呂景天，張效信*，何 飛，黃 聰

1 中國氣象局空間天氣重點開放實驗室，國家衛(wèi)星氣象中心（國家空間天氣監(jiān)測預警中心），北京 100081

2 許健民氣象衛(wèi)星創(chuàng)新中心，北京 100081

3 中國科學院地球與行星物理重點實驗室，北京 100081

0 引 言

受太陽風的擠壓作用，地球周圍的磁力線從向陽面向背陽面逐漸彎曲，形成一個包層并向遠處延伸，呈現(xiàn)出一個被太陽風包裹住的、彗尾狀的磁層空間.地球等離子體層是內(nèi)磁層的一部分，它位于地球電離層的上部.已有的研究表明，地球等離子體層是由電離層上行粒子被地球磁力線捕獲而形成的圓環(huán)狀冷的等離子體區(qū)域，其典型電子密度為10～104cm-3，能量約為1～10 eV，溫度為3 000～5 000 K，且與地球一起共轉(zhuǎn)（Carpenter, 1966;Gringauz, 1963; Lemaire et al., 1998; He et al., 2020）.等離子體層內(nèi)離子的主要成分為H+和He+，這些粒子中H+約占90%，He+約占10%，其他微量成分為O+、O++等（Carpenter, 1966; Gringauz, 1963）.等離子體層的結(jié)構(gòu)、大小、形狀和其中等離子體的分布對地磁活動水平非常敏感.

地球等離子體層的密度隨距地心距離的增加而指數(shù)減小，并且存在非常明顯的外邊界，這個邊界被稱為等離子體層頂（plasmapause），在等離子體層頂附近，電子和離子密度在0.5RE范圍內(nèi)降低1～2 個數(shù)量級（Carpenter, 1963; Gringauz, 1963），等離子體參數(shù)、等離子體波和其他電磁現(xiàn)象都會在此處發(fā)生突變.等離子體層頂內(nèi)和等離子體層頂外的等離子體波動特征可以影響內(nèi)磁層其他許多現(xiàn)象，如環(huán)電流和輻射帶（Fok et al., 2001, 2011, 2014）.因此，等離子體層頂位置是基本的磁層參數(shù)之一，它會影響內(nèi)磁層的能量和質(zhì)量的傳播，影響等離子體層波動耗散（Fok et al., 2014）.此外，對等離子體層電子密度進行研究還具有實際應用價值.等離子體層電子密度一般比電離層電子密度低2～3 個數(shù)量級，但在GPS-TEC 測量中，通常忽略了等離子體層電子密度的貢獻.但由于無線電信號在等離子體層中的傳播路徑很長，約為3～6RE，相對于電離層中的較高的密度和較短的傳播路徑而言，其對地基TEC 貢獻有明顯的晝夜差異（Davies,1980）.因此，在電離層-等離子體層的研究中，等離子體層的貢獻不能被忽略.由于每一個GPS 接收機都擁有其獨特的等離子體層傳播路徑（不同經(jīng)緯度），對于全球TEC 的分布而言，其數(shù)據(jù)應包含等離子體層不同部分的貢獻，因此三維等離子體層密度分布的構(gòu)建尤為重要.

對等離子體層的探測已經(jīng)持續(xù)了多年.1952年，L.R.Owen Storey 利用哨聲波探測結(jié)果首先證實了等離子體存在于地球大氣層中（Keyser et al.,2009）.1960年代，Carpenter（1966 ）、Gringauz（1963）分別利用地面哨聲波和Luna-2 衛(wèi)星就位探測結(jié)果發(fā)現(xiàn)在距約3RE的區(qū)域上等離子體密度急劇下降，證實了等離子體層頂?shù)拇嬖?在過去的50年中，隨著人造衛(wèi)星技術的發(fā)展，許多探測儀器被發(fā)射升空，以揭示等離子體層的密度結(jié)構(gòu)和動力學特征.這些儀器可以分為四類：第一類是質(zhì)譜儀.該儀器可就位探測等離子體層離子密度，如OGO-5 衛(wèi)星上的氫離子體質(zhì)譜儀、DE-1 上搭載的延遲離子質(zhì)譜儀等.通過這些測量發(fā)現(xiàn)了等離子體層密度變化的很多特征（Chappell et al., 1970; Comfort et al., 1985; Harris et al., 1970; Newberry et al.,1989; Olsen et al., 1987）.第二類是等離子體波動探測儀器，測量等離子體層中離子激發(fā)的波動來反演等離子體層參數(shù)，如Carpenter 和Anderson（1992）利用ISEE-1 衛(wèi)星上的掃頻接收機的觀測數(shù)據(jù)來反演得到的電子密度分布，并以此建立了首個等離子體層電子密度分布模型——CA 模型.此后發(fā)射升空的DE-1、AKEBONO、CRRES、IMAGE、Cluster、VAP 等衛(wèi)星均搭載此類儀器，這為我們提供了大量的等離子體層電子密度探測數(shù)據(jù)（Darrouzet et al., 2009b; Kotova, 2007; Obana et al., 2021）.第三類是光學遙感儀器，通過對等離子體層He+共振散射的太陽30.4 nm 譜線進行全球成像觀測，反演等離子體層物理參數(shù).如美國IMAGE 衛(wèi)星上的EUV成像儀、日本KAGUYA上的EUV 望遠鏡和中國CE-3 上的EUV 相機（Goldstein et al., 2000, 2003;He et al., 2011, 2013, 2016）.其中IMAGE 衛(wèi)星所搭載的EUV 獲取了第一批全球等離子體層圖像，直觀展示了等離子體層羽狀、槽區(qū)、肩狀、通道狀、指狀和細齒狀幾個典型的結(jié)構(gòu)（Darrouzet et al.,2009a）.第四類是根據(jù)就位探測數(shù)據(jù)來推算電子密度.例如，許多研究利用THEMIS 衛(wèi)星上所搭載的電場儀器（electric field instrument, EFI）和靜電分析儀（electro-static analyzer, ESA）所測量的航天器電勢和電子熱速度，推斷出總電子密度（Li et al., 2010）.目前，基于該衛(wèi)星觀測數(shù)據(jù)已建立了多個等離子體層頂模型（Cho et al., 2015; Liu et al.,2015; Verbanac et al.,, 2015）.

