張曉芳， 劉立波， 劉松濤， 吳耀平

1 中國科學(xué)院地球與行星物理重點實驗室，中國科學(xué)院地質(zhì)與地球物理研究所， 北京 100029 2 61741部隊， 北京 100094 3 航天飛行動力學(xué)技術(shù)重點實驗室， 北京 100094

?

磁暴期間熱層大氣密度變化

張曉芳1,2,3， 劉立波1， 劉松濤2， 吳耀平2

1 中國科學(xué)院地球與行星物理重點實驗室，中國科學(xué)院地質(zhì)與地球物理研究所， 北京 100029 2 61741部隊， 北京 100094 3 航天飛行動力學(xué)技術(shù)重點實驗室， 北京 100094

基于CHAMP衛(wèi)星資料，分析了2002—2008年267個磁暴期間400 km高度大氣密度變化對季節(jié)、地方時與區(qū)域的依賴以及時延的統(tǒng)計學(xué)特征，得到暴時大氣密度變化的一些新特點，主要結(jié)論如下： 1)兩半球大氣密度絕對變化(δρa)結(jié)果在不同強度磁暴、不同地方時不同.受較強的焦耳加熱和背景中性風(fēng)共同作用，在北半球夏季，中等磁暴過程中夜側(cè)和大磁暴中，夏半球的δρa強于冬半球；由于夏季半球盛行風(fēng)環(huán)流造成的擾動傳播速度快，北半球夏季日側(cè)30°附近大氣，北(夏)半球到達峰值的時間早于南(冬)半球.而可能受半球不對稱背景磁場強度所導(dǎo)致的熱層能量輸送率影響，北半球夏季強磁暴和中磁暴個例的日側(cè)，南半球δρa強于北半球；春秋季個例中日側(cè)30°附近大氣，北半球先于南半球1～2 h達到峰值. 2)受疊加在背景環(huán)流上的暴時經(jīng)向環(huán)流影響，春秋季暴時赤道大氣密度達到峰值的時間最短，日/夜側(cè)大氣分別在Dstmin后1 h和2 h達到峰值.至點附近夜側(cè)赤道大氣達到峰值時間一致，為Dstmin后3 h；不同季節(jié)日側(cè)結(jié)果不同，在北半球冬季時赤道地區(qū)經(jīng)過更長的時間達到峰值. 3)日側(cè)赤道峰值時間距離高緯度峰值時間不受季節(jié)影響，為3 h左右.在春秋季和北半球冬季夜側(cè)，赤道大氣密度先于高緯度達到峰值，且不同緯度大氣密度的峰值幾乎無差別，表明此時低緯度存在其他加熱源起著重要作用.

熱層大氣密度； 磁暴； CHAMP衛(wèi)星； 半球不對稱性； 地方時和緯度依賴； 時延

1 引言

熱層大氣密度受到太陽輻射和地磁活動的顯著影響，傳統(tǒng)觀點認為，太陽輻射決定了熱層背景大氣密度的基本結(jié)構(gòu)和如太陽自轉(zhuǎn)周、太陽活動周等規(guī)律性很強的變化.太陽風(fēng)能量通過與磁層相互作用以焦耳加熱和粒子沉降等形式進入高緯電離層和熱層，在磁擾期間，耦合進入大氣層的太陽風(fēng)能量顯著增強導(dǎo)致熱層發(fā)生一系列復(fù)雜的物理過程，造成極區(qū)大氣成分、溫度的變化，以及加熱膨脹從而改變大氣環(huán)流(Wilson et al., 2006).其中，中性大氣密度對磁暴響應(yīng)最明顯的區(qū)域在高緯度(Liu and Lühr, 2005).局地加熱還能夠在高緯激發(fā)重力波(Bruinsma et al., 2006).高緯擾動通過大尺度環(huán)流和大氣行進擾動等形式向中低緯度區(qū)域傳播，產(chǎn)生具有幾小時延遲性的低緯擾動，從而磁暴驅(qū)動的大氣密度增強成為全球現(xiàn)象.

模式以及利用衛(wèi)星觀測結(jié)果(Sutton et al., 2005; Liu and Lühr, 2005；Forbes et al., 2005；周云良等，2007；Zhou et al., 2009)均表明，磁暴期間大氣密度和成分都有全球性的劇烈變化.但是當前廣為應(yīng)用的經(jīng)驗大氣密度模型嚴重低估了地磁活躍時期的大氣密度.研究磁暴期間熱層大氣密度變化不僅對理解磁層-電離層-熱層耦合十分重要，而且對低軌道衛(wèi)星的精確定軌具有重要意義.基于CHAMP和GRACE星載加速度儀的高分辨率數(shù)據(jù)，一些研究給出了大磁暴過程中熱層的全球變化(Bruinsma et al., 2006; Sutton et al., 2005; Liu and Lühr, 2005)以及不同類型磁暴對大氣密度的影響(Lei et al., 2011; Liu et al., 2012; Chen et al., 2012)，關(guān)注了大氣密度隨緯度、地方時、季節(jié)、太陽活動周期變化特點以及高緯度大氣向低緯度的傳播速度等問題.但是對于同一問題的研究存在多樣的結(jié)果.

以暴時中性大氣密度變化的季節(jié)不對稱性為例，Bruinsma 等(2006)對2003年11月20—21日磁暴過程的分析表明日側(cè)夏半球大氣密度的增強明顯強于冬半球， Liu等(2012)利用時序疊加分析的CIR磁暴分析表明，高緯度中性大氣日側(cè)平均變化為40%左右，高于冬半球26%，而Sutton等(2005)對于2003年10月28—11月1日磁暴分析則指出冬半球的大氣密度變化強于夏半球，Burns 等(2004)的模擬結(jié)果表明暴時熱層溫度和成分的增強在冬季比夏季大.對于夜側(cè)的季節(jié)不對稱性，不同磁暴個例也給出了不同的分析結(jié)果(Liu and Lühr, 2005; Bruinsma et al., 2006).關(guān)于暴時大氣密度擾動的傳播速度，Sutton等(2005)認為夜間密度擾動傳播速度比白天更大，而Liu 等(2012)則認為冬季半球的日間傳播速度大于夜間.

導(dǎo)致上述對同一磁暴分析結(jié)果的差異，有可能一方面是數(shù)據(jù)分析方法不同所致，另外一方面，由于暴時大氣密度變化影響因子眾多，個例分析結(jié)果不一定具有普適性.為了更清楚了解地磁擾動對熱層大氣密度影響，本文利用2002—2008年CHAMP衛(wèi)星400 km高度大氣密度資料，通過對267個不同強度磁暴過程中大氣密度變化的分析，來認識暴時大氣密度變化的區(qū)域差異、季節(jié)和地方時變化以及對磁暴響應(yīng)的時延特征.相對于以往個例研究工作，我們將得到統(tǒng)計學(xué)特性，為未來進一步的暴時高層大氣密度變化機理分析和準確預(yù)報提供參考.

