王 勇，張清和，邢贊揚，馬羽璋，張 端

山東大學空間科學研究院 山東省光學天文與日地空間環(huán)境重點實驗室，威海 264209

0 引 言

極蓋區(qū)等離子體云塊（polar cap patch）是一種經常出現(xiàn)在極區(qū)電離層F 層呈塊狀的高密度不均勻體，其電子密度通常達到背景環(huán)境的2 倍及以上，水平尺度在100～1 000 km 之間，且多發(fā)生在南向行星際磁場（interplanetary magnetic field, IMF）條件下（如, Carlson, 2012; Crowley, 1996; Moen et al.,2013; Weber et al., 1984; Zhang et al., 2011, 2013a）.這一不均勻體所引起的電離層電子密度的劇烈擾動，尤其是在其邊緣引起的大的密度梯度變化，通常會顯著影響在其中傳播、反射或散射的無線電波信號.因此，極蓋區(qū)等離子體云塊常常會導致全球導航衛(wèi)星系統(tǒng)（Global Navigation Satellite Systems,GNSS）信號的劇烈擾動（相位提前或偽距誤差等），甚至信號中斷（信號失鎖）（如, Nie et al.,2022; Wang et al., 2016; Xiong et al., 2016, 2020;Zhang et al., 2017; Zong et al., 2020）.隨著我們對航空航天、導航定位及雷達探測等應用技術的依賴性不斷增加，空間天氣事件中電離層電子密度擾動的動態(tài)監(jiān)測就顯得越發(fā)重要（如, Jin et al., 2014, 2017;Wang et al., 2021; Zhang et al., 2017; Zong et al.,2020）.近年來，隨著北極航空及航道的不斷開發(fā)，極區(qū)電離層日益成為國內外學者的關注焦點之一.因此，在極區(qū)經常出現(xiàn)的極蓋區(qū)等離子體云塊研究也得到越來越多的重視.

在向陽側的中高緯地區(qū)因太陽極紫外輻射（Solar extreme ultraviolet radiation, Solar EUV）等光致電離作用而形成的電離層高密度等離子體是極蓋區(qū)等離子體云塊的可能源區(qū)（如, Lockwood and Carlson, 1992; Zhang et al., 2011, 2013b; Zou et al.,2013, 2014）.在磁暴期間，暴時等離子體密度增強（strom enhanced density, SED）結構也是等離子體云塊的一個重要源區(qū).SED 結構是在磁暴期間發(fā)生的、密度非常高的緯向分布的狹長的羽狀等離子體結構，其主要表現(xiàn)是電離層總電子含量（TEC）升高至背景的幾倍至幾十倍（Foster, 1993; Foster and Rideout, 2005）.該結構是在劇烈地磁活動條件下，由于電離層對流電場的大規(guī)模增強，使得太陽光致電離源區(qū)的等離子體從下午側的中低緯地區(qū)向高緯極區(qū)輸運而形成（Foster, 1993）.該結構通常能抵達磁正午的極隙區(qū)附近，進而在對流電場和電離層動力學過程的驅動下進入極蓋區(qū)后形成舌狀電離區(qū)（如, Foster et al., 2005）或被“切割”形成等離子體云塊（如, Zhang et al., 2013a, 2013b）.

理論上，等離子體云塊在亞極光帶或極隙區(qū)附近產生，并沿磁層大尺度對流循環(huán)驅動的極區(qū)電離層對流線向極蓋區(qū)運動，并橫跨整個極蓋區(qū)從日側運動到夜側，進而從夜側極光帶出極蓋區(qū)（Dungey,1961; Hosokawa et al., 2009; Oksavik et al., 2010;Zhang et al., 2013a, 2015, 2016a）.通常認為，等離子體云塊的形成與極隙區(qū)附近發(fā)生的磁層-電離層耦合過程或局地動力學過程密切相關，其形成機制被歸納為以下三種（Lockwood et al., 2005a, 2005b;Moen et al., 2006; Oksavik et al., 2006）：（1）極隙區(qū)對流模式受行星際磁場（IMF）調制，導致不同密度等離子體先后進入極隙區(qū)而形成（Anderson et al., 1988; Milan et al., 2002; Rodger et al., 1994）；（2）由新開放磁通管中增強的等離子體復合引起了爆發(fā)式對流通道中的等離子體耗散而形成（Pitout and Blelly, 2003; Pitout et al., 2004; Rodger et al., 1994; Sojka et al., 1994; Valladares et al.,1994）；（3）脈沖式日側磁重聯(lián)的發(fā)生使得開閉磁力線邊界向赤道方向高密度光致電離區(qū)侵蝕，隨后攜帶高密度等離子體沿極區(qū)電離層對流線向極蓋區(qū)運動而形成（Carlson et al., 2004, 2006; Lockwood and Carlson, 1992; Zhang et al., 2011, 2013b）.

需要指出的是，雖然日側磁重聯(lián)目前被認為是極蓋區(qū)等離子體云塊的主要形成機制，但這一種機制依然無法解釋全部觀測事件.有些觀測事件可能是幾種機制共同作用的結果.比如：在極隙區(qū)或極光橢圓附近的極光粒子沉降也能形成密度相對較低的極蓋區(qū)等離子體云塊（如, Goodwin et al., 2015;Hosokawa et al., 2016a; Lorentzen et al., 2010;Oksavik et al., 2006; Rodger et al., 1994; Zhang et al.,2013b, 2017; Zou et al., 2016）.此外，基于觀測證據(jù)或數(shù)值模擬，有些學者也提出了一些新的等離子體云塊形成機制.例如，Zhang 等（2013a, 2016a）通過觀測研究發(fā)現(xiàn)亞暴相關的亞極光帶極化流（SAPS）能攜帶中緯槽區(qū)的低密度等離子體向極隙區(qū)方向快速運動，并可“切割”羽狀的SED 結構而形成等離子體云塊（如圖1 所示）.另一方面，基于理論模型模擬，Wang 等（2019）提出一種與IMF 外部條件或磁重聯(lián)無關的SED 結構“切割”機制，即：由I 區(qū)/II 區(qū)場向電流相互作用而產生的西向運動的邊界速度流穿過SED 結構時，通過摩擦加熱升高離子溫度，增強離子復合率，進而降低等離子體密度，實現(xiàn)“切割”SED 結構，從而形成極蓋區(qū)等離子體云塊.