基于以上衛(wèi)星探測數(shù)據(jù)，大量的研究結(jié)果均表明，地球等離子體層是非常動態(tài)的，其結(jié)構(gòu)和組成在不同地磁活動的影響下會發(fā)生顯著的變化.同時，近年來一系列研究成果對等離子層頂?shù)男纬?、等離子層內(nèi)部以及等離子層表面上存在各種大小和形狀的密度結(jié)構(gòu)、等離子層的填充和侵蝕過程都有了更為深入的解釋.本文結(jié)構(gòu)安排如下：在第1～4 節(jié)中，我們回顧了近年來等離子體層對地磁活動響應的研究成果、等離子體層中的波、頂部電離層和等離子體層電子含量變化規(guī)律以及等離子體層頂和等離子體層密度模型的發(fā)展.在第5 節(jié)中，我們提出了對等離子體層的研究工作中一些亟待解決的問題.

1 等離子體層與地磁活動

等離子體層是空間環(huán)境擾動狀態(tài)的指示器，等離子體層的動態(tài)分布變化是太陽風和磁層相互作用的結(jié)果.由太陽日冕向外噴發(fā)的高速等離子會誘發(fā)磁層大尺度對流運動，引起磁層內(nèi)部各個區(qū)域擾動，這其中也包括等離子體層（Burch et al., 2001;Frank, 1971; Kersley and Klobuchar, 1980; Li and Xu,2005）.等離子體層的大小和形狀隨地磁活動的水平變化很大.等離子體層在地磁活動水平增強期間迅速向低L值（L為漂移殼參數(shù)）區(qū)域收縮或侵蝕，并在恢復期間緩慢地增長或重新填充（Gallagher et al., 2021）.

1.1 侵蝕與回填

質(zhì)量和空間分布是等離子體層最基本的屬性之一，Krall 等（2014）的研究表明，由于日照、電離層的不均勻結(jié)構(gòu)等一系列原因，電離層等離子體的流出增加了等離子體的含量.處于高緯度的等離子體外流和太陽風驅(qū)動傳輸可能導致內(nèi)磁層等離子體層質(zhì)量增加（Gallagher and Comfort, 2016）.由于等離子體層與地球的近似共旋而產(chǎn)生的離心力以及磁場梯度不穩(wěn)定性也可能導致等離子體層向外漂移（André and Lemaire, 2006; Lemaire and Schunk,1992），有部分研究表明等離子體層不完全隨地球旋轉(zhuǎn)（Bespalov et al., 1996; Burch et al., 2004; Gallagher et al., 2005; Galvan et al., 2010; Huang et al.,2011）.然而，對等離子體層質(zhì)量和空間分布的理解受到我們測量其傳輸、填充、損耗及其分布的方式的影響，利用單或多顆衛(wèi)星都無法使用原位探測的方式跟蹤等離子體層和電離層之間物質(zhì)輸運的方式，這無疑限制了我們對因流出和傳輸而引起的等離子體層密度變化的理解能力（Gallagher et al.,2021）.

目前的研究表明，等離子體層最初的侵蝕出現(xiàn)在午夜側(cè)附近（Gallagher and Adrian, 2007; Goldstein and Sandel, 2005）.在不同的MLT 區(qū)間上，等離子體的損失分布在不同磁地方時區(qū)間上，因此侵蝕的影響從初始位置以有限的速度傳播.對EUV /IMAGE 的觀測數(shù)據(jù)進行分析，所有侵蝕事件中都觀察到了這種傳播效應（Goldstein and Sandel,2005）.此外，RPI / IMAGE 觀測結(jié)果還顯示了等離子體沿磁力線上的顯著損失.2004年，Reinisch等（2004）分析了2001年3月31日磁暴期間的觀測數(shù)據(jù)，結(jié)果表明，等離子體層通量管在不到14小時內(nèi)損失了超過66%的等離子體，并且在10 天內(nèi)發(fā)生了再填充（Reinisch et al., 2004）.通過對等離子層的質(zhì)量密度作為地方時函數(shù)的統(tǒng)計分析，Chi 等（2013）發(fā)現(xiàn)，在研究的所有緯度中，午后的質(zhì)量密度都有所增加，且L= 2～3 區(qū)間上夜側(cè)密度會進一步增加.利用LANL 和IMAGE 衛(wèi)星的觀測結(jié)果，Denton 和Borovsky（2014）證明地磁活動的變化極大地影響了等離子體層羽及其鄰近區(qū)域的電子密度，但對質(zhì)量密度并沒有顯著影響.Kwon 等（2015）基于THEMIS 衛(wèi)星的電勢數(shù)據(jù)，對地磁活動平靜期間等離子體層頂位置進行了統(tǒng)計研究.在地磁活動平靜時，在黃昏區(qū)域觀察到輕微的等離子體層凸起，并且等離子體層頂幾乎延伸到所有MLT 區(qū)間上的地球同步軌道.這些結(jié)果證實了由對流和共轉(zhuǎn)電場的組合在全球驅(qū)動的等離子體空間分布的一般情況.Bandi?等（2016）利用CRRES衛(wèi)星數(shù)據(jù)計算了不同地磁活動水平下的等離子體層頂空間形狀在MLT 上的分布特征.他們發(fā)現(xiàn)，在較高的地磁活動水平下，等離子體層在黃昏后具有最大的外部擴展，并且對流電場的減少使這種擴展轉(zhuǎn)向了午夜，這表明等離子體層頂是由交換不穩(wěn)定性運動機制形成的.