2 數(shù)據(jù)處理

高層大氣密度數(shù)據(jù)來自CHAMP衛(wèi)星加速度計的反演資料，數(shù)據(jù)來源于科羅拉多大學(xué)網(wǎng)站 (http:∥sisko.colorado.edu/sutton/data.html)，具體分析過程請參見Sutton 等(2005)和Liu等(2005).CHAMP軌道為近圓形極軌，傾角87.3°，其繞地周期約為94 min，每天繞地球15.4圈，約每130天可覆蓋全部太陽地方時.為了避免CHAMP 衛(wèi)星軌道高度變化帶來的密度變化，假設(shè)密度沿高度分布滿足氣體擴散平衡方程，利用MSIS00模式將大氣密度歸一到400 km高度.如圖1(a—b)所示，CHAMP衛(wèi)星軌道分為升軌和降軌，各對應(yīng)于大致相同地方時，兩者相差12 h.根據(jù)磁暴過程中衛(wèi)星所處磁地方時(MLT)將其分為4個扇區(qū)：05∶00—09∶00 MLT為清晨扇區(qū)，10∶00—16∶00 MLT為白天扇區(qū)，17∶00—21∶00 MLT為黃昏扇區(qū)，22∶00—04∶00 MLT為夜晚扇區(qū).為了獲得大氣密度的時間-緯度的二維連續(xù)分布，對軌道數(shù)據(jù)進行了網(wǎng)格化插值，各軌道之間數(shù)據(jù)缺失區(qū)域以插值填充，從而保證在時間和緯度都是連續(xù)的.季節(jié)的劃分處理是，6—8月(June-August，JJA)為北半球夏季(南半球冬季)，12月、1—2月(December-February，DJF)北半球冬季(南半球夏季)，3—5月(March-May，MAM)和9—11月(September-November, SON)為春秋季.

為了區(qū)分磁暴強度類別，采用Srivastava and Venkatakrishnan(2004)和Gonzalez等(1999)對磁暴強度的分類標準，根據(jù)磁暴過程中Dstmin將磁暴分成以下幾類：-30>Dstmin≥-50 nT為小磁暴，-50>Dstmin≥-100 nT為中等磁暴，-100 >Dstmin≥ -200 nT為強磁暴，Dstmin<-200 nT為大磁暴.在確定一次磁暴事件時規(guī)定磁暴過程中Dst最小值Dstmin前后2天(48 h)為一次過程.這種方法所確定的磁暴的過程會漏掉一些連續(xù)磁暴個例，如圖2所示，2003年10月29日—11月1日期間發(fā)生了三次磁暴過程，這種在前一次磁暴還沒恢復(fù)即又發(fā)生的磁暴在以下進行統(tǒng)計分析時只分析強度最強的個例.

圖1 2003年11月21日CHAMP衛(wèi)星軌道對應(yīng)的地方時-地理緯度 (a)和磁地方時(MLT)-地磁緯度(Mlat) (b)，以及20—21日磁暴引起的日側(cè)(c)和夜側(cè)(d)大氣密度擾動(單位: kg·m-3)的時間-緯度分布圖c中實線為Dst指數(shù)(單位: nT)，圖d中實線為ap指數(shù)，X軸零時為Dst指數(shù)最小時.Fig.1 Geographic latitude versus local time (a) and geomagnetic latitude versus magnetic local time (b) for CHAMP during 21 Nov.; geomagnetic latitude versus daytime (c) and nighttime (d) response of CHAMP total mass density absolute variations (unit: kg·m-3) at 400 kmAlso shown are the hourly Dst Index (c) and the 3-hourly ap index (d), and epoch time zero denotes the time of Dstmin (unit: nT) for storm of 20—21 Nov., 2003.

圖2 2003年11月21—22日磁暴(a—f)和10月29—31日磁暴(g—l)過程中60°N(實線)/60°S(點線)總的大氣密度(左欄)，大氣密度絕對變化(中欄)以及相對變化(右欄)，其中(a—c)、(g—i)為日側(cè)結(jié)果，(d—f)、(j—l)為夜側(cè)結(jié)果Fig.2 Daytime (a—c, g—i) and nighttime (d—f, j—l) responses of total density (ρ, left panels), density absolute variations (δρa, middle panels) and relative variations (δρr, right panels) at 60°N (solid lines), 60°S (dot lines) geomagnetic latitude from CHAMP for storms of 20—21 Nov., 29—31 Oct., 2003. Dash lines in (d) and (j) denote the hourly Dst index, and epoch time zero means the time of Dstmin

3 分析結(jié)果

低地磁活動條件下熱層密度具有顯著的太陽活動、季節(jié)和地方時依賴特性.以低緯度(30°S—30°N)為例，400 km高度大氣總密度日均值在2002年比2008年高了近一個量級；每日大氣密度峰值出現(xiàn)在地方時15時左右，谷值在04時左右，兩者比率可達3倍以上；受熱層大尺度環(huán)流影響(Fuller-Rowell, 1998; Qian et al., 2009)，大氣密度具有明顯的季節(jié)變化，表現(xiàn)為在春秋分時最大，在六月夏至最小.

為了剔除背景影響，在下面的分析，我們考慮了暴時總大氣密度ρ相對于同一地方時磁靜日大氣密度(ρq)的差值，即大氣密度絕對變化δρa和相對變化δρr，其中δρa=ρ-ρq，δρr=δρa/ρq.對于絕對變化δρa和相對變化δρr哪個更適合代表暴時大氣密度變化的物理過程，當前并沒有定論(Liu and Lühr, 2005). Burns等(2004)指出δρa與暴時能量的輸入比δρr更為接近，F(xiàn)uller-Rowell等(1996)利用δρa檢驗了大氣風(fēng)場和成分的變化；而Ercha等(2012)則指出δρa受高度影響具有一定的系統(tǒng)誤差，從而利用δρr分析了暴時大氣密度變化的半球不對稱性，Lei 等(2011)為了減小季節(jié)性和局地地方時的影響分析了CIR磁暴過程中δρr的變化特征.為了給出更為全面完整的暴時大氣密度變化特征并且檢驗兩個物理量間的相同以及不同之處，我們以下分別給出了兩個物理量的結(jié)果.由于經(jīng)驗?zāi)Ｊ讲荒芙o出大氣密度在低緯度的雙峰結(jié)構(gòu)導(dǎo)致模式估測的大氣密度在峰值區(qū)低了近15%～20%(Liu et al., 2005)，這里ρq采用磁暴開始前CHAMP衛(wèi)星在附近位置的測量結(jié)果.

3.1 磁暴個例對比分析

圖1(c—d)給出的是2003年11月20—21日大磁暴過程400 km大氣密度絕對變化δρa全球分布，CHAMP觀測的地方時分別為1020-1050 MLT和2220-2250 MLT.由圖1可見，在磁暴主相爆發(fā)后，高緯度大氣密度突然增強，并向中低緯度傳播.日側(cè)大氣密度先從南半球開始增強并向中低緯度傳播，大約在磁暴急始后2 h，中性大氣密度的第一次反應(yīng)出現(xiàn)在南半球72°附近；在Dst達到極小值前2 h左右，北半球75°左右出現(xiàn)了大氣密度增強峰值；從大氣密度的峰值看，晝夜半球密度的增強是不對稱的，日側(cè)峰值強度高于夜側(cè)，且超前夜側(cè)2 h出現(xiàn).所得特征與Bruinsma 等(2006)和 Liu和Lühr(2005)的一致.

為了更加量化的給出暴時大氣的變化特點，我們列出了多個磁暴大氣密度變化.對于一些個例，由于衛(wèi)星軌道傾角特點，高緯度如圖1c中-75°以上的區(qū)域基本缺測，如果計算60～90°的平均值的話，兩側(cè)半球比較會產(chǎn)生較大的誤差，因而在以下的分析中分別取0°，南北緯30°和南北緯60°為代表進行分析，從而考察緯度對大氣密度的影響.

圖2給出了2003年11月份大磁暴和2003年10月29—11月1日三個連續(xù)磁暴過程南北緯60°總大氣密度ρ以及大氣密度絕對變化δρa和相對變化δρr的對比情況.可見盡管60°并不是大氣密度增強的峰值區(qū)，但其發(fā)展特征與全球峰值變化特點(Liu and Lühr, 2005)是一致的.例如在2003年11月的磁暴中，大氣密度變化日側(cè)南半球明顯強于北半球，而夜側(cè)半球并不明顯.對于2003年10月29—31日三個連續(xù)磁暴中，Sutton 等(2005)研究表明，在最強磁擾期間大氣密度的增強達到了200%～300%，日側(cè)增強幅度在北半球遠大于南半球，我們的結(jié)果與其一致.如圖2(g—i)所示，日側(cè)大氣密度峰值除了在第二個磁暴中南半球相當外，第一和第三個磁暴中的日側(cè)，盡管到達峰值時間不同，但北半球的δρa、δρr均明顯強于南半球.