圖1 （a-f）速度流攜帶著日側高密度等離子體進入極隙區(qū)和極蓋區(qū)，進而形成舌狀電離區(qū)，然后被日側磁層頂磁重聯(lián)調制的脈沖式爆發(fā)速度流“切割”成等離子體云塊的形成過程概念圖.MLT：磁地方時；ESR：歐洲非相干散射雷達；VHF：甚高頻雷達（修改自Zhang et al., 2013b）Fig.1 (a-f) Schematic explaining how an elongated channel of high plasma density enters the cusp and polar cap region, forms a tongue of ionization (TOI), and then is segmented into patches by transient changes in flow channels generated by pulsed dayside magnetopause reconnection (modified from Zhang et al., 2013b)

近年來，多種星地聯(lián)合觀測設備不斷用以監(jiān)測和探索極蓋區(qū)等離子體云塊，比如：地基非相干散射雷達、相干散射雷達、全天空成像儀及星載儀器等.值得一提的是，在全球范圍內不斷建設的大量地面GNSS 接收機，能在準全球尺度給出電離層電子密度時空變化的總電子含量地圖（total electron content map, TEC map）.這一工具的出現(xiàn)將為全球電離層電子密度分布研究提供不可多得的觀測手段（Coster et al., 1992; Rideout and Coster, 2006）.

數(shù)十年以來，極蓋區(qū)等離子體云塊的形成機制、演化過程、發(fā)生概率及其伴隨的離子上行與電離層閃爍現(xiàn)象受到持續(xù)且充分的研究.然而，截至目前，極蓋區(qū)等離子體云塊的形成機制、影響效應等諸多方面仍然懸而未決，遠未達成一致.因此，極蓋區(qū)等離子體云塊研究一直是空間天氣領域的國際前沿課題之一.圍繞這一方向，本文綜述了極蓋區(qū)等離子體云塊近十年來的研究進展，主要包括極蓋區(qū)冷/熱等離子體云塊的分類、時空分布特征及其對外部條件依賴性、完整演化過程，以及引發(fā)的離子上行現(xiàn)象及電離層閃爍效應.

1 冷/熱等離子體云塊分類

通常情況下，冷等離子體云塊多被認為源于因太陽光致電離而形成的高密度區(qū)域，在脈沖式磁重聯(lián)和磁層大尺度對流等動力學過程的影響下產生并輸運進入極蓋區(qū)，其電子溫度通常比較低.然而，Zhang 等（2013b）在極隙區(qū)發(fā)現(xiàn)一種有別于傳統(tǒng)等離子體云塊（冷而密）的不均勻體結構（熱而密）.這一不均勻體結構知之甚少，亟待研究.基于聯(lián)合觀測，Zhang 等（2017）定義了一種與粒子沉降特征相關的新云塊——極蓋區(qū)熱等離子體云塊，其密度與傳統(tǒng)的冷等離子體云塊量級相當，但其具有更為陡峭的邊界，且電子溫度有明顯的升高，還伴隨有明顯的低能粒子沉降、離子上行、場向電流和對流剪切（如圖2 所示）.他們認為這類熱等離子體云塊可能是由受低能粒子沉降和離子上行調制的源自于光致電離區(qū)域的等離子體進入到極蓋區(qū)爆發(fā)式速度流（flow channels）而形成，其形成過程伴隨有明顯對流剪切和場向電流，他們還發(fā)現(xiàn)發(fā)展成熟的熱等離子體云塊能引起更強的電離層閃爍.

圖2 2012年1月30日，DMSP 衛(wèi)星（F16）觀測到的極蓋區(qū)冷/熱等離子體云塊事件對比圖（修改自Zhang et al., 2017）Fig.2 A detailed comparisons of characteristics of polar cap cold/hot patches observed by DMSP F16 satellite on Jan 30, 2012 (modified from Zhang et al., 2017)

隨后，對照傳統(tǒng)冷而密的極蓋區(qū)等離子體云塊，Ma 等（2018b）、Zhang 等（2021）對比研究了極蓋區(qū)熱等離子體云塊的自動判定標準、物理特性及其伴隨的離子上行等一系列問題.基于DMSP 衛(wèi)星的多年就位觀測，Ma 等（2018b）將離子/電子溫度比作為冷/熱等離子體云塊的判定標準，當電子溫度/離子溫度＞1.25（或電子溫度＞離子溫度+600 K）時為極蓋區(qū)熱等離子體云塊，反之則為極蓋區(qū)冷等離子體云塊.利用DMSP F16 衛(wèi)星一個太陽活動周以上（2005—2018年）的就位等離子體觀測數(shù)據(jù)，Zhang 等（2021）在北半球識別出了4 994個冷等離子體云塊和5 694 個熱等離子體云塊，對比研究冷/熱等離子體云塊的關鍵特征對太陽活動和地磁活動的依賴性，發(fā)現(xiàn)：（1）冷等離子體云塊的發(fā)生對太陽活動和地磁活動具有明顯依賴關系，而熱等離子體云塊則沒有這種依賴性（如圖3 所示）；（2）在北半球冬季，冷和熱等離子體云塊的空間尺度隨著太陽（地磁）活動上升而減?。ㄔ黾樱?；（3）在北半球冬季，在類似的太陽活動和地磁活動下，冷等離子體云塊的空間尺度似乎要大于熱等離子體云塊.此外，Zhang 等（2022）還在繼續(xù)拓展冷/熱等離子體云塊對對流速度的不同依賴性.雖然Yang 等（2016）統(tǒng)計發(fā)現(xiàn)在太陽活動極大年等離子體云塊的輸運過程更多發(fā)生在晨側對流元中，但Zhang 等（2022）發(fā)現(xiàn)冷/熱等離子體云塊的分布均依賴于不同IMF 條件下極區(qū)電離層對流的分布情況，且極蓋區(qū)熱等離子體云塊更靠近極光橢圓的極向邊界.該研究表明：冷等離子體云塊的形成和演化主要歸功于水平輸運，而熱等離子體云塊的形成和演化主要歸功于軟電子沉降.這些工作不僅拓展了太陽/地磁活動及對流速度等對極蓋區(qū)冷/熱等離子體云塊的形成和演化過程的影響認知，而且十分利于開展極區(qū)電離層及空間天氣建模預報工作.

