产生和变化具有很强的控制作用,并且昏向IMF变化与场向电流变化的关系更加密切.

日面方位磁场扰动和行星际磁场螺旋结构

本文采用球坐标下 2 .5维理想MHD模型 ,对日球子午面内方位磁场扰动的传播进行数值模拟 ,重点分析它对行星际磁场螺旋角的影响 .本文认为 ,观测到的行星际磁场螺旋角大于Parker模型的预言值 ,是太阳表面不断向行星际发出同向方位磁场扰动的结果 ;太阳较差自转在太阳内部产生的方位磁场为这类扰动提供了源头 .模拟结果表明 ,采用持续时间等于周期的十分之一、扰动幅度为 10 3nT量级的正向方位磁场扰动 ,就可使 1AU处行星际磁场的螺旋角增加 2°左右 ,与有关观测结果相符 .模拟结果还表明 。

行星际磁场（IMF）B_y分量对磁正午前后区极光嘶声发生率的调制

利用南极极点站（磁纬约７５°）１９８６年３１—３８ｋＨｚ频率的ＶＬＦ波数据和卫星观测的ＩＭＦＢｙ分量数据，分析研究了ＩＭＦ晨昏分量Ｂｙ对高纬ＶＬＦ极光嘶声统计发生率周日分布的影响．结果发现，马对极光嘶声的统计发生率的磁地方对（ＭＬＴ）分布有明显的调制作用．磁正午前后的ＶＬＦ统计发生率不对称，Ｂｙ为正，午后发生率大于午前；Ｂｙ为负，午前发生率大于午后．Ｂｙ极性对夜侧ＶＬＦ发生频次的磁地方时分布也有明显影响．

行星际磁场扰动下极区热层中性风对夜侧离子拖曳的响应

离子拖曳可以对极区的高层大气中性风场产生强烈影响。行星际磁场(interplanetary magnetic field,IMF)扰动期间,通过全天空法布里-帕罗干涉仪(all-sky Fabry-Perot interferometer,all-sky FPI)的观测数据,分析了2012年1月21日21:21UT^2012年1月22日00:11 UT期间北极黄河站(78.92°N,11.93°E)上空630.0 nm氧原子辐射高度的中性风视线风场。行星际扰动数据与同时期离子风数据的对比分析表明,行星际磁场扰动使得Super DARN监测到的F层夜侧离子运动加速,高速运动的离子与中性风发生耦合,离子以传送动力给中性大气并向其运动方向拖曳的方式改变中性风的风场形态。

行星际磁场对极尖区位形变化的统计研究

利用Cluster卫星数据,选取2001—2010年期间的616个极尖区穿越事件,研究了行星际磁场(IMF)的大小和方向对极尖区位形的影响.结果表明:当B_z为北向时,随着B_x负向的增大,极尖区的磁不变纬度向高纬方向(极区)移动;当B_z为南向时,随着B_x负向增大,极尖区的磁不变纬度略微向低纬度方向(赤道)移动.B_x正向增大时,极尖区并没有明显移动.B_x对极尖区影响在南半球较为显著,在北半球没有明显规律性变化.此外,随着行星际磁场锥角的增大(>90°),极尖区也随之向高纬移动.当B_z南向时,随着B_y的负向增大,极尖区在北半球向晨侧移动,在南半球向昏侧移动.而当B_z南向增加时,南北半球两个极尖区的磁不变纬度都朝赤道方向移动;但北向B_z时几乎没有移动.

行星际磁场与磁尾磁通量绳形成的关系

收集了Cluster卫星在2001-2005年间观测到的磁尾磁通量绳事件,并对磁通量绳(magnetic flux rope)形成及其内部磁场结构与行星际磁场(IMF)的关系作了统计研究.考虑磁通量绳被观测到时行星际磁场的条件,在所有73个磁通量绳事件中,行星际磁场By分量占有主导地位的事件有80%,且78%的事件具有与行星际磁场By分量相同方向的核心场.行星际磁场通过在磁层顶与地球磁场相互作用改变南北等离子体片内磁场相对方向,形成有利于磁通量绳形成的磁场位形,并且行星际磁场By分量的方向对磁通量绳内部核心场的方向具有决定性影响.从统计结果来看,磁通量绳的形成并不会依赖于行星际磁场Bz分量的方向.