對于大氣密度變化地方時和半球性特點，不同個例可得出相同的結(jié)果，例如對于圖2所示2003年11月份大磁暴和2003年10月29—11月1日三個連續(xù)磁暴的夜側(cè)，無論是總大氣密度還是大氣密度絕對變化，均小于日側(cè).但是也存在結(jié)論不同的方面，例如對于夜側(cè)大氣密度的半球性，11月20—21日磁暴中日側(cè)南半球的ρ和δρa明顯強于北半球，而在10月29—31日的3個磁暴中第一和第三個磁暴中的日側(cè)δρa卻是北半球強于南半球.既然暴時熱層-電離層-磁層的耦合是一個很復(fù)雜的過程，由于影響因子的權(quán)重不同，在不同的個例可能得出相反的結(jié)果，以下我們對多磁暴個例進行了統(tǒng)計結(jié)果分析，分別分析了在其他條件相同情況下的磁暴過程中的大氣密度變化以及高緯度大氣增強向赤道傳播的區(qū)域、季節(jié)和地方時特性.

3.2 統(tǒng)計分析結(jié)果

磁暴是全球性的地磁場強烈擾動, 通常是由與日冕物質(zhì)拋射(CME)或共轉(zhuǎn)相互作用區(qū)(CIR)相聯(lián)系的到達地球軌道的南向行星際磁場(IMFBz<0)引起，較強而持續(xù)的南向IMFBz使得巨大的太陽風(fēng)能量通過磁重聯(lián)機制進入地球空間，導(dǎo)致包括磁層與電離層以及中高層大氣的整個地球空間都會發(fā)生一系列擾動.CIR引發(fā)的磁暴大部分是中小磁暴，實際上Liu等(2012)進行分析的CIR磁暴時序疊加分析中值僅為-20 nT.Bz分量的變化特點是區(qū)分不同行星際源的重要信號，一般來說，CME驅(qū)動的磁暴過程中，Bz快速轉(zhuǎn)為南向并持續(xù)，而CIR驅(qū)動的磁暴中，Bz不斷在南北向間波動.無論是由何種行星際源引發(fā)，磁暴對于高層大氣密度的影響程度更多的取決于磁暴強度.

圖3給出了不同強度磁暴過程中部分參數(shù)的時序疊加結(jié)果.從圖可見磁暴過程的發(fā)生發(fā)展特點.隨著太陽風(fēng)動壓加強和行星際磁場轉(zhuǎn)為南向及其持續(xù)，根據(jù)磁重聯(lián)理論在太陽風(fēng)、磁鞘、磁層頂內(nèi)側(cè)的電場相等條件下計算而得的重聯(lián)電場Em增強；由于暴時的能量注入首先發(fā)生在高緯極區(qū)，首先出現(xiàn)的是AE和ap指數(shù)(徐文耀，2009)的增強，表明亞暴和高緯度地磁擾動的發(fā)生，作為赤道環(huán)電流指數(shù)的Dst相對延遲1～3 h.不同強度磁暴過程所對應(yīng)參數(shù)的強度不同，如大磁暴中IMFBz可達-40 nT，中等磁暴中僅為-6 nT.盡管大磁暴過程中的擾動劇烈，但是磁暴持續(xù)時間與中小磁暴相差不大，若沒有新的能源注入，在Dstmin后48 h內(nèi)恢復(fù)到暴前水平.雖然根據(jù)地方時進行分類的磁暴強度類似，但是行星際參數(shù)卻是有差別的，如強磁暴過程中晨昏側(cè)磁暴個例對應(yīng)的太陽風(fēng)動壓增強早于且強于午夜側(cè)個例，在中磁暴個例中晚于午夜側(cè)個例，這是由不同磁暴的開始及持續(xù)時間不同所造成.引發(fā)磁暴的行星際源特點，如太陽風(fēng)速度、密度、動壓以及行星際磁場的方向和強度等變化對大氣密度強度、時空分布特點均有影響(Liu and Lühr，2005, 2010；Lei et al.，2008, 2010；Kwak et al.,2009; Guo et al.,2010).如Bruinsma等(2006)指出，410 km大氣甚至在Bz和By為零或者為正的情況下對Psw的增強都具有明顯響應(yīng)，表明太陽風(fēng)和中性大氣密度變化之間具有緊密的聯(lián)系.我們分析了大量行星際-磁層和地磁活動參數(shù)與磁暴過程中大氣密度變化間的關(guān)系.

根據(jù)CHAMP衛(wèi)星經(jīng)過所處MLT以及磁暴發(fā)生時的季節(jié)以及磁暴強度進行分類，表1給出了所分析2002—2008年的磁暴情況.由于磁暴的起始時間難以界定，且不同的磁暴發(fā)生發(fā)展持續(xù)時間不同，我們以Dstmin為零點分析了其前48 h到后72 h內(nèi)大氣密度變化情況，對于磁暴極值間隔時間小于2天的連續(xù)磁暴，只分析了強度相對大的磁暴.我們對同類磁暴過程中的參數(shù)做了時序疊加分析，考慮了每個個例情況給出了定量分析結(jié)果.

3.2.1 半球間的對比

對季節(jié)性分析時，為了去除磁暴強度影響僅對同一磁暴的不同半球進行比較.以下分析中發(fā)現(xiàn)，雖然高緯度的季節(jié)性更為明顯一些，但60°與30°的結(jié)論是一致的.圖4給出了磁緯60°大氣密度變化在不同強度磁暴過程時序疊加結(jié)果.如表1所示，符合條件的大磁暴只有一個夏季個例.由于個例的數(shù)量問題，對于冬季個例僅給出了中級磁暴時序疊加結(jié)果.由圖4(右欄)可見，與夏季個例相比，北半球冬季個例的大氣密度變化時間較早，這也是與不同個例間的太陽風(fēng)特點(圖略)相對應(yīng)的；雖然不同半球達到峰值的時間有差別，但是兩半球間的密度峰值差別較小.以下主要分析夏季磁暴個例的時序疊加分析結(jié)果.

60°大氣總密度ρ，在春秋季節(jié)中兩半球的分布較均勻，而至點附近的個例幾乎都是夏半球都強于冬半球.圖5給出了Dstmin前后6 h內(nèi)30°的大氣密度及其變化峰值情況，散點相對于60°的結(jié)果更加集中，說明在高緯度半球間的差異更大.以下分析中發(fā)現(xiàn)，這種不同季節(jié)半球間的差異主要是由磁靜日時的背景大氣所造成.

如圖4所示，兩半球δρa在不同強度磁暴、不同地方時比較結(jié)果不同.從2005年8月23—25日的大磁暴(圖4左欄)來看，夏半球的δρa強于冬半球，這與前面分析的2003年11月份大磁暴結(jié)果(圖2b、圖2e)是相同的.中等磁暴的夜側(cè)結(jié)果(圖4i)也表明，夏季半球的δρa是強于冬季半球的，這與(Liu et al., 2012)對于CIR磁暴的時序疊加結(jié)果也是相同的.這種結(jié)果可以利用焦耳加熱和背景中性風(fēng)共同作用的不對稱性來解釋(Bruinsma et al., 2006；Liu, et al., 2012).一方面，由太陽加熱驅(qū)動的盛行夏季-冬季風(fēng)有助于夏半球的密度擾動向赤道方向傳播，同時限制了冬半球高緯度帶的擾動；另一方面，衛(wèi)星AE-C分析結(jié)果(Foster et al., 1983)以及利用經(jīng)驗和數(shù)值模式計算結(jié)果(Fuller-Rowell et al., 1996; Lu et al., 1998)均表明，焦耳加熱在夏季半球是遠高于冬半球，既然磁擾動期間高緯度的焦耳加熱比粒子沉降具有更重要的作用(Ahn et al., 1983; Richmond et al., 1990; Lu et al., 1995)，則夏季半球大氣密度比冬季半球增強的更大.