圖3 2005—2018年期間，極蓋區(qū)等離子體云塊月發(fā)生數(shù)量與太陽黑子數(shù)（左列）、AE 指數(shù)（右列）的相關性.（a, b）表示極蓋區(qū)冷等離子體云塊；（c, d）為熱等離子體云塊（修改自Zhang et al., 2021）Fig.3 Comparison between sunspot number (left)/AE index (right) and number of patches in each month from 2005 to 2018.(a, b)For cold patches; (c, d) For hot patches (modified from Zhang et al., 2021)

2 發(fā)生概率

基于地基及星載觀測，極蓋區(qū)等離子體云塊的發(fā)生率研究持續(xù)取得進展.單個地基觀測設備雖然可以提供長期連續(xù)的觀測數(shù)據(jù)，但其觀測結果受到地理經緯度的限制.因為，極蓋區(qū)等離子體云塊的出現(xiàn)具有非常明顯的經度或世界時依賴性（如,Coley and Heelis, 1998）.近年來，隨著觀測手段的不斷豐富完善，全球地基二維TEC map（David et al., 2016; Wang et al., 2020）、天基低軌衛(wèi)星的就位測量（如, Chartier et al., 2018; Goodwin et al., 2015;Spicher et al., 2017）及低-高軌衛(wèi)星間的掩星觀測（Noja et al., 2013）都被用來統(tǒng)計極蓋區(qū)等離子體云塊的發(fā)生概率.

當然，在利用這些新技術開展研究時，我們需要認識其不足之處.在上述所有觀測手段上，TEC map 具有最為廣闊的空間覆蓋.然而，由于GNSS衛(wèi)星軌道的低傾角及稀疏的地面接收機站點，TEC map 在高緯極區(qū)的空間覆蓋受到很大限制，這也嚴重影響了極蓋區(qū)等離子體云塊的識別.此外，目前madrigal 數(shù)據(jù)庫等發(fā)布的全球TEC map 的時間分辨率多為5 min 或者10 min，這也妨礙了其動態(tài)演化過程的精細分析.此外，掩星觀測得到的是衛(wèi)星間電子密度積分量，難以給出極蓋區(qū)等離子體云塊所在的電離層F 層電子密度.下面簡述基于綜合觀測手段給出的極蓋區(qū)等離子體云塊發(fā)生率的相關成果.

2.1 時空分布特征

目前，學界一致認為極蓋區(qū)等離子體云塊在冬季的發(fā)生率明顯高于夏季.基于Swarm 衛(wèi)星的觀測數(shù)據(jù)，Spicher 等（2017）利用大量自動判定結果，統(tǒng)計表明：無論在南北半球，極蓋區(qū)等離子體云塊的發(fā)生率都具有明顯的季節(jié)性，即主要發(fā)生在冬季，在夏季的發(fā)生率非常低（詳見圖4 所示）.同樣，利用Swarm 多顆衛(wèi)星的電子密度觀測，Chartier 等（2018）也發(fā)現(xiàn)極蓋區(qū)等離子體云塊更加容易出現(xiàn)在冬季半球.然而，這一結論看上去貌似與之前提到的極蓋區(qū)等離子體云塊的主要源區(qū)是由太陽EUV 輻射而光致電離形成的高密度區(qū)域相矛盾.對此，Spicher 等（2017）給出進一步解釋，夏季半球的強太陽輻射光致電離會平滑掉類似于等離子體云塊這樣遠離源區(qū)、并向外運動的大尺度不均勻體.這也意味著在夏季局地形成的不均勻體更加流行.相反地，在冬季半球，遠離源區(qū)的密度增強不均勻體則在極蓋區(qū)占主導（如, Carlson, 2012）.

圖4 基于Swarm A（藍色）和Swarm B（紅色）觀測數(shù)據(jù)，等離子體云塊發(fā)生率統(tǒng)計結果.（a, b）分別為北/南半球.黑色水平實線標出冬季時間，青色/橙色豎虛線分別給出當?shù)囟?夏季至點（修改自Spicher et al., 2017）Fig.4 Patch occurrence rate observed by Swarm A (blue) and Swarm B (red).(a) The Northern Hemisphere, and (b) the Southern Hemisphere.The black horizontal lines highlight local wintertime taken between both equinoxes, and the vertical cyan and orange dashed lines mark local winter and summer solstices, respectively (modified from Spicher et al., 2017)

然而，基于CHAMP 衛(wèi)星的斜向TEC 觀測，Noja 等（2013）在南半球夏季發(fā)現(xiàn)了更多的極蓋區(qū)等離子體云塊.隨后，Chartier 等（2018）也證實了這一發(fā)現(xiàn).這里需要指出的是，斜向TEC 觀測識別出的極蓋區(qū)等離子體云塊更多是發(fā)生南北半球的12月份，而不完全是冬季半球.同時，這里的斜向TEC 給出的極蓋區(qū)等離子體云塊發(fā)生率表現(xiàn)出太陽活動周期依賴性.針對這一問題，Huang 和Lu（2021）深入分析了形成原因，發(fā)現(xiàn)：南半球冬季的背景電子密度非常低，以至于傳統(tǒng)的極蓋區(qū)等離子體云塊判定方法（電子密度高于背景兩倍及以上）會將非常小的電子密度擾動也錯誤地認定為等離子體云塊.