行星际磁场北向时磁层顶区磁场重联的全球模式

在对背阳面磁层顶区局域磁场重联模拟的基础上提出了一个行星际磁场北向时磁层顶磁场重联的全球模式．行星际磁场北向时碰层顶磁场重联导致近地尾瓣的能量被输送到远磁尾，太阳风能量不在磁尾储存，向阳面磁层顶变厚，磁层受到一系列扰动．

运用三维运动学模型对行星际磁场南北分量的预测

提出一种可能产生行星际磁场南北分量扰动的物理机制 ,并将此物理机制运用于三维运动学模型 ,对原模型作了改进 .使用改进后的模型模拟研究了 1 997年 5月 1 2日 0 6:30UT爆发的晕状 (halo)日冕物质抛射 (CME)事件对行星际磁场和等离子体的扰动 ,以及1 978— 1 981年间 1 7个与CME有关的行星际扰动事件 .在 1 7个事件中有 1 4个事件可准确预测出行星际磁场南北分量的方向 ,准确率为 82 % .结果表明 ,模型计算出的行星际磁场南北分量的扰动方向与观测的方向是基本一致的 .

午后极光强度与行星际磁场的相关

利用 1 997年和 1 998年南极中山站多通道扫描光度计的地面观测数据和WIND卫星在弓激波上游对行星际磁场 (IMF)的观测数据 ,对午后高纬极光强度与IMF各分量、以及时钟角之间的相关进行了定量研究 .统计表明 ,630nm的强度Ir 随IMFBx 的增大而减小 ,其线性相关系数为 - 0 .83 ;而 557.7nm的变化趋势与此相反 ,其相关系数要低得多 .630nm的强度随IMFBy 的变化曲线为一“V”形结构 ,其谷底在By=- 3nT附近 ;557.7nm的强度也有相似的变化趋势 ,其谷底的位置在By=- 2nT附近 .极光强度随IMFBz 的变化曲线为一倒着的“Z”字形结构 .630nm的强度随IMF的模B的增大而增强 ,其线性相关系数达到 0 .89,而557.7nm与B之间的相关性要差得多 .极光强度随IMF时钟角的变化曲线为一倒“V”结构 ,其反转点在θ =1 30°附近 .

南极中山站电离层漂移特性及其对行星际磁场的响应

利用南极中山站数字式电离层测高仪在１９９５年的观测数据和ＩＭＰ８卫星观测的行星际磁场数据进行分析，揭示了南极极隙区纬度的电离层漂移的主要特征：电离层漂移主要是水平方向的运动，并且具有大体一致的日变化模式，在当地时间正午附近存在着指向极点的漂移运动，在晚上时间存在着离开极点的漂移运动，显示出在极区存在着逆阳对流；行星际磁场的平径向分量Ｂｙ在影响极隙区纬度电离层漂移运动方面起着主寻作用。当Ｂｙ＜０时，指向极点的漂移运动入口处大约在ＣＧＬＴ的７：００一８：００之间，并且在ＣＧＬＴ的０点左右的漂移运动方向偏西；当Ｂｙ＞０时，指向极点的漂移运动人口处大约在ＣＧＬＴ的９：００－１０：００之间，并且在ＣＧＬＴ的０点左右的漂移运动方向偏东；南半球的等离子体对流图形大体上与北半球成镜面对称关系．

行星际磁场时钟角与地球磁层开放磁通的关系

地球磁层开放磁通F_(pc)是研究磁层动力学过程的重要参数之一,其与日侧和夜侧磁尾的磁场重联具有密切关系.日侧重联率控制稳定状态下磁层开放磁通的大小,主要受各种太阳风条件的影响.其中,行星际磁场(IMF)的时钟角是影响日侧重联率的一个重要因素.通过全球MHD模拟,研究了行星际磁场时钟角θ_c与地球磁层开放磁通F_(pc)之间的关系.结果表明,开放磁通F_(pc)随着行星际磁场时钟角θ_c逐渐接近180°(纯南向)而逐渐增加,两者之间的关系近似为F_(pc)∝sin^(3/2)(θ_c/2).由于表征行星际磁场与地球磁场剪切程度的θ_c影响日侧重联率,从而控制F(pc),该关系反映了二者之间的物理联系.