表1 磁暴情況列表Table 1 Summary of geomagnetic storms according to the intensity and the characteristic of CHAMP orbits during 2002—2008

圖3 行星際-磁層和地磁活動參數(shù)在不同磁暴過程中的時序疊加中值Fig.3 Superposed epoch medians of various quantities as a function of epoch time for different storms, and zero on the epoch time axis corresponds to the time of DstminPanels from top to bottom: solar wind dynamic pressure, Psw , IMF Bz, the merging electric field Em, the AE index, and the Dst index.

圖4 北半球冬(DJF)/夏(JJA)季磁暴過程中60°S、60°N大氣密度變化的時序疊加中值其中(a—f)為日側(cè)結(jié)果， (g—l)為夜側(cè)結(jié)果， (a—c, g—i)為絕對變化δρa， (d—f, j—f)為相對變化δρr .Fig.4 Superposed epoch results of absolute (a—c, g—i), relative (d—f, j—f) variations at 60°S, 60°N for different seasonal storms in neutral density at 400 km. Daytime and nighttime results are shown in (a—f) and (g—l), respectively

除了上述個例以及中等磁暴的夜側(cè)外，圖4所示其他情況給出了相反的結(jié)果.夏季強磁暴以及中級磁暴的日側(cè)結(jié)果表明，南(冬)半球δρa強于北(夏)半球.實際上如圖5(d—f)所示，強度較低的δρa半球分布較均勻，但是對于大的δρa，幾乎均為南半球大于北半球.圖5e中顯示夏季個例中最強的一點北半球強于南半球，此點即為圖4左欄的夏季大磁暴個例，這也說明了個例分析并不具備普遍性.很少有文獻對于這種半球不對稱性給出合理解釋(Sutton et al., 2005).既然暴時熱層結(jié)構(gòu)受多種過程影響，熱層能量輸送率取決于與極區(qū)電離層的電導(dǎo)率、電場以及背景磁場的強度，這可能可以利用背景磁場強度的半球不對稱性來解釋.既然磁極附近的電離層電導(dǎo)率能最大程度的增強熱層反應(yīng)(Burke et al., 2007)，且電場是隨著電離層電導(dǎo)率而增強的，則南半球由于偶極軸在正方向的偏移導(dǎo)致的較弱背景磁場強度使得南半球熱層具有更大的增強.Ercha等(2012)對南北半球的季節(jié)性分析指出，南半球大氣密度隨著太陽輻射變化具有明顯的季節(jié)變化，在夏季最大冬季最小，而北半球則幾乎不隨季節(jié)變化；對于春分磁暴時大氣密度的分析表明，在二分點附近，南半球的大氣密度增強遠遠高于北半球.如圖5f所示，春秋季的個例中也是以南半球δρa強于北半球的居多.既然上述南半球強于北半球的這種效果在夜側(cè)較弱(Ercha et al., 2012)，這可能也是使得中等磁暴夏季個例的夜側(cè)北(夏)半球強于南(冬)半球(圖4i)的原因.

關(guān)于相對變化δρr，時序疊加結(jié)果表明除上述夏季大磁暴個例以及中等磁暴夜側(cè)由于對應(yīng)夏半球的高δρa而使得夏半球δρr高于冬半球外，其余的均為冬半球的相對變化高于夏半球，尤其是夏季磁暴個例，既然南半球的δρa較高且背景大氣密度相對較低，如圖5 h所示，對于具有100%以上增強的個例來說，均為南半球大于北半球.對于冬季和春秋季個例，雖然最強的幾點是南(夏)半球強于北(冬)半球，但是總的來說由于受背景大氣影響更大，半球間結(jié)果與總大氣密度結(jié)果相反，即大部分個例中北半球δρr強于南半球.

大磁暴個例和強磁暴結(jié)果中另外一個明顯的特點是，北(夏)半球的反應(yīng)增強時間都明顯早于南(冬)半球，這種效果在日側(cè)(圖4a—b)更加明顯，這可以用由于盛行風(fēng)環(huán)流造成的夏季半球擾動傳播速度快來解釋.既然上述分析表明總體來說南半球的變化幅度要強一些，以下在兩半球結(jié)果一致的情況下以南半球的分析結(jié)果代表給出.

3.2.2 不同緯度的比較

對于磁靜日的大氣密度，無論是模式結(jié)果還是CHAMP結(jié)果均表明，60°的大氣密度低于較低緯度，與MSIS00模式結(jié)果不同的是，CHAMP資料表明最大密度點并未出現(xiàn)在赤道，而是在磁緯±30°附近的中緯度，大氣密度的這種雙峰結(jié)構(gòu)被認為是中性大氣受磁場影響的例證之一(Liu et al., 2005)，這種分布在某種意義上與F區(qū)等離子體的赤道電離異常是一致的.

圖6給出了不同緯度大氣密度變化的對比，可見暴時不同緯度間大氣密度絕對變化間差異較小.既然磁靜日日側(cè)的中低緯度大氣密度值較高，則暴時大氣增強在高緯度所占比重即δρr最大，實際上除大磁暴外的結(jié)果的確如此.而夜間由于加熱源權(quán)重的改變，赤道和低緯度地區(qū)密度值較小，高緯度地區(qū)至兩極密度緩慢增強，這種情況下暴時造成的大氣密度加熱在中低緯度所占比重相對較高.

大磁暴中δρr即使是日側(cè)也是中低緯度強于高緯度，同時可見中低緯度達到峰值的時間也要早于高緯度，這說明了除了由高緯上行傳播的能量外，其他的某種低緯大氣密度擾動源，例如磁層環(huán)電流，在大磁暴期間起了重要作用.如圖3所示，大磁暴期間，CME造成的攜帶著強南向行星際磁場的太陽風(fēng)與地球磁層相互作用，通過磁場重聯(lián)機制，巨大的太陽風(fēng)能量得以進入地球空間，環(huán)電流Dst指數(shù)快速增強，環(huán)電流離子和電子的庫倫碰撞會產(chǎn)生熱能并傳輸給中性成分，產(chǎn)生不受磁力線控制的高能中性原子從而加熱中低緯度大氣.

日側(cè)中低緯度的變化相對于較高緯度有明顯延遲，延遲時間受磁暴強度影響.大磁暴和夜側(cè)延遲時間很短，這可能也說明了暴時貯存在高緯度能量向低緯度的傳播速度在夜側(cè)、強度大的磁暴中更快.如圖6所示，除大磁暴外的磁暴過程中，高緯度大氣，無論是開始變化時間還是峰值到達時間都是先于中低緯度，表明暴時能量首先輸入到高緯再向赤道方向傳播.中低緯度大氣密度的時延特點在日側(cè)更為明顯，這可能是受夜側(cè)的兩個半球均存在盛行赤道向環(huán)流影響，受EUV加熱驅(qū)動的影響，日側(cè)的盛行環(huán)流是向極的(Forbes et al., 1976；Sutton et al., 2005)，從而抑制了大氣密度擾動的向赤道傳播的，造成高緯度大氣密度擾動更易于在夜側(cè)傳播.