利用2009—2015年地基TEC map, David 等（2016）統(tǒng)計研究了北半球極區(qū)高密度不均勻體（包括舌狀電離區(qū)及極蓋區(qū)等離子體云塊等）在季節(jié)及UT 上的分布特征（參見圖5）.從圖中可以看出，冬季發(fā)生率出現(xiàn)一個明顯的“空洞”（約04:00—12:00 UT）結構.這一現(xiàn)象與此時磁極向夜側傾斜相一致.這一觀測結果與Sojka 等（1994）的模型模擬非常吻合，也進一步證實向陽側太陽EUV 輻射光致電離區(qū)是極蓋區(qū)等離子體云塊的主要源區(qū).當然，這里也可能存在其他不具有UT 依賴性的形成來源，比如：粒子沉降.此外，利用TEC map 數(shù)據(jù)，Yang 等（2016）比較了在太陽活動高年不同UT 時間段的平均TEC 分布圖，發(fā)現(xiàn)極蓋區(qū)等離子體云塊發(fā)生率具有明顯的UT 依賴性.Wang 等（2020）基于TEC map 開發(fā)了極區(qū)大尺度不均勻體的追蹤工具-TEC keogram，并統(tǒng)計了2015年的極蓋區(qū)等離子體云塊發(fā)生率，也發(fā)現(xiàn)其UT 依賴性.

圖5 利用2013年Madrigal GPS TEC 觀測，在年積日與UT 坐標下，不均勻體與背景TEC 值的比值（修改自David et al., 2016）Fig.5 Based on the Madrigal GPS TEC maps for 2013, the patch-(tongue-)-to-background ratio is plotted as a function of day of year and universal time (modified from David et al., 2016)

此外，利用Swarm A/B 衛(wèi)星的觀測，Spicher等（2017）還統(tǒng)計了極蓋區(qū)等離子體云塊的空間分布特征，發(fā)現(xiàn)這兩顆衛(wèi)星的觀測結果類似，即在南北半球等離子體云塊近乎均勻地分布在極蓋區(qū)，但南半球的平均發(fā)生率要高于北半球，而且南半球日側的發(fā)生率高于夜側（詳見圖6）.Jin 和Xiong（2020）利用Swarm 衛(wèi)星觀測，統(tǒng)計研究了南北半球極蓋區(qū)較大尺度不均勻體（～100 km）密度梯度的空間和時間分布不對稱性，發(fā)現(xiàn)南北半球增強的不均勻體都出現(xiàn)在當?shù)囟良?9:00 UT 附近.這一報道與前人研究結果較為一致.

圖6 Swarm 衛(wèi)星觀測的極蓋區(qū)等離子體云塊發(fā)生率空間分布特征.這里采用MLat-MLT 坐標系.（a, c）來自Swarm A；（b, d）來自Swarm B.（a, b）為北半球（NH）；（c, d）為南半球（SH）（修改自Spicher et al., 2017）Fig.6 Spatial distribution of polar cap patches provided by Swarm A/B satellites under MLat/MLT coordinate.The left/right panels,respectively, from Swarm A/B.(a, b) The Northern Hemisphere; (c, d) The Southern Hemisphere (modified from Spicher et al., 2017)

2.2 外部條件依賴性

極蓋區(qū)等離子體云塊發(fā)生率對IMF 等外部條件的依賴性同樣值得研究.David 等（2016）指出在其數(shù)據(jù)庫中極蓋區(qū)等離子體云塊主要發(fā)生在低Kp 值條件下，并推斷等離子體云塊的發(fā)生率并不受地磁活動水平的控制.這一結論看似與我們的“直覺”相矛盾.然而，Zou 等（2014）與Liu 等（2016）發(fā)現(xiàn)SED/TOI（tongue of ionization，舌狀電離區(qū)）的演化過程取決于對流電場和熱層風的相互作用.在磁暴期間，確實存在已成型的SED 結構并沒有深入極蓋區(qū)的觀測事例.因此，舌狀電離區(qū)/極蓋區(qū)等離子體云塊的出現(xiàn)與地磁活動之間并不是簡單的線性關系.這要求我們進一步開展詳盡研究.

值得一提的是，外部條件IMF 的方向及強度能在很大程度上影響極區(qū)電離層對流結構，其擾動可能與大尺度不均勻體的“切割”形成過程密切相關.為了厘清IMF 等外部條件與極蓋區(qū)等離子體云塊發(fā)生率之間的關系，學界近期開展了一系列的研究工作.Spicher 等（2017）指出在正/負IMFBy參量條件下極蓋區(qū)等離子體云塊分別更容易出現(xiàn)在北半球午前/午后扇區(qū)，在南半球恰好與之相反.這一結果與IMFBy分量對極隙區(qū)位置的調制作用一致，同時也證明了極蓋區(qū)等離子體云塊的形成過程與極隙區(qū)密切相關.利用歐洲非相干散射雷達（Svalbard 雷達）在09:00—15:00 UT 期間的電子密度觀測，Jin 等（2019）識別出345 個日側極蓋區(qū)等離子體云塊事件，不僅發(fā)現(xiàn)IMFBy分量會調制極蓋區(qū)等離子體云塊的發(fā)生位置，而且指出等離子體云塊多出現(xiàn)在IMF 南向條件下（IMFBz分量為負值）（如圖7 所示）.利用GPS TEC 數(shù)據(jù)，Yang 等（2016）報道過類似的結論，即：IMFBy/Bz為負值的外部條件更容易形成極蓋區(qū)等離子體云塊；Wang 等（2020）也發(fā)現(xiàn)跨極區(qū)運動的極蓋區(qū)等離子體云塊多出現(xiàn)在南向IMF 條件下.基于全天空成像儀氣輝觀測，Hosokawa 等（2009）也得出類似結論.這里需要指出的是，在Hosokawa 等（2009）的工作中，極蓋區(qū)等離子體云塊出現(xiàn)在北向IMFBz條件下的占比明顯高于其它工作.作者認為這可能是由于全天空成像儀觀測時間在夜側，因而，從日側傳輸過來的IMFBz分量的時延無法準確判定.