基于IMAGE 衛(wèi)星的極紫外成像儀（EUV）對He+的全球觀測，可以通過侵蝕和再填充時間的積分質(zhì)量來量化等離子體層的含量（Burch, 2000;Goldstein et al., 2019; Sandel et al., 2000; Sandel and Denton, 2007）.2019年基于RIMS / DE-1 數(shù)據(jù)，Goldstein等（2019）對冷的等離子體濃度對溫度的依賴性進行了研究分析.如圖1 所示，發(fā)現(xiàn)冷H+和He+對溫度的依賴性非常弱，但較冷的O+濃度會隨著這些離子變暖而急劇增加（Goldstein et al.,2019）.Spasojevic 和Sandel（2010）計算了等離子體層He+的整體損失情況.另外，通過使用He+和H+數(shù)密度比值來估計從等離子體層中損失物質(zhì)的總量，并對總的質(zhì)量損失進行了定量分析.2021年，Gallagher 等（2021）對等離子體層的侵蝕和回填進行了全球范圍的考察，認為磁暴期間等離子體層的損失類比為“呼吸”過程，在呼氣過程中等離子體會損失.在接下來的平靜期，會再次填充或吸入等離子體層.等離子體在平均等離子體層頂?shù)奈恢靡詢?nèi)約有22%～42%的侵蝕，在其以外約為35%～72%.在較低的太陽活動期間，發(fā)現(xiàn)更多的可變性和更高的再填充率.如圖2 所示，在對其質(zhì)量含量進行了54 天的跟蹤后，只有第一次吸氣/呼氣是“深的”，其余部分則結(jié)轉(zhuǎn)了過去和持續(xù)活動的后果，這阻礙了等離子體層的全面恢復（Gallagher et al., 2021）.

圖1 離子密度、溫度和組成比的統(tǒng)計分布，黑色粗實線為相應L 位置觀測結(jié)果的中值和標準差（修改自Goldstein et al.,2019）Fig.1 Statistical distributions of ion density, temperature, and composition ratio.Thick black lines indicate per-L median and standard deviations (modified from Goldstein et al., 2019)

圖2 從2001年5月5日至2001年6月28日，約54 天的等離子體層總質(zhì)量含量與該時間段的地磁指數(shù)Dst 和Kp（修改自Gallagher et al., 2021）Fig.2 The total content of the inner plasmasphere (1.5≤ L ≤3.0) by mass is plotted for roughly 54 days from 2011-05-05 to 2001-06-28.Geomagnetic indices Dst and Kp are shown in the bottom panel (modified from Gallagher et al., 2021)

1.2 等離子體層羽與重聯(lián)

對流電場控制著等離子體層中粒子的運動.在地磁活動平靜時期對流電場較小，等離子體層可以延伸到超出地球同步軌道的區(qū)域上（～ 6.6RE）.在強地磁暴期間，對流電場增加，將等離子體層的外部區(qū)域侵蝕成羽狀結(jié)構(gòu)，該區(qū)域向日側(cè)磁層頂延伸，并在日側(cè)午后區(qū)域到達重聯(lián)點.基于THEMIS 衛(wèi)星觀測數(shù)據(jù)進行統(tǒng)計研究，在12.5 %的穿越期間，等離子體層羽存在于日側(cè)的磁層頂.當該結(jié)構(gòu)到達磁層頂時，它在磁地方時中最常見的位置是MLT =13.6.在日側(cè)重區(qū)域存在致密的冷的等離子體，這表明其可影響該區(qū)域等離子體的分布情況，從而影響重聯(lián)過程（Walsh et al., 2013）.

Toledo-Redondo 等（2016）分析了磁重聯(lián)事件期間日側(cè)磁層頂冷離子的觀測結(jié)果，這些離子被靠近重聯(lián)X 分界線區(qū)域內(nèi)的波和電場加熱.Zhang 等（2018）使用THEMIS 數(shù)據(jù)考察了磁層頂日下點附近等離子體層羽的起源，這些流入的冷等離子體可能已分別磁重聯(lián)區(qū)域內(nèi)的旋轉(zhuǎn)間斷和慢激波加速.基于模擬，Ouellette 等（2016）和Wang 等（2016）發(fā)現(xiàn)，當在日側(cè)磁層頂觀測到等離子體層羽時，重聯(lián)率顯著降低.基于MMS 衛(wèi)星的探測結(jié)果，F(xiàn)uselier 等（2016）試圖在昏側(cè)磁層頂附近尋找冷的等離子體.由于儀器探測能量的限制，他們并沒有檢測到來自等離子體層羽的冷的等離子體.所觀測到的離子對昏側(cè)磁層頂?shù)闹芈?lián)影響不大，主要是因為它們的密度較低，對重聯(lián)區(qū)域的貢獻有限，僅有冷的致密的等離子體才有可能產(chǎn)生這種影響.Dargent 等（2020）模擬了等離子體層羽到達磁層頂?shù)倪^程，如圖3 所示.模擬分為了四個部分：初始不穩(wěn)定狀態(tài)、等離子體層羽到達磁層頂之前的穩(wěn)定狀態(tài)、等離子體層羽相互作用以及其被重聯(lián)區(qū)域完全吞沒后的穩(wěn)定狀態(tài).等離子體溫度的變化對磁重聯(lián)率沒有影響，平均而言，磁重聯(lián)率僅取決于總離子密度.