圖5 北半球冬(DJF, 左欄)、夏(JJA, 中欄)和春秋(MAM/SON, 右欄)季節(jié)磁暴過程中不同半球磁緯30°大氣密度峰值對比 (其中(a—c)為總大氣密度ρ，(d—f)為絕對變化δρa，(g—i)為大氣密度相對變化δρr，實線為Y=X示意)Fig.5 Maximums of hourly total density (a—c ), density absolute variations (d—f ) and relative variations (g—i) during different seasonal storms at 30°S versus those at 30°S. Left, right panels show results for northern winter (DJF), summer (JJA) storms, middle panels describe results of near equinox (MAM/SON) storms, and solid lines denote Y=X.

圖6 磁緯0°、30°S和60°S和大氣密度變化在磁暴過程時序疊加中值對比(其中(a—f)為日側(cè)結(jié)果， (g—l)為夜側(cè)結(jié)果)Fig.6 Superposed epoch results of absolute (a—c, g—i), relative (d—f, j—f) variations at equator, 30°S, 60°S in neutral density at 400 km during storms (Daytime and nighttime results are shown in (a—f) and (g—l), respectively)

3.2.3 不同地方時的比較

日側(cè)大氣密度變化δρa大于夜側(cè)，且在高緯度更加明顯；而相對變化相反，即夜側(cè)δρr遠大于日側(cè).這與個例分析(Liu and Lühr, 2005)以及CIR磁暴過程中的統(tǒng)計結(jié)果(Liu et al., 2012)是一致的.對于暴時δρa的日夜不對稱性可以利用焦耳加熱來解釋.基于Astrid-2衛(wèi)星觀測(Olsson et al., 2004)和模式計算(Deng et al., 2011)的電離層焦耳加熱結(jié)果均表明，地磁擾動期間，焦耳加熱通常更多的沉積在日側(cè)，既然焦耳加熱比粒子沉降具有更重要的作用(Ahn et al., 1983; Richmond et al., 1990; Lu et al., 1995)，δρa日夜不對稱性可歸因于不均勻的日夜焦耳加熱率.在夜側(cè)極光區(qū)太陽輻射加熱低，與磁暴有關(guān)的焦耳加熱可能更加重要，因而夜側(cè)大氣密度具有比日側(cè)大氣更大尺度的變化.比較晨昏側(cè)結(jié)果可見，即使受更利于大氣密度增強的太陽風(fēng)結(jié)構(gòu)影響，與午夜側(cè)個例相比，晨昏側(cè)δρa峰值仍然稍低于午側(cè)；與靜日特點一樣的是昏側(cè)強于晨側(cè)，δρr結(jié)果相反即晨側(cè)強于昏側(cè).

雖然開始變化時間類似，夜側(cè)δρa到達峰值的時間明顯晚于午側(cè).如圖7(g—h)所示，大磁暴和強磁暴中，夜側(cè)60°S大氣密度達到峰值時間距離午側(cè)均有3h的延遲，這與(Liu and Lühr, 2005)所研究的2003年大磁暴中近赤道熱層大氣的延遲反應(yīng)也是一致的.(Müller et al., 2009)也指出，低緯地區(qū)熱層大氣密度對ap指數(shù)的響應(yīng)時間在在向陽面比在背陽面要早1～2 h.既然磁暴期間能量輸入主要是受場向電流(FAC)影響(Liu and Lühr, 2005),(Wang et al., 2010)給出了進一步的證實和解釋，其研究表明日側(cè)FAC強度非常接近于太陽風(fēng)能量輸入?yún)?shù)的變化，相對的，夜側(cè)FAC與Dst指數(shù)的變化符合的更好，后者與太陽風(fēng)輸入后具有2 h的峰值延遲時間.既然場向電流是處于45°以上的較高緯度，如圖所示，夜側(cè)大氣密度的時延在較高緯度更加明顯.

太陽風(fēng)結(jié)構(gòu)對暴時大氣密度的變化有著明顯的影響.如圖3所示，盡管根據(jù)地方時進行分類的磁暴強度類似，但是行星際參數(shù)卻是有差別的，在強磁暴過程中晨昏側(cè)磁暴個例對應(yīng)的太陽風(fēng)動壓增強早且強于午夜側(cè)個例，中磁暴晚于午夜側(cè)個例.由圖7可見，強磁暴的晨昏側(cè)個例中大氣密度無論是在高緯還是低緯，均明顯早于日夜側(cè)個例，而在中磁暴中晨昏側(cè)的明顯晚于午夜側(cè)，均與太陽風(fēng)動壓的變化特點一致，這種特點也可以利用場向電流的特點來解釋，既然FAC主要受太陽風(fēng)動壓而不是行星際磁場的控制(王慧等, 2010)，那么與FAC密切相關(guān)的暴時大氣密度必然受Psw影響.

3.2.4 大氣密度相對磁暴爆發(fā)的時延

相對于地磁活動熱層反應(yīng)具有一定的延遲時間，而這種時延與緯度、地方時和季節(jié)都有關(guān)系.上述時序疊加分析結(jié)果表明，日側(cè)中低緯度的變化相對于較高緯度具有明顯的延遲；高緯度夜側(cè)δρa到達峰值的時間明顯晚于午側(cè)；大磁暴個例和強磁暴中，夏半球的反應(yīng)增強時間都明顯早于冬半球.既然不同的個例結(jié)果可能不同，我們給出了磁暴過程中不同季節(jié)、不同半球、不同地方時大氣密度達到峰值的時間對比，利用占比重最大的情況來指示全球大氣密度的響應(yīng)時間問題，從而給出更加定量的結(jié)果. 由于Dst指數(shù)的時間分辨率更高，利用Dstmin作為一個全球大密度響應(yīng)的參考時間.ρ、δρa、δρr的變化時間基本一致，三者結(jié)果相同.

為了解季節(jié)效應(yīng)，我們對不同半球的峰值時間進行分析，高緯度中未見明顯的趨向性，圖8(d—f)給出了30°N大氣密度峰值距離30°S峰值的時延，可見北半球夏季和春秋季個例中，日側(cè)30°附近大氣，北半球到達峰值的時間早于南半球.除去比例最大的時延為零情況，夏季個例中所占比例最大的為日側(cè)北(夏)半球到達峰值的時間早于南(冬)半球1 h，實際上如圖4(a—b)所示，時序疊加結(jié)果表明，夏季個例中北(夏)半球的反應(yīng)增強時間都明顯早于南(冬)半球，而夜側(cè)的這種半球效應(yīng)并不明顯.在冬季個例中雖然除時延為零的外所占最大比例為夏半球先于冬半球2 h到達峰值，但是僅有4例.如果說上述效果是由于盛行風(fēng)環(huán)流造成的夏季半球擾動傳播速度快的話，那么如圖所示對于春秋季個例的日夜側(cè)來說，所占比例最大的均為北半球先于南半球1～2 h達到峰值，這可能受3.2.2節(jié)中所指出地球磁場偶極軸的不對稱影響.

日側(cè)赤道大氣密度峰值時間距離高緯度峰值時間不受季節(jié)影響.圖8(g—i)給出60°S高緯度大氣密度峰值距離低緯度峰值的時間，可見日側(cè)結(jié)果未受季節(jié)影響，所占比例最大的均為高緯度峰值后的3 h.夜側(cè)結(jié)果并未見明顯趨向性，冬季半球比例最大的為0～2 h的時延(圖8h)；而在二分點(圖8g)和北半球冬季的夜側(cè)(圖8i)，大部分個例在高緯度達到峰值前赤道即已達到峰值，這種結(jié)果與圖6g、圖1d也是一致的，如圖6g所示，在高緯度的一部分能量并未傳播到低緯情況下，不同緯度大氣密度的峰值相差不大，表明夜側(cè)還有另外加熱源起著重要作用.