圖7 不同IMF By/Bz 分量條件下，極蓋區(qū)等離子體云塊發(fā)生率在MLT 上的分布（修改自Jin et al., 2019）Fig.7 MLT distributions of patch occurrences during different IMF By/Bz conditions (modified from Jin et al., 2019)

3 演化特征

極蓋區(qū)等離子體云塊在形成之后，一般會隨著磁層大尺度對流（Dungey convection cycle）從日側向夜側進行跨極蓋運動（如, Hosokawa et al., 2009;Oksavik et al., 2010; Wang et al., 2020; Zhang et al.,2013a, 2015）（詳見圖8）.當運動到夜側極光橢圓極向邊界時，極蓋區(qū)等離子體云塊在夜側磁重聯(lián)的調制下離開極蓋區(qū)，進入極光橢圓（如, Moen et al., 2015; Zhang et al., 2015）.當IMF 南向時，日側磁層頂?shù)拇胖芈?lián)過程會發(fā)生在低緯磁層頂，并形成雙渦對流結構.這一重聯(lián)過程會“切割”亞極光帶的高密度等離子體，并使其隨著對流結構穿越極隙區(qū)而進入極蓋區(qū).因此，這些從日側進入的極蓋區(qū)等離子體云塊將會繼續(xù)隨著對流結構進行跨極蓋的逆陽運動（如圖9b、9d 所示）.當其離開極蓋區(qū)進入極光橢圓之后，極蓋區(qū)等離子體云塊被重新命名為“等離子體團（blob）”（如, Jin et al., 2014,2016）.極蓋區(qū)等離子體云塊能離開極蓋區(qū)并進入極光橢圓的必要條件是磁尾相應區(qū)域發(fā)生夜側磁重聯(lián)過程（如, Moen et al., 2015; Zhang et al., 2013b,2015）.Zhang 等（2015）通過追蹤極蓋區(qū)等離子體云塊，發(fā)現(xiàn)其從日側極隙區(qū)抵達夜側極光橢圓的運動時間大致為2 小時.Wang 等（2020）通過統(tǒng)計證實了該結果.

圖8 2011年9月26日17:55—21:45 UT 期間，地磁坐標系下TEC map 疊加對流結構的時間序列圖.日側在上方，晨側在右邊.黑色同心圓為等勢線，表征對流結構.黑色虛線為100 km 高度處晨昏線.藍色圓圈及橢圓追蹤極蓋區(qū)等離子體云塊的演化過程（修改自Zhang et al., 2013a）Fig.8 Extracts from a full series of 2D maps of TEC and ionospheric convection on a geomagnetic latitude/MLT during 17:55—21:45 UT on Sep 11, 2011.Noon is on top; dawn is on the left.The black concentric circles suggest the convection cell.The black dashed lines represent the day-night terminator at the altitude of 100 km.The blue circles and ellipses highlight the full evolution of a polar cap patch (modified from Zhang et al., 2013a)

等離子體云塊出極蓋區(qū)進入夜側極光橢圓后，密度會進一步降低，有時會破碎成等離子體團，并隨著晨/昏兩側的日向對流結構回到向陽側區(qū)域.Zhang 等（2015）發(fā)現(xiàn)極蓋區(qū)等離子體從形成到隨著對流結構運動到日側的完整演化時間為3 小時左右.這也表明磁重聯(lián)所驅動的磁層大尺度對流循環(huán)（Dungey 循環(huán), Dungey, 1961; Zhang et al., 2013a）的周期約為3 小時，即太陽風-磁層主要能量耦合過程的特征時間為3 小時.

然而，IMF 是一個非常動態(tài)的外部條件.當IMFBz分量突然翻轉時，電離層對流結構將會變得異常復雜，不再是雙渦對流結構.如圖9c、9e 所示，當IMFBz分量從南向北跳轉時，日側磁層頂?shù)牡途暭案呔晠^(qū)域都可能發(fā)生磁重聯(lián)，這會導致對流結構發(fā)生畸變，例如：在正常的雙渦對流結構里面出現(xiàn)一個或者多個“反向”對流元.這些反向對流元可能會加速或者減速極蓋區(qū)等離子體云塊的輸運過程，甚至可能導致極蓋區(qū)等離子體云塊的運動完全停滯（如, Hosokawa et al., 2011）.然而，由于極區(qū)惡劣的自然環(huán)境導致觀測數(shù)據(jù)缺乏，加之對流模型也無法準確描述電離層對流的快速響應，這使得深入研究極蓋區(qū)等離子體云塊在IMF 突變情況下的運動及演化特征變得尤為困難.在IMFBz分量從強南突轉至弱北向情況下，Zhang 等（2016a）分析了極蓋區(qū)等離子云塊的“特殊”演化過程，發(fā)現(xiàn)正在逆陽運動的極蓋區(qū)等離子體云塊在IMF 突變后停止運動，隨后在昏側尾瓣對流渦里緩慢演化.在這一過程中，極蓋區(qū)等離子體云塊的電子密度可能由于離子復合率的增強而迅速降低.

圖9 在亞暴恢復相，當IMF Bz 分量從強負值跳轉至～0 nT 時，極區(qū)電離層響應示意圖.（a）IMF Bz、By 分量時間序列值；（b, d）分別為當IMF Bz 分量為強南向時日側磁重聯(lián)及極區(qū)電離層概念圖；（c, e）分別為當IMF Bz 分量突變?yōu)椤? nT 時日側磁重聯(lián)及極區(qū)電離層概念圖.在圖（b）和（c）中，紅/藍箭頭線表示磁鞘/磁層的磁力線，洋紅色實線代表日側磁層頂重聯(lián)區(qū)域.在圖（d）和（e）中，帶箭頭的紅色同心圓表征對流結構，黃色圓圈表示開-閉磁力線邊界，其中日側藍色線段及夜側紅色線段分別表示磁重聯(lián)發(fā)生位置，白色亮斑表征極蓋區(qū)等離子體云塊沿對流結構的演化過程（修改自Zhang et al., 2016a）Fig.9 Schematic of the response of the northern polar ionosphere to the IMF Bz component turning from strongly southward to varying around 0 nT during a substorm recovery phase.(a) The IMF By and Bz components; (b) and (d) morphology of dayside magnetic reconnection and the polar ionosphere for strong southward and weak dawnward IMF; and (c) and (e) morphology of dayside magnetic reconnection and polar ionosphere for weak southward and strong duskward IMF.In (b) and (c), red/blue lines (with arrow) show magnetic field lines in magnetosheath/magnetosphere, and magenta solid lines show the reconnection X-line at dayside magnetopause.In (d) and (e), the red concentric with arrows suggest the convection streamlines, the yellow circle suggests the open-close boundary, at which the blue sector for dayside and red sector for nightside, respectively, indicate the magnetic reconnection region; the white patches outline the full evolution of the polar cap patch along the streamlines(modified from Zhang et al., 2016a)