圖3 對重聯(lián)率依賴性的模擬.（a）對于重聯(lián)率的模擬；（b）用于歸一化重聯(lián)率的磁場和密度的漸進值；（c）所有模擬時間的散點圖（修改自Dargent et al., 2020）Fig.3 (a) Reconnection rate R of the plume simulation.(b) Asymptotic values of magnetic field and density used to normalize the reconnection rate.(c) Scatter plot for all the times in the simulations (modified from Dargent et al., 2020)

2 等離子體層中的波

等離子體波動是了解質(zhì)量和能量如何從磁尾轉(zhuǎn)移到等離子層、電離層并最終轉(zhuǎn)移到大氣的關鍵.小尺度波可以耗散能量并影響等離子體層的熱狀態(tài)，而大尺度波可以反映等離子體層的整體形態(tài)（Khazanov et al., 1996）.在等離子層中傳播的波與介質(zhì)中存在的帶電粒子相互作用，可以加速或減速它們.粒子也可以擴散到損失錐中并沉降到較低的高度.反過來，波也可以被放大或衰減.在等離子體層中，發(fā)現(xiàn)了從幾mH 到MHz 的豐富的波.此外，它們還可以作為等離子體狀態(tài)和相關物理過程的有用診斷工具（Singh, 2010）.自1950年以來，地基和天基觀測收集了大量關于等離子體層中波的信息，并獲得了有關等離子體層特性和過程的寶貴信息（Lemaire et al., 1998）.低頻哨聲波是等離子體層中第一個被觀測到的波，其特征提供了等離子體層大部分的早期信息，如電子密度、通量管的總電子含量、電子通量的傳輸、通量管特性、大尺度電場特性、等離子體層整體的形狀和等離子體層頂位置信息等（Carpenter, 1963, 1966, 1970, 2004; Park,1972; Park et al., 1978; Singh A K and Singh R P,1999; Singh R P et al., 1998; Singh U P and Singh R P, 1997）.

2.1 等離子體層中的超低頻波

超低頻波是頻率在 1 mHz～1 Hz 之間的地磁脈動，與地球磁層中其他波動相比（例如，嘶聲波、合聲波、磁聲波等），超低頻波主要有以下三個特點：（1）頻率最低；（2）波長最長；（3）能量密度最大（Zong et al., 2017a）.這種大尺度的磁流體力學波在太陽風-磁層-電離層耦合中對物質(zhì)輸運和能量傳遞起著關鍵作用（Ren and Zong, 2022）.大多理論都將等離子體層頂視為一個陡變的邊界，而等離子體層羽狀結(jié)構(gòu)的存在會使一定頻率范圍內(nèi)的超低頻波束縛在這一區(qū)域中（Lee and Kim, 1999;Liu et al., 2013; Menk et al., 2014）.Ren 等（2019）利用 VAP 衛(wèi)星共6年的觀測數(shù)據(jù)統(tǒng)計分析了超低頻波與低能電子相互作用發(fā)生的空間分布情況，發(fā)現(xiàn)在昏側(cè)的發(fā)生率明顯高于晨側(cè)，并且Pc 4-5 波段的波譜強度同樣呈現(xiàn)出晨昏不對稱性.Li 等（2017）進一步分析了北斗衛(wèi)星搭載的電子能譜儀所得觀測數(shù)據(jù)，發(fā)現(xiàn)這種區(qū)域性的超低頻波和共振能量電子的能譜色散一致性很好（Li et al., 2017）.Degeling等（2018）對對流電場驅(qū)動的等離子體層羽狀結(jié)構(gòu)演化對超低頻波空間分布影響進行了研究，其結(jié)果顯示在羽狀結(jié)構(gòu)還未出現(xiàn)的初始狀態(tài)下，超低頻波分布在晨昏兩側(cè)并且呈現(xiàn)對稱分布，隨著羽狀結(jié)構(gòu)的形成，超低頻波的分布呈現(xiàn)出了明顯的晨昏不對稱性.此外，共振能量電子的投擲角色散特征中也找到了局域性的超低頻波存在的證據(jù)（Hao et al.,2017; Zhao et al., 2020, 2021）.如圖4 所示，Zhao等（2021）利用VAP 衛(wèi)星在2013—2017年的觀測數(shù)據(jù)找到了一系列“條形”和“回旋鏢形”事件，利用其中投擲角色散的特征通過理論計算反向追溯漂移共振發(fā)生的區(qū)域.通過比較這些事件的源區(qū)和等離子體層羽狀區(qū)域的關系，可以看到大部分事件都發(fā)生在等離子體層羽狀結(jié)構(gòu)中，這也再次表明了超低頻波被羽狀結(jié)構(gòu)束縛的特征.