圖7 不同地方時大氣密度變化在磁暴過程時序疊加中值對比 (其中(a—f)為0°結(jié)果， (g—l)為60°S結(jié)果)Fig.7 Superposed epoch results of absolute (a—c, g—i), relative (d—f, j—f) variations at equator (a—f), 60°S (g—l) in neutral density of different local time during storms

春秋季暴時赤道大氣密度達到峰值的時間最短.由圖8a可見，日/夜側(cè)大氣分別在Dstmin后1 h和2 h達到峰值，而在北半球夏季(圖8b)和冬季(圖8c)，夜側(cè)往往在Dstmin后3 h達到峰值，日側(cè)分別為2 h和4 h.這種結(jié)果可以用疊加在背景環(huán)流上的暴時熱層大氣環(huán)流特點解釋：磁暴期間沿磁力線沉降到兩半球極區(qū)的太陽風(fēng)能量造成極區(qū)大氣加熱膨脹，形成了由極區(qū)向赤道的大尺度環(huán)流，兩分點附近兩半球環(huán)流是近似對稱(Roble et al., 1979)，400 km高度的赤道處于兩環(huán)流疊加的下沉氣流，從而使得高緯擾動更快的傳播到赤道地區(qū)，而在至點附近，日側(cè)夏半球地磁擾動形成的次級環(huán)流與背景環(huán)流一致，而冬半球與背景環(huán)流相反，使得兩半球環(huán)流疊加的下沉氣流沉積在冬半球低緯，從而使得暴時赤道大氣的加熱效率要低于二分點時.需要指出的是，不同季節(jié)夜側(cè)至點附近赤道大氣達到峰值時間是一致的，均為3 h，但是不同季節(jié)的日側(cè)是不一樣的，北半球夏、冬季分別為2 h和4 h，這可能與3.2.2節(jié)中所指出地球磁場偶極軸的不對稱有關(guān)，在北半球冬季，日側(cè)的南半球夏季環(huán)流越過赤道傳播到北半球緯度更高從而使得赤道地區(qū)經(jīng)過更長的時間達到峰值.由圖8(a—c)可見，盡管大部分低緯度大氣密度峰值出現(xiàn)在Dstmin后1～5 h，仍然存在大氣密度峰值出現(xiàn)在Dstmin之前的情況，實際上我們分析磁暴過程中大氣密度與不同參數(shù)間的相關(guān)性發(fā)現(xiàn)，雖然大部分暴時低緯度大氣密度響應(yīng)與Dst指數(shù)相比延遲0～2 h，仍然存在提前Dst指數(shù)0～2 h情況，說明在部分磁暴過程中高緯度大氣密度增強的傳播快于赤道環(huán)電流的反應(yīng).

4 結(jié)論

暴時磁層-熱層-電離層的耦合是一個復(fù)雜的過程，由于影響因子的權(quán)重不同以及分析方法的差異，關(guān)于暴時高層大氣密度的變化特點，在不同的個例可能得出相反的結(jié)果，本文對2002—2008年267個磁暴期間400 km高度大氣密度進行分析，給出了暴時大氣密度變化的區(qū)域、季節(jié)、地方時依賴特性以及時延的統(tǒng)計學(xué)特征.

分析中得出暴時大氣密度變化的部分特點與歷史結(jié)果相一致，例如：暴時總大氣密度ρ，在春秋季節(jié)中兩半球的分布較均勻，至點附近幾乎都是夏半球強于冬半球；不同緯度間大氣密度絕對變化間差異較小，由于靜日日側(cè)的中低緯度大氣密度值較高，暴時大氣增強在高緯度所占比重最大，而夜間由于加熱源權(quán)重的改變，暴時造成的大氣密度加熱在中低緯度所占比重相對較高；受焦耳加熱不均影響，日側(cè)大氣密度變化δρa大于夜側(cè)，且在高緯度更加明顯，相對變化相反，即夜側(cè)δρr遠大于日側(cè)；日側(cè)中低緯度δρa相對于較高緯度具有明顯的延遲；與場向電流特點一致，高緯δρa到達峰值的時間夜側(cè)晚于午側(cè)；強以上(Dstmin≤100 nT)磁暴中，由于盛行風(fēng)環(huán)流造成的夏季半球擾動傳播速度快，夏半球δρa增強時間早于冬半球.

除了上述曾在歷史文獻中指出過的特征，我們在分析過程中還得出了暴時大氣密度變化的一些新的或者更加具體的特點，主要如下：

1)兩半球δρa比較結(jié)果在不同強度磁暴、不同地方時不同.受焦耳加熱不均和背景中性風(fēng)共同作用影響，北半球夏季大磁暴和中等磁暴過程中的夜側(cè)夏半球的δρa和δρr強于冬半球；主要受背景磁場強度的半球不對稱性影響，夏季強磁暴以及中級磁暴的日側(cè)結(jié)果表明，南(冬)半球δρa強于北(夏)半球，δρr相反即冬半球強于夏半球.

2)對于中低緯度大氣密度變化相對于高緯度的時間延遲，大磁暴比強度小的磁暴中更短，夜側(cè)相對日側(cè)更短，說明了暴時貯存在高緯度能量向低緯度的傳播速度在夜側(cè)、強度大的磁暴中更快.大磁暴的日側(cè)中低緯度δρr強于高緯度，同時可見中低緯度達到峰值的時間也要早于高緯度，表明除了由高緯上行傳播的能量外，某種低緯大氣密度擾動源在大磁暴期間起了重要作用.

3)北半球夏季和春秋季個例中，日側(cè)30°附近大氣，北半球到達峰值的時間早于南半球，對于夏季個例可以用由于盛行風(fēng)環(huán)流造成的夏季半球擾動傳播速度快解釋，而可能受地球磁場偶極軸的不對稱影響，對于春秋季個例中北半球先于南半球1～2 h達到峰值.

4)日側(cè)赤道峰值時間距離高緯度峰值時間不受季節(jié)影響為3h左右.春秋季和北半球冬季夜側(cè)低緯度大氣密度先于高緯度達到峰值，且在高緯度部分能量未傳播到低緯情況下不同緯度大氣密度的峰值相差不大，表明夜側(cè)低緯度還有另外的加熱源起著重要作用.

5)受疊加在背景環(huán)流上的暴時熱層大氣環(huán)流影響，春秋季暴時赤道大氣密度達到峰值的時間最短，日/夜側(cè)大氣分別在Dstmin后1 h和2 h達到峰值.至點附近夜側(cè)赤道大氣達到峰值時間一致，為3 h，而不同季節(jié)日側(cè)結(jié)果不同，南半球夏季赤道地區(qū)經(jīng)過更長的時間達到峰值.

Ahn B H, Akasofu S I, Kamide Y. 1983. The joule heat production rate and the particle energy injection rate as a function of the geomagnetic indices AE and AL.J.Geophys.Res., 88(A8): 6275-6287, doi: 10.1029/JA088iA08p06275.

Bruinsma S, Forbes J M, Nerem R S, et al. 2006. Thermosphere density response to the 20—21 November 2003 solar and geomagnetic storm from CHAMP and GRACE accelerometer data.J.Geophys.Res., 111: A06303, doi: 10.1029/2005JA011284. Burke W J, Huang C Y, Marcos F A, et al. 2007. Interplanetary control of thermospheric densities during large magnetic storms.J.Atmos.Solar-Terr.Phys., 69(3): 279-287.

Burns A G, Killeen T L, Wang W, et al. 2004. The solar-cycle-dependent response of the thermosphere to geomagnetic storms.J.Atmos.Terr.Phys., 66(1): 1-14.