在極蓋區(qū)等離子體云塊向夜側運動過程中，它們的形態(tài)會發(fā)生變化，甚至能被分裂成多個更小尺度的不均勻體（如, Hosokawa et al., 2013）.在極蓋區(qū)中心位置，極蓋區(qū)等離子體云塊有時呈雪茄狀（Hosokawa et al., 2014; Moen et al., 2015）.利用全天空成像儀觀測，Hosokawa 等（2016b）發(fā)現(xiàn)極蓋區(qū)等離子體云塊的頭/尾部邊緣（沿著運動方向）的密度梯度不對稱，頭部邊緣的密度梯度明顯陡峭于尾部邊緣，在等離子體云塊的尾部邊緣還發(fā)現(xiàn)手指狀結構.當極蓋區(qū)等離子體云塊運動至夜側極光橢圓極向邊界時，它可以直接觸發(fā)極向邊界極光點亮（poleward boundary intensifications, PBIs）或形成streamers（如, Ma et al., 2021; Moen et al., 2007;Nishimura et al., 2013）.隨后，伴隨著脈沖式夜側磁重聯(lián)，極蓋區(qū)等離子體云塊離開極蓋區(qū)并進入夜側極光橢圓（Moen et al., 2007; Zhang et al., 2013a,2015）.位于夜側極光橢圓的電離層爆發(fā)式速度流與極向邊界極光點亮密切相關，也是夜側磁重聯(lián)及等離子體片爆發(fā)式速度流在電離層的蹤跡.極蓋區(qū)等離子體云塊在跨極蓋運動過程中，其傳播方向及速度大小與對流結構的速度方向及大小均一致，這說明極蓋區(qū)等離子體云塊可以作為極區(qū)電離層對流結構的示蹤器（Zou et al., 2015）.Zou Y 等（2017）發(fā)現(xiàn)非磁暴期間的氣輝等離子體云塊與電離層爆發(fā)式速度流和場向電流（field aligned currents, FACs）密切相關，并且對比極蓋區(qū)經常出現(xiàn)的極雨特征，認定極蓋區(qū)等離子體云塊伴隨有局地增強的粒子沉降.因此，極蓋區(qū)等離子體云塊是沿開放磁力線耦合的磁層-電離層系統(tǒng)的一部分，其跨極區(qū)運動是中尺度磁尾尾瓣過程在極區(qū)電離層的投影.

4 等離子體云塊伴隨的離子上行

極區(qū)電離層的離子上行/逃逸是磁層-電離層-熱層耦合的一個重要過程，而極區(qū)電離層也是磁層重離子的主要源區(qū)（如, André and Yau, 1997; Chappell et al., 2000; Moore et al., 1997）.極區(qū)電離層中存在的高密度不均勻體沿對流結構運動后進入強粒子沉降區(qū)域（如：極隙區(qū)、極光橢圓），由粒子沉降引起的電子加熱是離子上行的形成機制之一（如, Yau and André, 1997; Zou Y et al., 2017）.然而，很多在極隙區(qū)、極光橢圓等區(qū)域形成的離子上行進入極蓋區(qū)后會在重力的作用下沿磁通量管重新落回到電離層F 層（Redmon et al., 2010）.因此，極蓋區(qū)頂部電離層通常表現(xiàn)為下行通量（Stevenson et al., 2001）.但是，極蓋區(qū)等離子體云塊等高密度不均勻體伴隨的快速逆陽對流會產生顯著的摩擦加熱，導致離子上行事件發(fā)生，從而出現(xiàn)極風現(xiàn)象（如, Schunk, 2007; Strangeway et al., 2005）.Zhang 等（2016b）提供了這一過程的直接觀測證據(jù).他們在快速運動的極蓋區(qū)等離子體云塊中發(fā)現(xiàn)顯著的O+離子上行通量，并認為離子上行的主要機制為對流增強所引起的摩擦加熱（如圖10 所示）.據(jù)此，他們提出快速運動的極蓋區(qū)等離子體云塊是離子上行的重要源區(qū).此外，借助模型模擬，有學者也發(fā)現(xiàn)運動的極蓋區(qū)等離子體云塊所在位置出現(xiàn)增強的H+上行通量，其主要反應過程為O++H? H++O（如, Demars and Schunk, 2006; Gardner and Schunk, 2007）.基于Poker Flat 非相干散射雷達等地基設備及DMSP 衛(wèi)星等聯(lián)合觀測及模型模擬，Zou S S 等（2017）報道了2013年6月1日磁暴期間的離子上行事件，詳細討論了SED 結構及其伴隨的離子上行現(xiàn)象，并綜合分析了電子加熱、離子摩擦加熱、對流速度及中性風拖曳等因素對離子上行的可能貢獻.