圖4 2015年4月4日，VAP 衛(wèi)星所觀測到的不同能量通道上的“回旋鏢形”色散特征，其起源與等離子體層羽的比較.（a-h）色散特征；（i）色散回溯結(jié)果，不同顏色代表不同的能量通道（修改自Zhao et al., 2021）Fig.4 "Boomerang-shaped" stripes on different energy channels observed by Van Allen Probes on April 4, 2015, and its origins compared with that of the plasmaspheric plume.(a-h) Show the "Boomerang-shaped" stripes on different energy channels; (i)Shows the solid and hollow circles represent the trace-back results from "boomerang-shaped" stripes observed by VAP-A and VAP-B, respectively (modified from Zhao et al., 2021)

2.2 等離子體層頂表面波

太陽風和行星際磁場在驅(qū)動地球磁層能量耗散中扮演著決定性角色.當行星際磁場具有南向分量時，太陽風物質(zhì)和能量就會進入地球磁層，在其中對流，并最終釋放到電離層和高層大氣中，產(chǎn)生極光現(xiàn)象.在磁層中傳播的大部分電磁能量由超低頻波攜帶，并能耦合不同的等離子體區(qū)域.外源脈沖可在磁層頂附近激發(fā)表面波，由表面波引起的超低頻波可向內(nèi)傳播，并通過磁力線共振激發(fā)阿爾芬駐波（Pu and Kivelson, 1983）.2020年，He 等（2020）通過多衛(wèi)星觀測等離子體層頂?shù)谋砻娌?，發(fā)現(xiàn)當環(huán)電流周期性注入擠壓陡峭的等離子層頂時，能夠形成等離子層頂表面波（PSW），散射能量粒子發(fā)生沉降從而產(chǎn)生鋸齒極光.圖5 展示了鋸齒極光的觀測證據(jù).利用FY-3D 衛(wèi)星5年的極光觀測統(tǒng)計了磁暴期間“鋸齒形”極光的發(fā)生率，發(fā)現(xiàn)其高達90%以上.等離子體層頂表面波可能在磁暴期間有著極高的發(fā)生率（He et al., 2020; Zhang et al., 2019）.該項工作的重要意義在于初步厘清了長期以來關于PSW 和鋸齒極光的疑問和爭論，發(fā)現(xiàn)了磁層內(nèi)波動能量激發(fā)和傳播的新模式.

圖5 表面波（a、d-f、g-i）和關聯(lián)的鋸齒極光（b-c）的觀測證據(jù)（修改自He et al., 2020）Fig.5 Coordinated observations of PSW and associated SA on July 16, 2017 (modified from He et al., 2020)

2.3 超低頻波對等離子體層低能粒子的影響

行星際激波在磁層中引起的電場擾動和磁場變化會對等離子體層產(chǎn)生非常顯著的影響（Samsonov et al., 2007; Yue et al., 2016; Zhang et al.,2012），等離子體層羽狀結(jié)構(gòu)在這種影響下密度會在幾分鐘內(nèi)從10 cm-3增加到100 cm-3（Zhang et al., 2012）.以往的研究主要關注超低頻波對輻射帶高能電子和環(huán)電流能量離子的影響（例如, Zong et al., 2007, 2009, 2012）.最近，Van Allen Probes 衛(wèi)星（Ren et al., 2017, 2018, 2019; Ren, 2019）和Cluster 衛(wèi)星（Zong et al., 2017b）的觀測表明超低頻波可通過漂移-彈跳共振加速等離子體層低能電子，MMS 衛(wèi)星觀測結(jié)果表明超低頻波通過E × B調(diào)制低能離子且將離子成分進行區(qū)分，從而對磁層中低能離子的主要成分進行探測（例如, Liu et al.,2019）.但目前關于地球磁層中超低頻波與低能粒子之間的相互作用研究還有很多問題亟待解決，包括：（1）超低頻波對冷離子的影響是否顯著？其分布特征如何？（2）大尺度的超低頻波對等離子體波的激發(fā)和空間分布有多大的影響？主導機制有哪些？（3）超低頻波如何影響等離子體層中各類結(jié)構(gòu)的密度分布？（4）等離子體層頂表面波對內(nèi)磁層的動力學過程有些影響？（5）磁層頂表面波或等離子基層羽狀結(jié)構(gòu)中束縛的超低頻波能否通過與低能粒子的相互作用影響磁層頂重聯(lián)過程等（Ren and Zong, 2022）.

3 頂部電離層及等離子體層電子含量的變化規(guī)律

電離層位于地球表面以上60 km 到1 000 km，其主要成分包括電子、O+、H+、He+以及其他微量的重離子，整體上呈現(xiàn)出電中性.通常，O+占到80%左右，但太陽中的紫外和X 射線輻射導致的光化學過程變化也會使得其離子成分產(chǎn)生變化（Kelley, 1989），這也使得電離層總電子含量（TEC）會產(chǎn)生明顯的時空變化特征.地球等離子體層、電離層共同構(gòu)成了一個緊密耦合和相互作用的非線性系統(tǒng).等離子體層、電離層重疊區(qū)域中的等離子體包裹在地球磁場中，電場、電流、壓力梯度和波動對該系統(tǒng)的動力學過程都有很大影響.通過對等離子體層電子含量變化規(guī)律的研究，能夠加深我們對電離層與等離子體層之間所發(fā)生的各種動力學耦合過程作用機制的理解.