Chen G M, Xu J Y, Wang W B, et al. 2012. A comparison of the effects of CIR- and CME-induced geomagnetic activity on thermospheric densities and spacecraft orbits: Case studies.J.Geophys.Res., 117: A08315, doi: 10.1029/2012JA017782.

Deng Y, Huang Y S, Lei J H, et al. 2011. Energy input into the upper atmosphere associated with high-speed solar wind streams in 2005.J.Geophys.Res., 116: A05303, doi: 10.1029/2010JA016201.

Ercha A, Ridley A J, Zhang D H, et al. 2012. Analyzing the hemispheric asymmetry in the thermospheric density response to geomagnetic storms.J.Geophys.Res., 117: A08317, doi: 10.1029/2011JA017259.

Forbes J M, Garrett H B. 1976. Solar diurnal tide in the thermosphere.J.Atmos.Sci., 33(11): 2226-2241.

Forbes J M, Lu G, Bruinsma S, et al. 2005. Thermosphere density variations due to the 15—24 April 2002 solar events from CHAMP/STAR accelerometer measurements.J.Geophys.Res., 110: A12S27, doi: 10.1029/2004JA010856.

Foster J C, St-Maurice J-P, Abreu V J. 1983. Joule heating at high latitudes.J.Geophys.Res., 88(A6): 4885-4897, doi: 10.1029/JA088iA06p04885.

Fuller-Rowell T J, Codrescu M V, Codrescu H, et al. 1996. On the seasonal response of the thermosphere and ionosphere to geomagnetic storms.J.Geophys.Res., 101(A2): 2343-2353.

Fuller-Rowell T J. 1998. The ‘thermospheric spoon’: A mechanism for the semiannual density variation.J.Geophys.Res., 103(A3): 3951-3956.

Gonzalez W D, Tsurutani B T, de Gonzalez A L C. 1999. Interplanetary origin of geomagnetic storms.SpaceSci.Rev., 88(3-4): 529-562.

Guo J P, Feng X S, Forbes J M, et al. 2010. On the relationship between thermosphere density and solar wind parameters during intense geomagnetic storms.J.Geophys.Res., 115: A12335, doi: 10.1029/2010JA015971.

Kwak Y S, Richmond A D, Deng Y, et al. 2009. Dependence of the high-latitude thermospheric densities on the interplanetary magnetic field.J.Geophys.Res., 114: A05304, doi: 10.1029/2008JA013882. Lei J H, Thayer J P, Forbes J M, et al. 2008. Global thermospheric density variations caused by high-speed solar wind streams during the declining phase of solar cycle 23.J.Geophys.Res., 113: A11303, doi: 10.1029/2008JA013433.

Lei J H, Thayer J P, Burns A G, et al. 2010. Wind and temperature effects on thermosphere mass density response to the November 2004 geomagnetic storm.J.Geophys.Res., 115: A05303, doi: 10.1029/2009JA014754.

Lei J H, Thayer J P, Wang W B, et al. 2011. Impact of CIR storms on thermosphere density variability during the solar minimum of 2008.Sol.Phys., 274(1-2): 427-437, doi: 10.1007/s11207-010-9563-y. Liu H, Lühr H. 2005. Strong disturbance of the upper thermospheric density due to magnetic storms: CHAMP observations.J.Geophys.Res., 110: A09S29, doi: 1011029P2004JA010908.Liu H, Lühr H, Henize V, et al. 2005. Global distribution of the thermospheric total mass density derived from CHAMP.J.Geophys.Res., 110: A04301, doi: 1029P2004JA010741.

Liu J, Liu L B, Zhao B Q, et al. 2012. Superposed epoch analyses of thermospheric response to CIRs: Solar cycle and seasonal dependencies.J.Geophys.Res., 117: A00L10, doi: 10.1029/2011JA017315. Liu R, Lühr H, Doornbos E, et al. 2010. Thermospheric mass density variations during geomagnetic storms and a prediction model based on the merging electric field.Ann.Geophys., 28(9): 1633-1645, doi: 10.5194/angeo-28-1633-2010.

Lu G, Richmond A D, Emery B A, et al. 1995. Magnetosphere-ionosphere-thermosphere coupling: Effect of neutral winds on energy transfer and field-aligned current.J.Geophys.Res., 100(A10): 19643-19659.

Lu, G, Bake D N, McPherron R L, et al. 1998. Global energy deposition during the January 1997 magnetic cloud event.J.Geophys.Res., 103(A6): 11685-11694, doi: 10.1029/98JA00897.

Müller S, Lühr H, Rentz S. 2009. Solar and magnetospheric forcing of the low latitude thermospheric mass density as observed by CHAMP.Ann.Geophys., 27(5): 2087-2099.

Olsson A, Janhunen P, Karlsson T, et al. 2004. Statistics of Joule heating in the auroral zone and polar cap using Astrid-2 satellite Poynting flux.Ann.Geophys., 22(12): 4133-4142, doi: 10.5194/angeo-22-4133-2004.

Qian L Y, Solomon S C, Kane T J. 2009. Seasonal variation of thermospheric density and composition.J.Geophys.Res., 114: A01312, doi: 10.1029/2008JA013643.

Richmond A D, Kamide Y, Akasofu S I, et al. 1990. Global measures of ionospheric electrodynamic activity inferred from combined incoherent scatter radar and ground magnetometer observations.J.Geophys.Res., 95(A2): 1061-1071, doi: 10.1029/JA095iA02p01061.

Roble R G, Dickinson R E, Ridley E C, et al. 1979. Thermospheric response to the November 8-9, 1969, magnetic disturbances.J.Geophys.Res., 84(A8): 4207-4216.

Srivastava N, Venkatakrishnan P. 2004. Solar and interplanetary sources of major geomagnetic storms during 1996—2002.J.Geophys.Res., 109: A10103, doi: 10.1029/2003JA010175.

Sutton E K, Forbes J M, Nerem R S. 2005. Global thermospheric neutral density and wind response to the severe 2003 geomagnetic storms from CHAMP accelerometer data.J.Geophys.Res., 110: A09S40, doi: 10.1029/2004JA010985.

Wang H, Mao D D, Ma S Y, et al. 2010. Substorm time ionospheric field-aligned currents as observed by CHAMP.ChineseJ.Geophys. (in Chinese), 53(6): 1256-1262, doi: 10.3969/j.issn.0001-5733.2010.06.002.

Wilson G R, Weimer D R, Wise J O, et al. 2006. Response of the

thermosphere to Joule heating and particle precipitation.J.Geophys.Res., 111: A10314, doi: 10.1029/2005JA011274.

Xu W Y. 2009. Yesterday, today and tomorrow of geomagnetic indices.ProgressinGeophys. (in Chinese), 24(3): 830-841.

Zhou Y L, Ma S Y, Lühr H, et al. 2007. Changes of thermospheric mass density and their relations with Joule heating and ring current index during Nov. 2003 superstorm-CHAMP observations.ChineseJ.Geophys. (in Chinese), 50(4): 986-994.Zhou Y L, Ma S Y, Lühr H, et al. 2009. An empirical relation to correct storm-time thermospheric mass density modeled by NRLMSISE-00 with CHAMP satellite air drag data.Adv.SpaceRes., 43(5): 819-828.

附中文參考文獻

王慧, 毛丹丹, 馬淑英等. 2010. 亞暴期間電離層場向電流的分布特征—CHAMP衛(wèi)星觀測. 地球物理學(xué)報, 53(6): 1256-1262, doi: 10.3969/j.issn.0001-5733.2010.06.002.

徐文耀. 2009. 地磁活動指數(shù)的過去、現(xiàn)在和未來. 地球物理學(xué)進展, 24(3): 830-841.