圖10 （a）在MLat/MLT 坐標系下，DMSP F17 的衛(wèi)星觀測疊加地面二維TEC map.圖中彩色粗線表征DMSP F17 衛(wèi)星軌跡，顏色表示O+密度；垂直于軌道的淡紫色線條表示水平速度；藍色橢圓圈出極蓋區(qū)等離子體云塊.（b）在南向IMF 與正IMF By 條件下，北半球極蓋區(qū)等離子體云塊伴隨的離子上行概念圖（修改自Zhang et al., 2016b; Zong et al., 2020）Fig.10 (a) In-situ ion parameters by DMSP F17 superimposed on 2-D maps of median-filtered TEC on a MLat/MLT grid, and (b)schematic of the ionospheric upflow/outflow associated with polar cap patches above the Northern Hemisphere during a southward IMF with a positive IMF By component (modified from Zhang et al., 2016b; Zong et al., 2020)

利用DMSP 衛(wèi)星5年的觀測數(shù)據(jù)（2010—2014年），Ma 等（2018a）統(tǒng)計分析了極蓋區(qū)離子上行的影響因素，認為極蓋區(qū)離子上行受對流速度、太陽活動性及太陽天頂角的綜合影響（詳見圖11）.晨側更高的上行發(fā)生率伴隨更快的對流速度，然而昏側更高的上行通量則伴隨著更高的電子密度.離子上行發(fā)生率隨著對流速度及太陽活動的增強而升高，但隨著太陽天頂角的抬升而降低.Ma等（2018b）進一步對比研究了極蓋區(qū)冷/熱等離子體云塊的離子上行特征及其影響與控制參量.然而，由于極區(qū)電離層觀測數(shù)據(jù)稀疏，非常缺乏合適的觀測手段，使得厘清離子上行與極蓋區(qū)等離子體云塊的關系十分困難.另外一個原因是，極蓋區(qū)離子上行受到多個參量的影響或控制，是一個非常復雜的過程，難以建立簡單的線性依賴關系.因此，未來離子上行研究需要更多的觀測數(shù)據(jù)及模型模擬.

圖11 離子上行發(fā)生率、上行速度及上行O+密度/通量分別與對流速度、太陽天頂角、太陽射電流量F10.7 的依賴關系（修改自Ma et al., 2018b）Fig.11 Dependence investigations of ion upflow occurrence and ion upflow speed and upflow O+ density/flux on parameters of convection and solar zenith angle (SZA) and F10.7 (modified from Ma et al., 2018b)

5 等離子體云塊相關的電離層閃爍

高密度的極蓋區(qū)等離子體云塊在其邊緣位置存在較大的密度梯度，且經常伴隨有明顯的爆發(fā)式速度流（如, Carlson et al., 2007; Hosokawa et al.,2016a; Jin and Xiong, 2020; Jin et al., 2021; Zou Y et al., 2015, 2017）.此外，極蓋區(qū)等離子體云塊在其形成過程及進入極光橢圓后伴隨有粒子沉降（如,Zhang et al., 2017; Zou Y et al., 2016, 2017）.因此，在各種不穩(wěn)定性（如：密度梯度不穩(wěn)定性、速度剪切不穩(wěn)定性及粒子沉降等）作用下，極蓋區(qū)等離子體云塊在形成及演化過程中會產生眾多更小尺度的不均勻體，從而經常引起電離層閃爍（如, Carlson et al., 2007, 2008; Coker et al., 2004; De Franceschi et al., 2008; Mitchell et al., 2005; Jin et al., 2014, 2016,2017; Lamarche and Makarevich, 2017; van der Meeren et al., 2014; Wang et al., 2016; Zhang et al,2017）.另一方面，三維數(shù)值模型模擬結果同樣表明密度梯度不穩(wěn)定性的非線性發(fā)展或者偶爾的對流速度翻轉確實能在極蓋區(qū)等離子體云塊的頭/尾部或者內部產生中尺度（10～100 千米量級）的不均勻體（如, Gondarenko and Guzdar, 2004）.

近年來，國內外學者圍繞極蓋區(qū)等離子體云塊等不均勻體相關的電離層閃爍開展了大量的事件分析及統(tǒng)計研究.利用格陵蘭島的地基全天空成像儀及接收機的聯(lián)合觀測，Coker 等（2004）對比分析了極蓋區(qū)等離子體云塊（如圖12 所示）、電離層F 層的極光弧、極光橢圓極光弧等多種不均勻體引發(fā)的電離層閃爍特征，在極蓋區(qū)等離子體云塊頭/尾部均觀測到小尺度的不均勻體及明顯的幅度閃爍和相位閃爍.在2003年10月30日磁暴期間，Mitchell 等（2005）利用位于歐洲北部Svalbard 島的GPS 接收機觀測，在極蓋區(qū)等離子體云塊邊緣的密度梯度處同時發(fā)現(xiàn)相位閃爍和幅度閃爍，并將密度梯度不穩(wěn)定性解釋為引起電離層閃爍的小尺度不均勻體的可能形成機制.De Franceschi 等（2008）進一步對比分析了兩個磁暴活動期間（2003年10月、11月）的TEC 及電離層閃爍觀測，同樣發(fā)現(xiàn)兩種電離層閃爍的最大值均出現(xiàn)在極蓋區(qū)等離子體云塊密度梯度處.這一結果不僅與前一工作非常一致，而且也證明了極蓋區(qū)等離子體云塊在對流運動過程中會形成小尺度不均勻體.

圖12 （a）全空天成像儀觀測疊加地面接收機-NIMS 衛(wèi)星鏈路的穿越路徑;（b）地面接收機觀測的閃爍指數(shù)（修改自Coker et al., 2004）Fig.12 (a) An all-sky image of F region patch with a NIMS satellite pass superimposed on it; (b) The related scintillation indices provided by the ground-based receiver(modified from Coker et al., 2004)