3.1 頂部電離層及等離子體層電子含量的分布特征

衛(wèi)星導航、定位和授時以及遙感、遙測等誤差很重要的一個來源就是電波傳播路徑上的等離子體對電波的影響.這種誤差主要與電波傳播路徑上單位截面柱體里的積分電子含量（即通常所謂的總電子含量TEC）有關.Yizengaw 等（2008）利用Jason-1 衛(wèi)星上的GPS 數(shù)據(jù)首次估計了等離子體層電子含量.通過統(tǒng)計，發(fā)現(xiàn)在夜間和太陽活動平靜期，等離子體層的電子含量占電離層和等離子體層總電子含量的相當大比例，白天約為10%，晚上高達60%.在實際應用中，由于GPS-TEC 測量時電波在等離子體層中的傳播路徑很長，約3～6RE，等離子體層的電子含量仍占相當大的比例，要獲得更為精確的傳播路徑上的電子密度，就需要考慮到等離子體層在其中的貢獻（Jin et al., 2021; Mishin and Burke, 2005; Pierrard and Voiculescu, 2011; Prol and Hoque, 2021; Thompson et al., 2009; Zhang et al.,2016, 2017）.2021年，Jin 等（2021）利用COSMIC 衛(wèi)星觀測數(shù)據(jù)對頂部電離層及等離子體層的長期變化進行了研究.逐年的統(tǒng)計結(jié)果表明在不同的太陽活動背景條件下，等離子體層總電子含量（PTEC）有著明顯的地方時分布特征和季節(jié)變化特征，如圖6 所示.此外，根據(jù)PTEC 的長期變化和F10.7 指數(shù)存在高度相關，特別是在白天地磁緯度高的地區(qū)，相關系數(shù)可以達到0.93（Jin et al.,2021）.

圖6 2007年1月至2017年12月的月均F10.7 指數(shù)和平均白天和夜間PTEC（修改自Jin et al., 2021）Fig.6 Monthly mean F10.7 index and mean daytime and nighttime PTEC from January 2007 to December 2017(modified from Jin et al., 2021)

3.2 對電離層模型的改進

Zhang 等（2017）利用COSMIC 衛(wèi)星podTEC數(shù)據(jù)分析了頂部電離層及等離子體層電子含量變化特征并將其與IRI_Plas 模型進行了對比研究.如圖7所示，頂部電離層及等離子體層電子含量隨地磁緯度的分布以及隨地方時、季節(jié)、太陽活動水平高低年產(chǎn)生不同程度上的變化.所觀測到的頂部電離層及等離子體層電子含量變化季節(jié)變化規(guī)律的上述經(jīng)度依賴特征并沒有在IRI _Plas 模型中得到體現(xiàn)；IRI_Plas 模型給出的值通常小于觀測得到的頂部電離層及等離子體層電子含量變化，尤其是在夜間.而且，IRI_Plas 模型給出的結(jié)果在低緯區(qū)域出現(xiàn)了不真實的“雙峰”結(jié)構(gòu)，而這種“雙峰”結(jié)構(gòu)并沒有出現(xiàn)在觀測結(jié)果中.這些結(jié)果為IRI_Plas 模型的改進方向提供了參考價值（Zhang et al., 2017）.Kashcheyev 和Nava（2019）進一步對NeQuick 2經(jīng)驗電離層模型進行了驗證.通過將等離子體層電子密度與太陽活動水平、季節(jié)、當?shù)貢r間和地磁緯度建立函數(shù)關系，表明NeQuick 2 模型低估了電離層頂部和等離子層電子含量，尤其是在上午時段.模型和實驗數(shù)據(jù)之間的差異最大的條件也已被確定并被認為是未來模型改進的指示.2021年，基于低軌衛(wèi)星上的GNSS 測量，Prol 和Hoque（2021）開發(fā)了一種三維模型方法來描述頂部電離層和等離子體層的電子密度.與NeQuick 相比，對頂部電離層和等離子體層有了更為準確的描述：在800 km 處的電子密度方面有15%的改進，在大多頂部電離層區(qū)域，不同太陽活動下有著26%～55%的改善.

圖7 2008年不同經(jīng)度觀測到的TPEC 的季節(jié)變化（修改自Zhang et al., 2017）Fig.7 Seasonal variation of the observed TPEC at different longitudes for 2008 (modified from Zhang et al., 2017)

4 等離子體層模型

等離子體層對內(nèi)磁層的很多物理過程很重要，其大小和形狀控制著等離子體層波的生成和傳播，并影響著波粒相互作用，從而極大地影響高能離子和電子在廣泛能量范圍內(nèi)的分布.等離子體層密度是空間天氣領域很多應用的關鍵參數(shù)，例如航天器充電引起的航天器異常分析和對GPS 導航誤差的精確校準等.因此，需要更為準確地對等離子體層進行建模，模擬不同空間天氣參量下等離子體層的分布特征，以便可以為上述應用提供更好的支撐.

4.1 等離子體層頂模型

此前，用于確定等離子體空間位置的模型有兩類，包括基于物理的模型和基于統(tǒng)計的經(jīng)驗模型.全球核心等離子體層模型可以用密度的徑向陡變梯度來對等離子體層頂進行識別（He et al., 2013;Liemohn et al., 2004; Ober et al., 1997）.Pierrard 等（2009）詳細地回顧了基于物理的等離子體層模型.Verigin 等（2012）和Kotova 等（2015）基于物理對地球等離子體層密度進行了重建，并在最后將等離子體層頂描述為了一個閉合的流線，但形狀分布更加準確.這些模型增加了我們對等離子體層的物理理解.與此同時，很多基于統(tǒng)計的等離子體層頂位置分布模型也已被開發(fā).通常，這些模型都是用單參數(shù)或多參數(shù)擬合構(gòu)建的.例如，Carpenter 和Anderson（1992）基于Kp 指數(shù)，第一個提出了等離子體層頂距離地心的方程.根據(jù)這一體系，更多的空間天氣指數(shù)被使用以構(gòu)建等離子體層模型，如Dst、SYM-H、AE 等（Moldwin et al., 2002;O'Brien and Moldwin, 2003）.由于地球空間變化的直接驅(qū)動因素是外部太陽風，因此很多研究將太陽風和行星際磁場（IMF）作為模型驅(qū)動參數(shù)（例如,Bandi? et al., 2016; Cho et al., 2015; Larsen et al.,2007; Verbanac et al., 2015）.但這些模型大多是單參數(shù)驅(qū)動的.之后，考慮到太陽風的直接驅(qū)動以及磁暴/亞暴期間等離子體層的響應，構(gòu)建了多參數(shù)驅(qū)動模型.例如，Liu 等（2015）構(gòu)建了具有五個地磁指數(shù)（SYM-H、AL、AU、AE 和Kp）的MLT等離子體層頂空間位置模型.He 等（2017）基于多衛(wèi)星觀測結(jié)果構(gòu)建了一個龐大的等離子體層頂數(shù)據(jù)庫，并提出了一個全新的太陽風驅(qū)動的全球動態(tài)等離子體層頂模型（SWGDP）.該模型由太陽風參數(shù)和地磁指數(shù)驅(qū)動，在所有MLT 區(qū)間上可平滑地描述等離子體層頂位置分布.