周云良, 馬淑英, Lühr H等. 2007. 2003年11月超強磁暴熱層大氣密度擾動及其與焦耳加熱和環(huán)電流指數(shù)的關(guān)系—CHAMP衛(wèi)星觀測. 地球物理學(xué)報, 50(4): 986-994.

(本文編輯 汪海英)

A statistical study on the response of thermospheric total mass density to geomagnetic storms

ZHANG Xiao-Fang1,2,3， LIU Li-Bo1， LIU Song-Tao2， WU Yao-Ping2

1KeyLaboratoryofEarthandPlanetaryPhysics,InstituteofGeologyandGeophysics,ChineseAcademyofSciences,Beijing100029,China2Unit61741,Beijing100094,China3ScienceandTechnologyonAerospaceFlightDynamicsLaboratory,Beijing100094,China

During geomagnetic storms, the coupling magnetosphere-ionosphere-thermosphere system is a rather complex phenomenon, and the thermospheric mass density exhibits large deviations from the climatological behavior upon the conjunct effect of Joule/particle heating, Lorentz force, thermal expansion, upwelling, and horizontal wind circulation. Due to different weight effects, thermospheric responses might vary with different storms, and even for the same storm case resulting from unlike methods of data process. In order to know more about the seasonal, magnetic local time (MLT) and latitude dependencies and the time delay characteristic of the thermospheric response to geomagnetic storms, we investigate the thermospheric response to 267 geomagnetic storms in which theDst minimum,Dstmin, is below -50 nT during 2002—2008.The data of thermospheric mass density normalized to 400 km is derived from the high-accuracy accelerometer on board the CHAMP satellite. Each orbit is first divided into an ascending and a descending half, which are subdivided into five latitudinal segments, namely ±60°, ±30°and 0°. In order to investigate the dependence of MLT, density data are sorted into 4 different MLT sectors: 05∶00MLT to 09∶00MLT as the dawn sector, 10∶00MLT to 16∶00MLT as the noon sector, 17∶00MLT to 21∶00MLT as the dusk sector, and 22∶00MLT to 04∶00MLT as the night sector. To investigate seasonal variations, the available data are subdivided into three local seasons: the northern hemisphere winter (December-February, DJF), combined equinoxes (March-May, MAM, and September-November, SON), and the northern hemisphere summer (June-August, JJA).Dstminis used to identify four categories of geomagnetic storms: weak storms (-30>Dstmin≥-50 nT) , moderate storms (-50>Dstmin≥-100 nT), intense storms (-100>Dstmin≥-200 nT) and great storms (Dstmin<-200 nT). By this means the effects of magnetic local time, latitude, season and intensity of storm are separated.Since the quiet-time density (ρq) shows much dependence on the solar activity, season, and local time, the density deviation from quiet-time values, rather than the total storm-time density (ρ) itself, seems better suited for describing the storm effect. There are two ways to define the deviation, one is the absolute difference (δρa=ρ-ρq),andtheotheristhepercentagedifference(δρr=δρa/ρq).Asthereisnogeneralagreementonwhichexpressionismoreappropriate,boththeabsoluteandthepercentagevariationsforeacheventarepresentedtoproduceacompletepicture.ConsideringthattheMSISmodelunderestimatesthetotalmassdensityinthecrestregionresultingfromitsmissingdoublepeaksatlowlatitudescompletely,theCHAMPmeasurementsfromthedaypriortothestormistakenasaquiet-timereferencedensity.Thethermosphericmassdensityreactsaftergeomagneticactivitywithadelaytime,whichisexpectedtodependonlatitudes,MLTandseasons.Besidesthesuperposedepochcomparisonsfordifferentconditionsduringstorms,inwhichepochtimezeroischosenasthetimeofDstmin, time delays betweenDstminand maxima of densities which are divided into different season, latitude, and MLT, have been computed for each storm event and the statistical result accounted for the biggest proportion describes quantitatively the time intervals.Besides some characteristics that have been mentioned in previous research, our statistical results reveal some new or more detailed variations about the responses of thermospheric mass density to geomagnetic storms, and the main conclusions are as follows：1) The absolute enhancements of thermospheric density during storms show a north-south asymmetry dependence on both the intensity of storms and the magnetic local time. In the northern hemisphere summer, for great storms and the nightside of moderate storms, controlled by higher Joule heating rates and prevailing summer-to-winter winds, stronger density enhancements occur in the summer hemisphere. On the dayside of northern hemisphere summer, due to the faster propagation of the disturbance from high to low latitudes in the summer hemisphere, the thermospheric density enhancements happen near 30 degree in the northern (summer) hemisphere peak ahead of those in the southern (winter) hemisphere. While probably affected by the higher rate of the energy transferred to the thermosphere partly dependent on the strength of the background magnetic field which is weaker in the Southern hemisphere due to shifted position of the dipole in positiveZ-direction, on the dayside of northern hemisphere summer during intense and moderate storms,δρaof the southern (winter) hemisphere was stronger than that of the northern (summer) hemisphere, and on the dayside near equinoxes for most storms, the thermospheric density enhancements near 30 degree of the northern hemisphere peaked 1～2 h ahead of that of the southern hemisphere.2) Thermospheric densities of low latitudes enhancing after that of high latitudes during storms, the delay time during great storms is shorter than that of other weaker storms, and the time-lag during nightsie is shorter than that of dayside, indicating that propagation of energy deposited in polar regions to lower latitudes seems faster in the night-side sector during stronger storms. Only for great storms, the percentage differenceδρrof dayside sector in low latitudes is higher than that of high latitudes, and the density of low latitudes peaks earlier than that of high latitudes, implying some other heating source in low latitudes play an important role during great storms.3) Affected by the storm-time disturbance-driven thermospheric meridional circulation, the thermospheric density enhancements of the equator approach their maxima fastest at the equinoxes, and the time delay relative toDstminis 1 h, 2 h for the density of dayside, night-side, respectively. At the nightside either in summer or in winter, the thermospheric density of the equator tends to peak 3 h afterDstmin.While for the dayside, the time interval that thermospheric density at the equator approached its maximum is dependent on seasons, and it is shortest for the northern hemisphere winter.4) At dayside, the thermospheric density enhancement at the equator tends to peak after 3h the density of 60oapproached its maximum, which is independent of seasons. While at nightside of equinoxes and northern hemisphere winter, the thermospheric density at the equator tends to peak before that of high latitudes done, meanwhile the density enhancement maxima of those latitudes were comparable, implying some other heating source working. Although the thermospheric density at the equator tends to respond with 0～2 h delay relative to the response ofDst index during most storms, while in some cases, the density at the equator enhances before theDst index responded.

Thermospheric neutral mass density; Geomagnetic storms; CHAMP; Hemispheric asymmetry; Local time and latitude dependencies; Time delay

10.6038/cjg20150901.

Zhang X F, Liu L B, Liu S T, et al. 2015. A statistical study on the response of thermospheric total mass density to geomagnetic storms.ChineseJ.Geophys. (in Chinese),58(9):3023-3037,doi:10.6038/cjg20150901.

10.6038/cjg20150901

P352

2014-12-02，2015-07-16收修定稿

國家自然科學(xué)基金重點項目(41231065),國家重點基礎(chǔ)研究發(fā)展計劃項目(2012CB825604)和航天飛行動力學(xué)技術(shù)重點實驗室開放基金項目(2012afdl034)共同資助.

張曉芳，女，1979年生，博士，2008年畢業(yè)于解放軍理工大學(xué)氣象學(xué)院，主要從事空間天氣學(xué)方面研究. E-mail:zhangxiaofang1979@aliyun.com

張曉芳，劉立波，劉松濤等. 2015. 磁暴期間熱層大氣密度變化.地球物理學(xué)報，58(9):3023-3037,