然而，在2011年10月31日，一個來自加拿大扇區(qū)的舌狀電離區(qū)結構（或巨型極蓋區(qū)等離子體云塊）進入極蓋區(qū)之后，向位于夜側的Svalbard 島靠近.利用地基綜合觀測，van der Meeren 等（2014）在該舌狀電離區(qū)的頭部邊緣僅發(fā)現(xiàn)相位閃爍，并沒有出現(xiàn)幅度閃爍.經頻譜分析，他們發(fā)現(xiàn)：舌狀電離區(qū)頭部梯度處存在劇烈擾動的小尺度不均勻體，但其內部或外側并未出現(xiàn).基于事件分析，Thayyil等（2021）發(fā)現(xiàn)在運動的極蓋區(qū)等離子體云塊頭部出現(xiàn)顯著的電離層相位及幅度閃爍，而在其中心及尾部區(qū)域則閃爍較弱.此外，Jin 等（2014, 2016,2017）不僅詳細研究了日側極隙區(qū)附近各不均勻體引起的電離層閃爍強度，還直接對比了夜側極蓋區(qū)等離子體云塊、極光弧及極光等離子體團（即進入極光橢圓的等離子體云塊）等經常出現(xiàn)的不均勻體引起的電離層閃爍強度，發(fā)現(xiàn)：剛離開極隙區(qū)的極蓋區(qū)等離子體云塊能引發(fā)中等強度的相位閃爍（～0.3 rad），而伴隨有極光粒子沉降的極蓋區(qū)等離子體云塊（或等離子體團）可以產生更加顯著的相位閃爍（甚至高達～0.6 rad）（如圖13 所示）.結合全球GPS TEC map 與北極加拿大扇區(qū)CHAIN（Canadian High Arctice Ionosphere Network）的電離層閃爍觀測，Wang 等（2016）開發(fā)了極區(qū)電離層不均勻體與閃爍廣域對比圖，對比了極區(qū)電離層各廣義不均勻體（如：暴時等離子體密度增強、極蓋區(qū)等離子體云塊、極光橢圓、中緯槽區(qū)等）引起的閃爍強度，分析了可能的形成機制，在各不均勻體邊緣發(fā)現(xiàn)表現(xiàn)不同的電離層閃爍（見圖14）.

圖13 （a-d）極蓋區(qū)等離子體云塊D 南向運動進入極光橢圓（紅色區(qū)域），疊加接收機觀測的GPS 衛(wèi)星穿刺點位置；（e-h）各極蓋區(qū)等離子體云塊引起的電離層相位閃爍及TEC 擾動的時間序列值（修改自Jin et al., 2014）Fig.13 (a-d) The polar cap patch D moved southward and then entered into the auroral oval (red regions), superimposed with the IPPs of GPS satellites; (e-h) The corresponding time series of phase scintillations and TECs produced by 3 patches observed by the ground-based receiver from GPS satellites (modified from Jin et al., 2014)

圖14 GPS TEC 疊加CHAIN 廣域電離層閃爍（灰色方塊），兩條黑色實線表征極光橢圓邊界，（a-d）疊加幅度閃爍指數(shù)；（e-h）疊加相位閃爍指數(shù)，SED：暴時密度增強結構；TOI：舌狀電離區(qū)（修改自Wang et al., 2016）Fig.14 The GPS TEC maps combined with the ionospheric scintillations (represented by the grey squares), the two solid black curves highlight the auroral oval.(a-d) Projected the amplitude scintillation indices; (e-h) Superimposed the phase scintillations indices (modified from Wang et al., 2016)

因此，極蓋區(qū)等離子體云塊在形成及演化過程中伴隨有非常復雜的物理過程，所引發(fā)的電離層閃爍的具體表現(xiàn)及形成機理也并未完全弄清楚，這值得我們進一步研究.同時，開發(fā)更加適合高緯的電離層閃爍模型，繼而開展準確的預報或現(xiàn)報工作也依然是空間天氣領域的一大挑戰(zhàn).

6 小結及討論

本文綜述了近十年來國內外在極蓋區(qū)等離子體云塊的形成、演化及發(fā)生率的研究進展，以及其伴隨的離子上行與電離層閃爍特征.主要結論及問題概括如下：

（1）極蓋區(qū)等離子體云塊的主要形成機制是日側磁重聯(lián)過程，但其并不能解釋全部觀測事件.這就要求我們考慮多種形成機制的共同作用.近期，也有學者提出新的機制用以解釋其形成過程，比如：夜側磁重聯(lián)或其他機制調制的向陽運動速度流攜帶著低密度的等離子體，沿著晨/昏側對流結構回流進入極隙區(qū)，進而“分割”形成高密度的等離子體云塊.

（2）Zhang 等（2017）發(fā)現(xiàn)一種伴隨有粒子沉降特征的極蓋區(qū)等離子體云塊（具有場向電流、高電子溫度等特征），并將其命名為：極蓋區(qū)熱等離子體云塊.極蓋區(qū)冷/熱等離子體云塊的判定標準、物理特征、形成機制及兩者相關性都正在進一步探索中.

（3）冷而密的極蓋區(qū)等離子體云塊在日側光致電離區(qū)形成之后，一般會隨著對流結構向夜側運動.當?shù)入x子體云塊離開極蓋區(qū)，接觸極光橢圓極向邊界時，會與極向邊界極光點亮和streamers 直接相關，隨后在夜側磁重聯(lián)調制下進入極光橢圓，沿對流結構向陽回流.這一完整演化過程大約耗時3 小時.實際上，極蓋區(qū)等離子體云塊的復雜對流運動受到擾動IMF（尤其是IMFBy/Bz分量）的影響.在極蓋區(qū)等離子體云塊隨對流結構運動過程中，中性風或中性成分的變化是否會有影響，值得思考.

（4）快速運動的極蓋區(qū)等離子體云塊往往因摩擦加熱而引發(fā)明顯的離子上行事件，其本身也是離子上行的粒子源區(qū).研究表明，極蓋區(qū)等離子體云塊與離子上行的相關性還受太陽活動性、太陽天頂角等多種因素的影響或調制.為了更好地理解這一復雜的對應關系，我們需要開展深入研究.

（5）伴隨有極光活動的極蓋區(qū)等離子體云塊會引發(fā)明顯的強電離層閃爍，如：位于極隙區(qū)附近/夜側極光橢圓的極蓋區(qū)等離子體云塊.極蓋區(qū)等離子體云塊產生的電離層閃爍，還與對流運動的速度剪切密切相關.這一紛繁過程及其背后的物理機制需要深入探索.同時，未來也很有必要開發(fā)更加適用于高緯地區(qū)的電離層閃爍模型，進而開展預報/現(xiàn)報工作.