更多新技術的加入讓等離子體層頂模型從二維擴展到了三維.Zheng 等（2019）基于反向傳播神經(jīng)網(wǎng)絡開發(fā)了三維等離子體層頂分布模型.作為第一個三維等離子體層頂經(jīng)驗模型，該模型對應于真實的等離子層頂結(jié)構(gòu)，并可輸入?yún)?shù)來進行等離子體層頂位形的預報，具有很高的空間天氣應用價值.模型對輸入?yún)?shù)、時間、季節(jié)和年份高度敏感.圖8 顯示了該模型與THEMIS 衛(wèi)星穿越等離子體層實際位置的比較結(jié)果，模型與觀測結(jié)果具有很強的一致性.與以往的模型相比，該模型可以提供更準確的等離子體層頂位置，也可以作為開發(fā)其他模型如全球等離子體層密度模型的基礎參考.

圖8 THEMIS 衛(wèi)星的12 次等離子體層頂穿越事件，黑點代表真實穿越位置，藍線代表衛(wèi)星軌道（修改自Zheng et al., 2019）Fig.8 Twelve crossing events of THEMIS satellites.The black spot in each picture indicates the true crossing position and the blue line denotes the orbit (modified from Zheng et al., 2019)

4.2 等離子體層密度分布模型

近幾十年來，已經(jīng)開發(fā)了許多基于物理和經(jīng)驗的等離子體層密度分布模型，其可分為以下三類：磁赤道等離子體層電子密度分布模型（Berube et al., 2005; Carpenter and Anderson, 1992; Chu et al.,2017a; Sheeley et al., 2001; Zhelavskaya et al., 2017,2021）、場向密度分布模型（Huang et al., 2004;Ozhogin et al., 2012; Tu et al., 2006）和全球等離子體層電子密度分布模型（Chu et al., 2017b; Gallagher et al., 2000）.

Carpenter 和 Anderson（ 1992）、 Sheeley 等（2001）使用等離子體層密度觀測結(jié)果進行統(tǒng)計平均研究，并建立了粒子密度隨L值變化的模型.Carpenter 和Anderson（CA）模型是基于國際日地探測器（ISEE-1）掃頻接收機（SFR）觀測數(shù)據(jù)的等離子體層穩(wěn)態(tài)電子密度分布模型，其空間覆蓋范圍為2.25 ＜L＜ 8.CA 模型采用了分段方式重建了MLT = 0—6 和MLT = 6—15 磁地方時范圍內(nèi)的磁赤道面上等離子體層電子密度分布.與CA 模型相比，Sheeley 模型僅使用一個函數(shù)映射所有磁地方時，其范圍覆蓋了3.0 ≤L≤ 7.0.Gallagher 等（2000）開發(fā)了全球核心等離子體模型（GCPM），其利用幾個過渡方程將幾個之前開發(fā)的模型（Carpenter and Anderson, 1992; Gallagher et al., 1998）進行了結(jié)合，以提供更為全面的內(nèi)磁層等離子體密度分布描述.與此同時，IMAGE 的探測結(jié)果促進了場向模型的建立.IMAGE 搭載的無線電等離子體成像儀（RPI）可以發(fā)射和接收從3 kHz 到3 MHz 的波（Burley et al., 2000; Reinisch et al., 2000）.通過掃描和傳輸不同頻率的波，可以在很短的時間內(nèi)獲得同一磁力線上的大量電子密度數(shù)據(jù)，這有助于我們精確地建立等離子體層場向模型.基于IMAGE 探測數(shù)據(jù)，Huang 等（2004）和Tu 等（2006）建立了徑向二維電子密度分布模型.此外，在動態(tài)模型方面，基于磁通管對流理論，Ober 等（1997）建立了動態(tài)全球核心等離子體層模型（DGCPM）.在不同太陽風和地磁活動參數(shù)的驅(qū)動下，考慮了通量管體積變化和電離層和等離子體層離子含量變化引起的對流再填充效應，實現(xiàn)了對磁赤道面上等離子體層密度分布的計算.近5年來，許多新技術的加入極大地推動了等離子體層模型的發(fā)展.如圖9 所示，Chu 等（2017a, 2017b）基于神經(jīng)網(wǎng)絡算法，利用多顆衛(wèi)星的觀測數(shù)據(jù)對磁赤道面上的等離子體層電子密度分布和三維動態(tài)等離子體層密度分布進行建模，并提出了DEN3D 模型，其很好地模擬了等離子體層在磁暴期間的一般動態(tài)特征.此外，Zhelavskaya 等（2017, 2021）將神經(jīng)網(wǎng)絡算法與基于物理的等離子體層電子密度分布模型相結(jié)合，提出了PINE 模型.圖10 展示了2016年7月至2018年1月期間，Zhelavskaya 等（2021）的離子體層同化模型和VAP-A 觀測數(shù)據(jù)的長期比較結(jié)果，表明其具有良好的定量性能，并且很好地再現(xiàn)了等離子體層的一般動態(tài)特征.

圖9 2013年6月1日發(fā)生的地磁暴期間DEN3D 模型的電子密度剖面情況.上圖顯示了SYM-H 指數(shù)（紅色）和AL 指數(shù)的絕對值（藍色）（修改自Chu et al., 2017b）Fig.9 Overview of electron density profiles along magnetic field lines during a geomagnetic storm that occurred on June 1, 2013.The figure on top shows the SYM-H index (red) and absolute values of the AL index (blue).The four contours show the fieldaligned density profiles in the noon-midnight meridian plane modeled by the DEN3D model.The four times are indicated by the vertical dashed lines (modified from Chu et al., 2017b)

圖10 2016年7月至2018年1月期間，離子體層同化模型和VAP-A 觀測數(shù)據(jù)的長期比較（修改自Zhelavskaya et al., 2021）Fig.10 Long-term comparison of the assimilative model and RBSP-A density measurements during July 2016 to January 2018 (modified from Zhelavskaya et al., 2021)

然而，應該注意的是，CA 模型中的槽密度和Sheeley 模型中的等離子體層和槽密度是L和MLT的函數(shù)，它們與地磁活動無關.CA 模型的等離子體層密度的經(jīng)驗函數(shù)考慮了太陽周期效應，但這意味著模型輸出的等離子體層密度僅依賴于幾個月的長時間尺度（半年變化和太陽周期），無法描述等離子體層隨著更多空間天氣參量的動態(tài)變化特征（Chu et al., 2017a）.基于神經(jīng)網(wǎng)絡算法的模型的性能在很大程度上取決于訓練數(shù)據(jù)的可用性.當數(shù)據(jù)覆蓋范圍有限或不存在時，不可能從有限數(shù)量的示例中學習（例如在地磁暴期間）.這時神經(jīng)網(wǎng)絡算法的性能將顯著降低，基于觀測數(shù)據(jù)的經(jīng)驗模型將更加穩(wěn)定（Chen et al., 2019; Zhelavskaya et al.,2021）.

5 總結(jié)和展望

本文對等離子體層對地磁活動的響應、等離子體層中的波、頂部電離層及等離子體層電子含量的變化規(guī)律和等離子體層模型這四個方面的研究內(nèi)容進行了回顧.這些工作集中展示了等離子體層在不同太陽風、地磁活動條件下地球等離子體層的動態(tài)特征，這也說明了由太陽風磁層相互作用是等離子體層對地磁擾動動態(tài)響應的關鍵.總體上來看，對流增強造成的等離子體層侵蝕的早期假設已經(jīng)通過觀測數(shù)據(jù)得到了證實，但是等離子體層羽狀結(jié)構(gòu)形成背后的物質(zhì)輸運特征仍需要被更廣泛和深入地研究.地磁擾動期間，等離子體層-電離層或等離子體層-磁層之間的等離子體交換機制仍需要明確.此外，等離子體層表面波的假設在近些年來得到了證實，其驅(qū)動的“鋸齒極光”在磁暴期間發(fā)生率高達90%，表明這一物理過程是磁暴期間的普遍現(xiàn)象，對磁層空間的能量輸運產(chǎn)生關鍵影響.隨著掩星探測技術的進步，對頂部電離層的研究將逐漸增多.頂部電離層及等離子體層電子含量的長周期變化規(guī)律已經(jīng)明確，更多的動態(tài)定量變化規(guī)律在未來會被揭曉.與此同時，利用更多新技術，等離子體層模型得到了更好地發(fā)展.相較于以往的經(jīng)驗模型，基于神經(jīng)網(wǎng)絡算法的等離子體層密度模型更加動態(tài)和準確，但對于極端地磁條件下等離子體層電子密度的預測能力仍需完善.

除此之外，在對等離子體層的研究上，仍有很多問題亟待解決，包括：（1）等離子層中的等離子體在磁層中是如何輸運的？有多少是通過磁層頂重聯(lián)進入磁鞘并在太陽風中損失？在重聯(lián)的過程中，有多少等離子體因此被磁尾所捕獲？這些等離子體是否可以被加速并且成為內(nèi)磁層區(qū)域中粒子的一部分？（2）等離子體層和電離層之間的定量輸運情況是什么樣的，其全球分布特征有何特點？等離子體層-電離層物質(zhì)輸運的損失對太陽風地磁活動的響應是如何的？不同緯度電離層-等離子體層耦合的動力學差異和輸運機制是什么？不同成分的離子是變化特征是什么？（3）熱層是如何影響等離子體層的填充的？在填充過程中的物理過程如何隨著填充過程的進展而發(fā)生變化？（4）等離子體層中離子質(zhì)量的作用是什么，在填充過程中該是如何變化的？具有不同起源和性質(zhì)的等離子體以及所涉及的各種過程是否混淆了我們對等離子體層填充的理解？（5）等離子體層頂?shù)奶厥饨Y(jié)構(gòu)的激發(fā)和傳播機制是什么？ 等離子體層頂對等離子層頂表面波波長和振幅特征的調(diào)控能否被更進一步地闡述？等離子體層的典型結(jié)構(gòu)是否都可以被很好地解釋？